UNIVERSITA DEGLI STUDI DI PADOVA · 2018-04-30 · UNIVERSITA DEGLI STUDI DI PADOVA Dipartimento di...

UNIVERSITA DEGLI STUDI DI PADOVA

Dipartimento di Fisica e Astronomia Corso di Laurea

Magistrale in Astronomia

Tesi di Laurea Magistrale

Effetti di profondita ottica lungo il profilo

delle righe di Balmer dell’idrogeno in galassie

di tipo Narrow Line Seyfert 1

Relatore:

Prof. Piero Rafanelli

Co-relatore:

Dott. Giovanni La Mura

Laureanda: Sabrina Mordini

Matricola: 1061872

Anno Accademico 2016/2017

Indice

Introduzione 1

1 Sulla natura degli AGN e delle NLS1 3

1.1 Nuclei Galattici Attivi . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3

1.2 Narrow Line Seyfert 1 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8

1.3 Caratterizzazione tramite SED . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11

1.3.1 Emissione Radio . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12

1.3.2 Emissione Infrarossa . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 13

1.3.3 Emissione Ottica e Ultravioletta . . . . . . . . . . . . . 16

1.3.4 Emissione X . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 20

1.3.5 Emissione Gamma . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 26

1.3.6 Le Narrow Line Seyfert 1 radio-loud . . . . . . . . . . . 27

2 Considerazioni teoriche sullo spettro dell’idrogeno 35

2.1 Le righe di emissione negli AGN . . . . . . . . . . . . . . . . . 35

2.1.1 Modelli Teorici . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 37

2.1.2 Modelli di fotoionizzazione . . . . . . . . . . . . . . . . 38

2.2 Righe di ricombinazione e trasporto radiativo . . . . . . . . . 41

2.2.1 Righe ottiche di ricombinazione . . . . . . . . . . . . . 41

2.2.2 Effetti di trasporto radiativo in HI . . . . . . . . . . . 48

3 Analisi Dati 55

3.1 Il campione . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 56

3.2 Creazione del modello con profilo Gaussiano . . . . . . . . . . 60

3.2.1 La procedura automatica . . . . . . . . . . . . . . . . . 61

3.2.2 Casi particolari . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 64

3

4 INDICE

3.3 Analisi delle componenti allargate . . . . . . . . . . . . . . . . 68

4 Risultati e discussione 73

Conclusioni 83

Appendice A 85

Appendice B 95

Appendice C 99

Bibliografia 103

Introduzione

Le galassie di tipo Narrow Line Seyfert 1 sono una sottoclasse degli AGN

di tipo 1 che mostrano un insieme di caratteristiche peculiari soprattutto in

banda ottica e UV. Sono oggetti relativamente rari con componenti allargate

relativamente strette rispetto a normali Seyfert 1, forte emissione di FeII, ed

emissione debole nelle componenti strette. Studi dettagliati sulle proprieta

ottive ed UV di questi oggetti sono limitati, e studi sulla loro Spectral E-

nergy Distribution che coprano ampie bande in una sola epoca sono quasi

completamente assenti. Questo tipo di dati risulta particolarmente utile per

testare e limitare i modelli proposti per queste sorgenti. Per comprendere

la natura di questi oggetti occorrono quindi dettagliate descrizioni del loro

comportamento tipico.

In questo lavoro di tesi ci si propone di analizzare le condizioni di profon-

dita ottica nella Broad Line Region in un campione di galassie Narrow Line

Seyfert 1 confrontando i profili delle componenti allargate delle righe Hα e Hβ

della serie di Balmer dell’idrogeno, tramite misure di larghezza a meta altez-

za. Considerazioni teoriche sugli effetti del trasporto radiativo sullo spettro

dell’idrogeno suggeriscono infatti che il profilo delle righe di emissione sia

influenzato dalla profondita ottica della regione in cui sono prodotte le righe

stesse. Mettendo allora a confronto il profilo di Hα e Hβ e possibile ottenere

informazioni piu dettagliate sulle condizioni del gas che produce le due righe.

Per quanto l’analisi manuale possa dare risultati piu precisi in termini di

modellazione del profilo delle righe spettrali, il procedimento risulta tipica-

mente molto lungo; si e allora scelto di sviluppare una procedura automatica

di modellazione con l’obiettivo di ricavare dati da un numero elevato di sor-

genti, cosı da ottenere informazioni generali sulle condizioni del gas nella

1

2 Introduzione

Broad Line Region delle Narrow Line Seyfert 1.

Nel seguito verranno introdotti gli AGN in generale, e le Narrow Line Seyfer 1

in particolare nel Capitolo 1, per poi proseguire con le considerazioni teoriche

sullo spettro dell’idrogeno che fanno da base allo studio proposto (Capitolo

2). Nel capitolo 3 verra descritta nel dettaglio la procedura elaborata per la

creazione del modello che vuole riprodurre il profilo delle righe Hα e Hβ, e dei

passaggi eseguiti per estrarre ed analizzare le sole componenti allargate delle

due righe. I risultati dell’analisi sono riportati nel capitolo 4. Infine, dopo le

conclusioni, sono riportati in Appendice A i risultati numerici del confronto

tra le larghezze a meta altezza delle componenti allargate delle due righe per

tutto il campione, mentre in Appendice B e C e possibile trovare dei grafici

di esempio che mostrano rispettivamente il confronto tra i dati sperimentali

e il modello prodotto, e il confronto tra i profili delle due righe.

1. Sulla natura degli AGN e delle

NLS1

1.1 Nuclei Galattici Attivi

Lo studio osservativo dei nuclei galattici attivi (o AGN) inizio con il lavoro di

Edward A. Fath al Lick Observatory nel 1908, quanto studiando i nuclei di

alcune delle piu brillanti “nebulose a spirale”, ora riconosciute come galassie,

osservo che la maggior parte presentava spettri con righe di assorbimento,

simili ad ammassi stellari, ma nello spettro di un particolare oggetto, NGC

1068, osservo ben sei righe di emissione, tra cui Hβ e altre cinque righe

la cui lunghezza d’onda era nota per la loro presenza negli sprettri delle

nebulose gassose. V. M. Slipher ottenne uno spettro migliore di questo stesso

oggetto nel 1917, e nel 1926 Edwin Hubble, nel suo studio sulle “nebulose

extragalttiche ”, individuo lo spettro a righe di emissione simile a quello delle

nebulose gassose di tre oggetti, NGC 1068, 4051 e 4151. Quasi due decenni

dopo, Carl K. Seyfert pubblico il suo importante articolo in cui dichiarava che

una piccola frazione di galassie mostrano spettri con molte righe di emissione

altamente ionizzate. Questi nuclei sono invariabilmente molto luminosi, e le

loro righe di emissione sono piu larghe delle righe di assorbimento negli spettri

delle galassie normali [Osterbrock, 1989].

Inizialmente gli AGN furono classificati sulla base di poche proprieta os-

servative, e ad esempio le galassie di Seyfert erano caratterizzate da larghe

righe di emissione provenienti da un nucleo molto luminoso ma piccolo in

dimensione (semi-stellare in aspetto), coprendo un ampio intervallo di ioniz-

zazione [Seyfert, 1943]. Lo sviluppo di nuove tecnologie ha poi permesso di

3

4 CAPITOLO 1. SULLA NATURA DEGLI AGN E DELLE NLS1

riconoscere un numero maggiore di oggetti differenti, e conseguentemente di

migliorarne la classificazione (vedi figura 1.1).

Figura 1.1: Schema di classificazione degli AGN a partire da proprieta ottiche[Caccianiga et al, 2008].

Gli oggetti identificati oggi come galassie di Seyfert furono i primi ad essere

classificati come AGN, e rappresentano la classe piu comune di galassie attive

presenti nell’universo locale. Le prime galassie di Seyfert furono scoperte, o

riconosciute, su spettri a fenditura di singole galassie, ma poiche solo una pic-

cola percentuale di galassie a spirale sono Seyfert, il numero totale di oggetti

trovati in questo modo all’epoca della spettroscopia fotografica era molto

basso. Si iniziarono a scoprire piu oggetti quando si passo allo studio degli

spettri di galassie con nuclei insolitamente brillanti, le cosiddette “galassie

1.1. NUCLEI GALATTICI ATTIVI 5

compatte ”, il cui spettro aderiva molto bene ai criteri di identificazione delle

galassie di Seyfert. Data la loro relativa vicinanza, le galassie di Seyfert sono

una classe di oggetti con dati osservativi molto buoni. In immagini dirette, le

galassie di Seyfert vengono distinte da galassie non attive per la presenza di

un nucleo brillante e puntiforme. In seguito, la classificazione di un oggetto

in AGN si baso sullo spettro del nucleo, e la presenza di righe in emissione

altamente ionizzate distingue le galassie di Seyfert da altre categorie.

Lo spettro di emissione delle galassie di Seyfert puo essere classificato in due

tipi differenti, seguendo uno schema inizialmente proposto da Khachikian e

Weedman (1974): nelle galassie Seyfert 1 (identificate anche come type-1

AGN, spettro tipico in figura 1.2) le righe di Balmer, e principalmente Hα,

Hβ e Hγ, appaiono allargate rispetto alle righe proibite come [OII] e [OIII],

o anche [NII], [NeIII] e [NeIV], con FWHM dell’ordine di 1÷ 5× 103 km s−1

per le righe allargate, e 5× 102 km s−1 per le righe proibite come [OIII], [NII]

e [SII], da cui le righe proibite, se anche piu strette di quelle allargate, risul-

tano comunque piu larghe delle stesse righe osservate in galassie di starburst.

Galassie Seyfert 2 o type-2 AGN (spettro in figura 1.3), d’altro canto, pre-

sentano righe permesse e proibite con approssimativamente la stessa FWHM,

tipicamente dell’ordine di 500 km s−1, simile alla larghezza delle righe proibite

nelle Seyfert 1.

Questa classificazione in due tipologie di galassie di Seyfert puo essere ul-

teriormente suddivisa: alcune galassie di Seyfert hanno il profilo delle righe

di emissione di HI che puo essere descritto come una componente allarga-

ta (come nelle Seyfert 1), su cui e sovrapposta una componente piu stretta

(come nelle Seyfert 2), ed e possibile osservare una grande varieta di intensita

relative delle due componenti, generando quindi una classificazione interme-

dia basata sui profili delle righe di HI: se entrambe le componenti possono

essere facilmente individuabili, si parla tipicamente di Seyfert 1.5; gli oggetti

in cui la componente stretta e molto forte e quella allargata e debole ma

comunque ancora visibile sono spesso definite Seyfert 1.8, se le componenti

allargate sono presenti sia su Hα che su Hβ, mentre se la componente allarga-

ta e visibile in Hα ma non Hβ sono definite Seyfert 1.9 [Osterbrock, 1977].

Questa suddivisione e ovviamente arbitraria, e con spettri in cui si ha una

basso rapporto segnale-rumore misurare la precisa larghezza delle righe risul-


ta difficile. Studi piu recenti [Trippe et al, 2010] mostrano come quasi il 50%

di Seyfert 1.8 e 1.9 siano in realta Seyfert 2 in cui il flusso di [NII] non e stato

preso correttamente in considerazione, portando ad una misura errata della

larghezza di Hα.

Questi due tipi di galassie di Seyfert sono oggi unificate sotto un unico mo-

dello, che ne interpreta le differene in base all’angolo di vista verso il motore

centrale dell’AGN [Antonucci & Miller, 1985].

Figura 1.2: Spettro ottico della Seyfert 1 NGC 5548, illustrato nel sistemadi riferimento della sorgente. Lo spettro mostra le righe di Balmer allargateHα, Hβ, Hγ e Hδ, e righe strette proibite come [O III], [O II] e [Ne III][Peterson, 1997].

1.1. NUCLEI GALATTICI ATTIVI 7

Figura 1.3: Spettro ottico della Seyfert 2 HE 0201-3029 (z=0.036). Lelunghezze d’onda indicate sono date nel sistema di riferimento di labo-ratorio. Da notare l’assenza delle componenti allargate, e la presen-za di [O III], [O I], [N II] e [S II], caratteristiche tipiche di Seyfert 2[Beckmann and Shrader, 2012].


1.2 Narrow Line Seyfert 1

Un importante sottogruppo delle galassie di Seyfert sono le Narrow Line

Seyfert 1 (NLS1) (vedi figura 1.4 per uno spettro tipico) che rappresen-

tano circa il 15% delle Seyfert 1 classificate tramite spettroscopia ottica

[Decarli et al, 2011].

Figura 1.4: Spettro ottico della Narrow Line Seyfert 1 HS 1747+6837B[Beckmann and Shrader, 2012]

Questi oggetti sono calssificati principalmente sulle proprieta delle righe di

emissione in banda ottica [Osterbrock and Pogge, 1985, Goodrich, 1989]. In

particolare si guarda a:

• larghezza delle righe permesse, solo leggermente piu larghe delle righe

proibite;

questo suggerisce la presenza di una Broad Line Region (BLR), con

densita o velocita inferiori alle normali Seyfert 1; in alternativa, lo

stesso effetto puo essere spiegato supponendo che le NLS1 siano viste

1.2. NARROW LINE SEYFERT 1 9

quasi completamente face-on, e con una geometria particolare della

BLR [Decarli et al, 2011, Taniguchi et al, 1999];

• presenza di forti righe di Fe II (multipletti centrati a 4750, 5190 e 5300

A);

probabilmente dovute alla presenza di una grossa quantita di gas in

regioni in cui l’idrogeno e solo parzialmente ionizzato in H+, ma in cui

il ferro e principalmente ionizzato in Fe+ ed emette numerose righe

originate dalle molteplici transizioni tra le complesse configurazioni e-

lettroniche dello ione. La larghezza di queste righe risulta essere legger-

mente inferiore rispetto alle H I, consistentemente con quanto osservato

in varie Seyfert 1, dove le righe di Fe II hanno FWHM equivalente o

leggermente inferiore a H I; l’emissione ottica di Fe II risulta inoltre

piu intensa che non nelle Seyfert 1;

• rapporto [OIII]/Hβ < 3 cioe maggiore di quanto osservato in Seyfert

1, ma comunque ben al di sotto della soglia di normali Seyfert 2 ;

• FWHM(Hβ) < 2000 km s−1, simile a Seyfert 1.9.

In figura 1.5 il dettaglio degli spettri di tre galassie di Seyfert con classifi-

cazioni differenti nella regione di Hβ, in cui si vede la marcata differenza di

larghezza della riga nei tre oggetti.

Per quanto riguarda le caratteristiche UV di questi oggetti, troviamo che il

rapporto CIV λ1549/Lyα risulta simile a quello presente nelle Seyfert 1, cosı

come la presenza di emissione blue wing, portando la larghezza di C IV e

Lyα a ≈ 5000 km s−1, compatibile con le Seyfert 1. Infine, la luminosita UV

delle NLS1 tende ad essere inferiore rispetto a normali Seyfert 1.

Le NLS1 tendono ad essere forti sorgenti di radiazione soft-X rispetto alle

normali Seyfert 1: tipicamente l’indice fotonico medio per le Seyfert 1 e

Γsoft ≃ 2.34 mentre nelle NLS1 si ha Γsoft ≃ 3.13. Si ha inoltre una cor-

relazione tra l’indice spettrale soft X e la FWHM di Hβ: nelle Seyfert 1,

FWHM(Hβ) maggiori portano ad avere spettri piu piatti, mentre al de-

crescere della FWHM di Hβ gli spettri possono presentare pendenze mag-

giori. Inoltre, nelle NLS1, un indice spettrale soft-X maggiore e legato ad


Figura 1.5: Confronto tra spettri della galassia Seyfert 1 NGC 3516, in basso,la NLS1 Mrk 42, al centro, e la Seyfert 2 Mrk 1066, in alto [Pogge, 2000].

1.3. CARATTERIZZAZIONE TRAMITE SED 11

un’indice maggiore anche in hard-X, ed in particolare si ha Γhard ≃ 2.1 per le

NLS1 contro Γhard ≃ 1.9 delle Seyfert 1. Osservazioni in soft-X suggeriscono

che l’oscuramento da polvere e trascurabile, in quanto non c’e evidenza di

un’alta densita di colonna per l’idrogeno neutro lungo la colonna galattica.

In regime radio, troviamo che i dati sono consistenti con quanto trovato per

le Seyfert 1, con un raggio radio medio non superiore a 300 pc per le NLS1,

contro un valore medio di 350 pc per le Seyfert 1.

Risultati simili si hanno anche nelle osservazioni in banda infrarossa, con

luminosita calcolate da IRAS (12µm, 24µm, 60µm e 100µm) simili alle

Seyfert 1 [Polletta & Courvoisier, 1999], ed in particolare il rapporto tra i

flussi in banda L (3.5µm) e la banda IRAS 25µm, sensibile all’orientamen-

to del toro di polveri, risulta in media simile tra le due classi di oggetti

[Taniguchi et al, 1999].

1.3 Caratterizzazione tramite SED

Per analizzare al meglio il fenomeno AGN e necessario studiarne le differenti

componenti che operano lungo tutto lo spettro elettromagnetico. Tipica-

mente uno spettro e dato dalla rappresentazione del flusso fotonico riportato

in funzione della lunghezza d’onda, della frequenza, o dell’energia. Que-

sta rappresentazione e pero utile solo per studiare una parte limitata dello

spettro elettromagnetico. Per avere invece uno sguardo d’insieme sull’intero

fenomeno si ricorre alla Spectral Energy distribution (SED). Gli spettri sono

rappresentati in legge di potenza, cioe il numero di fotoni in una banda ener-

getica per unita di tempo e unita di area segue la legge n(E) = n0E−Γ, dove

n0 e il fattore di normalizzazione della legge di potenza e Γ l’indice fotonico.

Il flusso energetico e allora dato dal flusso fotonico moltiplicato per l’energia

dei fotoni:

f(E) = En(E) = En0E−Γ = n0E

−Γ+1 = n0E−α (1.1)

dove α e detto indice energetico. Se vogliamo rappresentare l’energia emessa

per unita di energia in scala logaritmica, applichiamo


f(E)dE = f(E)EdE

E= Ef(E)d logE (1.2)

Quindi per rappresentare l’emissione energetica di una sorgente si va a rap-

presentare la funzione f(E)dE contro l’energia E, entrambe in scala logarit-

mica. Sono equivalenti le rappresentazioni in frequenza o lunghezza d’onda,

cioe Ef(E) = νf(ν) = λf(λ).

In questa rappresentazione uno spettro con indice fotonico Γ = 2 (o indice

energetico α = 1) risulta come una riga orizzontale ed e descritto come

piatto, mentre spettri con Γ < 2 sono crescenti (o steep) con l’aumentare

della frequenza, e Γ > 2 sono spettri decrescenti. Tipicamente una SED e

mostrata in unita di log νfν contro log ν, o usando la luminosita al posto del

flusso (log νLν vs. log ν). Nel secondo caso, la rappresentazione differisce

dalla prima solo per una traslazione dell’origine nell’asse y pari a log(4πd2L)

dove dL e la distanza di luminosita dell’oggetto. In questo modo il massimo

dell’energia emessa e situato ad una frequenza in cui si ha anche un picco

della SED.

Integrando la SED su un certo intervallo di frequenza si ottiene una misura

diretta dell’energia totale emessa dalla sorgente in quell’intervallo.

1.3.1 Emissione Radio

L’emissione radio e stata fondamentale per riconoscere gli AGN come una

classe a se stante di oggetti astronomici. Si ritiene che circa il 10% di tutti gli

AGN siano forti emettitori radio, e in questo caso, vengono identificati come

radio-brillanti (radio-loud). L’emissione radio consiste di una componente

compatta e una estesa, dovute in entrambi i casi a fenomeni di sincrotrone.

La parte estesa dell’emissione e legata ai jet, ed in particolare alla loro inte-

razione con il mezzo esterno, mentre la parte compatta, tipicamente definita

di nucleo, e irrisolta a scale inferiori all’arcosecondo, e si ritiene provenga

da un punto vicino al buco nero centrale, dove i jet diventano otticamente

sottili. In questo caso lo spettro risulta piu piatto che non per l’emissione

estesa, ed e tipicamente variabile in intensita.

Nella maggior parte delle galassie di Seyfert, la componente non termica

risulta debole o assente, come anche i jet in sorgenti radio-quiet (per le NLS1


con profilo radio-loud vedere sezione 1.3.6). In questo caso lo spettro ha

α ∼ 0.7 (per f ∝ ν−α) in questo intervallo di energie, e mostra un’alta

temperatura di brillanza (TB ≥ 105K). In molte Seyfert, l’emissione radio

sembra provenire dalla regione centrale dell’AGN, a meno di un kiloparsec

dal motore centrale. L’emissione radio potrebbe essere associata a processi

di formazione stellare vicino al nucleo, ma l’alta temperatura di brillanza e

inconsistente con questo modello. L’emissione di sincrotrone potrebbe essere

prodotta anche da un plasma elettronico di una possibile corona calda che

circonda il disco di accrescimento, supponendo la presenza di un forte campo

magnetico [Beckmann and Shrader, 2012, Netzer, 2013].

1.3.2 Emissione Infrarossa

Uno dei contributi principali all’emissione bolometrica degli AGN viene dall’in-

frarosso, nella banda da 1012 a 1014.5 Hz, o equivalentemente 1− 300µm. A

seconda del tipo di AGN, l’emissione IR puo consistere di componenti ter-

miche o non termiche. In oggetti radio-loud, l’emissione di sincrotrone che

produce il continuo radio e anche la principale sorgente di emissione IR, men-

tre in oggetti radio-quiet come le galassie di Seyfert la situazione e piu com-

plicata data la presenza di piu componenti termiche. Si tratta, in particolare,

di una combinazione di tre fattori:

• radiazione termica da polvere in un ambiente compatto vicino al nucleo

attivo;

questa componente, tipicamente definita toro, puo oscurare la visione

diretta del nucleo, portando a diverse caratteristiche osservative dei

diversi oggetti.

• continuo da polvere associata ad attivita di formazione stellare, o star-

burst;

questo e consistente con righe di emissione da macromolecole note

come idrocarburi policiclici aromatici (PAH), ma anche un continuo

tipicamente dovuto a polvere calda.


Figura 1.6: Spettro infrarosso della galassia Circinus, che ospita una Seyfert2. Lo spettro mostra righe di emissione dovute a processi di formazionestellare nella galassia ospite ad energie minori, mentre ad energie piu alte siha il contributo dell’AGN stesso [Beckmann and Shrader, 2012].

• righe di emissione aggiuntive dovute a specie atomiche o molecolari.

in questo caso gli spettri risultano complessi a causa dell’ampio nu-

mero di stati rotazionali e di oscillazione presenti, con l’emissione che

tipicamente risulta fusa per le risoluzioni spettrali usate nello studio

degli AGN (vedi figure 1.6 e 1.7).

La polvere nel toro e riscaldata dal motore centrale dell’AGN, portandola ad

emettere in banda IR. La sua SED fornisce quindi una misura indiretta della

luminosita dell’AGN. Inoltre, supponendo che l’emissione IR sia generata dal

toro di polveri, e possibile determinare importanti paramentri riguardanti il

mezzo che lo compone basandosi sullo spettro osservato. In particolare, non

si assume di avere a che fare con un corpo nero, bensı che la radiazione venga

assorbita e poi riemessa nella regione esterna del toro, che e quindi un mezzo

con una profondita ottica τν funzione della frequenza.


Figura 1.7: Spettro medio in banda infrarossa ottenuto dall’osservazione di28 quasars [Netzer et al, 2007].


Nella SED, e difficile determinare quale contributo sia effettivamente domi-

nante nell’emissione IR, in quanto i contributi cambiano di caso in caso. Ad

esempio i fenomeni di formazione stellare nella galassia ospite possono con-

tribuire significativamente alle misure effettuate, e questo non e facilmente

distinguibile dall’emissione continua dell’AGN, soprattutto dal momento in

cui l’attivita dell’AGN e starburst nella galassia ospite vanno di pari pas-

so. Inoltre, la polvere nelle vicinanze dell’AGN puo assorbire fotoni ad alte

energie, e riemetterli poi in banda IR.

1.3.3 Emissione Ottica e Ultravioletta

Da un’analisi del continuo medio della SED ricavata dalla combinazione di

22 NLS1 [Constantin and Shield, 2003], si vede che in generale il profilo puo

essere descitto con una singola legge di potenza con α = −0.798±0.007 (vedi

figura 1.8).

Per quanto riguarda la parte UV (vedi figura 1.9) il continuo presenta un

indice spettrale tra i piu alti osservati con HST (−1 < α < −0.4); inoltre, vi-

cino alla lunghezza d’onda tipicamente usata per la normalizzazione del con-

tinuo (λ ∼ 1450 A), la variazione spettrale nel campione di NLS1 e dominata

dalla modulazione nei centri delle righe di emissione piu prominenti (Lyα,

CIV, HeII, C III), come osservato in altri campioni piu eterogenei di AGN.

Lontano dalla lunghezza d’onda di normalizzazione, la maggior parte delle

variazioni sono spiegabili considerando le differenze nelle forme del continuo

dei singoli oggetti.

Lo spettro ottico (vedi figura 1.10) e stato costruito usando solo 5 sorgenti, ed

in particolare solo 3 oggetti presentano una copertura multiwavelength, ma i

dati rimangono in accordo con altri campioni piu ampi [Sulentic et al, 2002],

con piccole discrepanze dovute principalmente a differenze nella risoluzione

degli spettri usati. Il fatto che ci sia buon accordo con altri campioni sug-

gerisce che, nonostante siano stati usati solo tre oggetti, questi hanno fornito

uno spettro ben rappresentativo della classe di oggetti considerata.

Il campione selezionato mostra poca correlazione tra la pendenza del continuo

e il redshift, mentre si ha una relazione molto piu forte tra la pendenza e

la luminosita, suggerendo che l’arrossamento delle NLS1 sia collegato alla


Figura 1.8: In alto, spettro composto per NLS1 rappresentato come log(Fλ)rispetto alla lunghezza d’onda a riposo, con le principali righe di emissioneidentificate. Il flusso e stato normalizzato ad una unita di flusso medio nel-l’intervallo di lunghezze d’onda 1430A-1470A. Nel riquadro intermedio, unparticolare dello spettro medio ingrandito in prossimita del continuo peruna migliore visualizzazione delle componenti piu deboli nell’intervallo ot-tico. In basso, istogramma con il numero di sorgenti che hanno contribuitoalla creazione dello spettro composto in funzione della lunghezza d’onda[Constantin and Shield, 2003].


Figura 1.9: In alto, spettro medio in banda UV per le NLS1, con mar-cate le principali caratteristiche in emissione. Nel pannello centrale, la devi-azione standard del flusso in Fλ relativa allo spettro medio in funzione dellalunghezza d’onda per i singoli spettri che compongono lo spettro compo-sto. In basso, la deviazione standard della media, espressa in percentuale[Constantin and Shield, 2003].


Figura 1.10: Intervallo ottico dello spettro di NLS1. Il flusso e stato nor-malizzato ad una unita di flusso medio nell’intervallo di lunghezze d’onda1430A-1470A. Per confronto e stato rappresentato lo spettro medio ottenutoda Sulentic et al. (2002) basato sull’osservazione da terra di 24 oggetti. Leforti similitudini tra i due spettri suggeriscono che lo spettro medio ottenutodai dati di HST sia comunque rappresentativo della classe NLS1, nonostantesia basato su soli tre oggetti [Constantin and Shield, 2003].


minore luminosita di questi oggetti. Inoltre, il legame apparente tra le righe

di risonanza in UV e la luminosita suggerisce che i profili pendenti misurati

in questi oggetti siano almeno in parte legati al loro arrossamento.

Dall’analisi del profilo delle righe risulta evidente un’anticorrelazione tra lo

spostamento in velocita e il grado di ionizzazione della specie emittente (vedi

figura 1.12). La tendenza e evidente sia in righe permesse che in righe proi-

bite, in accordo comunque con quanto osservato in altri campioni di Seyfert

1.

1.3.4 Emissione X

Dall’analisi degli spettri di NLS1 in banda X, troviamo che questi sono costi-

tuiti da diverse componenti, che presentano una caratterizzazione differente

che non nelle normali Seyfert 1 (vedi figura 1.13) [Leighly, 1999]:

• una componente di power law per lo spettro ad alte energie;

• un eccesso in banda soft-X, rappresentato da emissione di corpo nero;

• una componente in assorbimento ad energie di ∼ 1 keV (warm ab-

sorber);

• emissione legata a Fe Kα.

Come raffigurato in figura 1.14, l’indice fotonico per le NLS1 e sensibilmente

piu alto, portando quindi ad un profilo piu ripido, rispetto a normali Seyfert

1, ed in particolare si passa da Γ = 2.19±0.10 per le NLS1, a Γ = 1.78±0.11

per un campione di Seyfert 1.Questo risultato potrebbe essere giustificato

da un modello di Comptonizzazione termica se l’input di fotoni soft-X e

maggiore nelle NLS1 che non nelle Seyfert 1[Boller et al, 1996, Leighly, 1999,

Vaughan et al, 2000] .

Dall’analisi di correlazioni con l’indice fotonico, si e trovata una correlazione

altamente significativa con il tasso di accrescimento (vedi figura 1.15) e un’an-

ticorrelazione meno significativa, ma comunque importante, con la massa

del buco nero centrale (vedi figura 1.16). L’anticorrelazione tra Γ e MBH

potrebbe essere secondaria, in quanto dallo studio emerge che questo legame

scompare nel momento in cui non si tiene piu conto delle NLS1; questo effetto


Figura 1.11: Indici spettrali confrontati con il redshift (in alto) e la luminositaa λ1450A(in basso) con Lν espressa in ergs s−1Hz−1. Vengono riportati icoefficienti di Spearman e la probabilita che la correlazione sia un effettocasuale. Non sono indicate barre di errore, in quanto piu piccole del simbolostesso [Constantin and Shield, 2003].


Figura 1.12: Deviazione della velocita delle righe di emissione, relative alsistema a riposo (definito da C IV λ1549) in funzione del potenziale di io-nizzazione per alcune righe. Le barre d’errore mostrano l’incertezza di 1σnella misura della velocita. Righe permesse e semi-proibite sono mostratenel pannello in alto, mentre righe proibite sono raffigurate nel pannello inbasso. Per ogni riga e rappresentata una sola misura, e al variare del simbolocambia il profilo della riga. Punti sovrapposti sono leggermente spostatiorizzontalmente per chiarezza [Constantin and Shield, 2003].


Figura 1.13: Illustrazione schematica della distribuzione energetica in bandaX delle NLS1 (a sinistra) e per tipiche Seyfer 1 (a destra) [Boller, 2000].

Figura 1.14: Istogramma con gli indici fotonici Γ per 23 NLS1 ricavati daASCA (linea continua), contro un campione di 17 Seyfert 1 radio-quiet (lineatratteggiata) [Leighly, 1999].


Figura 1.15: Rapporto tra indice fotonico Γ e tasso di accrescimento L/LEdd;i punti neri rappresentano galassie Seyfert 1, mentre i punti rossi sono NLS1.In basso a destra e riportata la tipica barra di errore [Caccianiga et al, 2011].

e probabilmente legato al fatto che le NLS1 occupano la coda a piccole MBH

della distribuzione [Caccianiga et al, 2011]. Una relazione analoga e stata

trovata anche tra il tasso di accrescimento e l’indice energetico in banda

soft-X (vedi figura 1.17).

Per quanto riguarda l’eccesso della componente soft-X, questo viene tipica-

mente considerato come la coda ad alta energia dell’emissione dovuta all’ac-

crescimento del disco, quindi maggiore il tasso di accrescimento dell’AGN,

e minore la massa del buco nero centrale, piu prominente risulta questo ec-

cesso. La maggior parte delle NLS1 mostrano questo eccesso nell’emissione

soft-X [Leighly, 1999]. Questa componente dello spettro e parametrizzata

con emissione di corpo nero ad una temperatura di kT∼ 0.15 ± 0.05 keV

[Leighly, 1999, Vaughan et al, 2000]. Per quanto la temperatura per model-

lare il corpo nero sia quasi uguale in ogni oggetto, e stato osservato un ampio

range di intensita, che a sua volta risulta correlata con la variabilita della

sorgente in banda X, con sorgenti con eccesso piu forte che tendono ad avere


Figura 1.16: Rapporto tra indice fotonico Γ e massa del buco nero cen-trale MBH ; i punti neri rappresentano galassie di Seyfert 1, mentre i puntirossi sono NLS1. In basso a destra e riportata la tipica barra di errore[Caccianiga et al, 2011].

Figura 1.17: Indice energetico in banda soft-X contro tasso di accrescimen-to; NLS1 sono indicate con simboli bianchi, e Seyfert 1 con simboli neri[Grupe, 2004].


una variabilita piu veloce. Non appaiono invece correlazioni tra l’intensita

dell’eccesso soft-X e parametri legati a righe di emissione in banda ottica

[Leighly, 1999].

La presenza dell’eccesso soft-X sembra inoltre influire sulla probabilita di

osservare il warm absorber: in particolare, nelle NLS1 sembra esserci meno

incidenza di warm absorber rispetto a tipiche Seyfert 1, e se presente, il livello

di ionizzazoine e inferiore a quanto osservato in altri type-1 AGN. Le NLS1

potrebbero essere meno soggette a warm absorber a causa del profilo piu

ripido in banda X, che porta ad avere meno fotoni disponibili per la ioniz-

zazione dell’ossigeno tipicamente responsabile dell’assorbimento a ∼ 1 keV

[Leighly, 1999].

Infine, dallo studio della larghezza equivalente delle righe FeKα in NLS1

e un gruppo di type-1 AGN generici, risulta che la distribuzione e analoga,

con EW = 352 ± 77 eV per le NLS1 e EW = 362 ± 56 eV per type-1 AGN.

Questo risultato suggerisce un’origine analoga di questa riga per entrambe le

sorgenti.

1.3.5 Emissione Gamma

L’osservazione del cielo in banda Gamma (sopra i 120 keV) fornisce risultati

sporadici per quanto riguarda l’osservazione degli AGN, in quanto al momen-

to non esistono strumenti con capacita spettroscopiche in grado di risolvere

righe spettrali ad energie maggiori di quelle hard-X, e sono inoltre sorgenti

piuttosto fioche se confrontate con sorgenti galattiche. Lo studio in regime

gamma, nell’intervallo energetico tra 200 keV e 1 MeV ha quindi permesso

di rilevare solo una manciata di AGN, e tra questi poche galassie di Seyfert.

Analogamente, nel regime MeV l’individuazione di sorgenti Seyfert risulta

difficile, ed in particolare il telescopio NASA Compton Gamma-Ray Obser-

vatory (CGRO, 1991-2000), per quanto in grado di individuare 14 blazar,

non e stato in grado di rilevare galassie di Seyfert, fornendo pero un limite

superiore sul numero di sorgenti emergenti.

Le galassie di Seyfert, infine, non sono emettitori di fotoni sopra i 100 MeV,

in quanto l’emissione in banda X, dominata da effetto Compton inverso sui

fotoni UV emessi dal disco di accrescimento diffusi poi da elettroni relati-


vistici, dovrebbe diminuire rapidamente in intensita superati i 100 keV. Le

NLS1 sembrano pero essere un’eccezione, in quanto alcune di queste sorgenti

sono state individuate dal satellite Fermi LAT. Le NLS1 radio-loud, in par-

ticolare, sembrano essere la sede di jet relativistici nel loro centro, per cui

potrebbero ospitare un nucleo simile ad un blazar, con i jet allineati lungo

la linea di vista. La NLS1 PMN J0948+0022 e stata luogo di un gamma

ray burst, raggiungendo luminosita L ∼ 1048 erg s−1, molto luminosa anche

rispetto a sorgenti FSRQ [Foschini et al, 2011].

In generale, AGN radio-quiet non sembrano avere emissioni gamma significa-

tive, ed in particolare survey volte a cercare controparti gamma per sorgenti

con forti emissioni in banda X hanno fornito sempre risultati inconclusivi,

dove non si e sicuri se la sorgente gamma sia effettivamente legata al nucleo

Seyfert della galassia, o alle regioni di formazione stellare circostanti.

1.3.6 Le Narrow Line Seyfert 1 radio-loud

Studi sulle proprieta radio delle NLS1 hanno mostrato che questi oggetti

rientrano tipicamente nella categoria di AGN radio quiet; studi piu recen-

ti hanno pero mostrato che una percentuale molto bassa di NLS1 (∼ 7%)

mostrano caratteristiche radio-loud, cioe hanno una luminosita radio RL =

f5GHz/f440 nm > 10, percentuale che scende a 2.5% se si considera RL > 50

[Komossa et al, 2006]. Questi oggetti vengono definiti Radio Loud Narrow

Line Seyfert 1 (RLNLS1), e mostrano spettri che possono essere sia ripi-

di, sia piatti o addirittura invertiti: nel primo caso, l’emissione e associa-

ta a sorgenti radio compatte, mentre nel secondo si hanno caratteristiche

simili ai blazars, come evidente anche dallo studio della SED (vedi figu-

ra 1.19)[Abdo et al, 2009]. Tipicamente i tassi di accrescimento sono vicini

o superiori al limite di Eddington, e le masse dei buchi neri centrali sono

all’estremo piu alto della distribuzione osservata per le NLS1 in generale,

ma comunque piccola rispetto ai quasar radio-loud. Dallo studio multi-

wavelength di questi oggetti emergono caratteristiche simili a blazars. In

particolare, per le RLNLS1 osservate dal satellite Fermi/LAT, l’indice spet-

trale in banda γ risulta essere pari ad α = 1.6 ± 0.3, confrontabile con


quanto trovato per le Flat Spectrum Radio Quasars (FSRQs), che mostrano

α = 1.4±0.2; risultati analoghi si hanno anche in regime X (vedi figura 1.18),

con gli indici energetici delle RLNLS1 piu simili a BL Lac che non a NLS1

radio-quiet [Foschini et al, 2014]. Il confronto delle proprieta ottiche delle

RLNLS1 rispetto a quanto osservato in NLS1 radio-quiet mostra che questi

oggetti hanno un continuo piu ripido, (vedi figura 1.21), con indice spettrale

α = −1.24 contro α = −0.79 trovato per le popolazioni radio-quiet (vedi figu-

ra 1.22). Questo effetto e spiegato grazie ad una componente non-termica,

presumibilmente legata ai jet, che contribuisce al continuo ottico. Un con-

fronto tra RLNLS1 e blazars, in particolare FSRQs e oggetti BL Lac, ha

permesso di evidenziare come questi oggetti rientrino nella stessa categoria,

con le RLNLS1 che occupano lo spazio a bassa massa e alto accrescimen-

to degli AGN con emissioni γ, ma presentando comunque un continuo di

caratteristiche con gli altri oggetti (vedi figura 1.23) [Foschini et al, 2014].

Inoltre, confrontando le luminosita in regime Gamma con quella in radio,

UV e banda X (vedi figura 1.24) si vede come di fatto queste categorie di

oggetti rappresentino un continuo di proprieta, se anche le RLNLS1 hanno

massa e potenza inferiori rispetto alle FSRQs e BL Lac. Andando infatti a

normalizzare la potenza dei jet osservati per la massa del buco nero centrale,

si trova che i jet delle RLNLS1 rientrano nello stesso ordine di grandezza

degli FSRQs. Selezionando sorgenti in regime GeV, e facendo il fit della

SED con modelli che comprendono jet relativistici, disco di accrescimento

e corona, risulta che i jet delle RLNLS1 hanno caratteristiche intermedie

a quanto trovato in FSRQs e BL Lac, ma comunque piu simili ai jet di

FSRQs[Foschini et al, 2014, Sun et al, 2015]. Inoltre, la separazione in ban-

da X dei BL Lac indica una differenza nella produzione della radiazione, con

sincrotrone il principale meccanismo energetico in banda X nei BL Lac, e

effetto Compton inverso, o emissione da corona del disco per le RLNLS1.


Figura 1.18: Confronto della distribuzione degli indici energetici α in bandaX (0.3-10 keV) per un campione di RLNLS1, oggetti BL Lac, FSQR, BLS1e NLS1 [Foschini et al, 2014].


Figura 1.19: SED di quattro NLS1 radio-loud individuate dal satellite Fer-mi/LAT. Nell’intervallo a 1011−12Hz e visibile la componente di sincrotrone.La linea blu tratteggiata indica questa componente, mentre la linea trat-teggiata arancione indica l’SSC (Synchrotron self-Compton Scattering), lariga tratto-punto indica lo scattering Compton esterno, e la linea nera trat-teggiata rappresenta il contributo del disco di accrescimento, corona in ban-da X e toro IR. Il continuo blu, infine, e la somma di tutti i contributi[Abdo et al, 2009].


Figura 1.20: Esempio di spettro di NLS1 radio loud. Sono rappresentatigli spettri delle sorgenti, e i fit del continuo con una legge di potenza (lineablu), emissione ottica di Fe II (magenta), contributo della luce stellare dellagalassia ospita (verde). Il pannello in alto raffigura la SDSS J1633+4718,una sorgente radio a spettro piatto, mentre in basso si ha SDSS J1047+4725,una sorgente radio a spettro ripido.


Figura 1.21: Relazione tra la luminosita monocromatica del nucleo a 5100A ela luminosita Hβ per galassie NLS1 radio-loud. I punti pieni indicano sorgentiradio a spettro piatto, i cerchi vuoti sono sorgenti radio con spettro moltoinclinato, mentre gli asterischi sono oggetti per cui non si ha un indice radio.Sullo sfondo, i puntini neri rappresentano NLS1 radio-quiet, mentre la lineatratteggiata rappresenta il best fit per questa popolazione. Le NLS1 radio-loud hanno luminosita sistematicamente piu alte rispetto alla popolazioneradio-quiet [Yuan et al, 2008, Foschini et al, 2014].


Figura 1.22: Istogramma degli indici spettrali per il fit a legge di potenzadel continuo ottico nell’intervallo 2500-5000 A. La linea continua rappresentala popolazione radio-loud, mentre quella tratteggiata e stata ottenuta da uncampione radio-quiet [Yuan et al, 2008].

Figura 1.23: Luminosita del disco di accrescimento (in unita di luminositadi Eddington) contro massa del buco nero centrale. Le stelle arancioni rap-presentano le RLNLS1, con le stelle piene raffiguranti gli oggetti con osser-vazioni γ; i cerchi rossi sono FSQRs e i quadrati blu oggetti BL Lac (le freccieindicano limiti superiori all’accrescimento) [Foschini et al, 2014].


Figura 1.24: Luminosita in Gamma a 100 MeV confrontata con luminositaradio a 15 GHz (in alto), luminosita UV a 203 nm (al centro) e luminosita inbanda X a 1 keV (in basso). Le stelle arancioni rappresentano le RLNLS1, iquadrati blu gli oggetti BL Lac e i cerchi rossi le FSRQs. Le freccie indicanolimiti superiori per le RLNLS1 senza osservazioni in γ [Foschini et al, 2014].

2. Considerazioni teoriche sullo

spettro dell’idrogeno

2.1 Le righe di emissione negli AGN

Le galassie attive si differenziano dalle galassie “normali ”in quanto pre-

sentano processi di emissione energetica non legati a fenomeni stellari. In

particolare, la regione centrale di queste galassie, da cui provengono forti

righe in emissione, e detta Nucleo Galattico Attivo (AGN). Gran parte delle

informazioni su questi oggetti derivano proprio dallo studio delle loro righe

di emissione. Esistono tre tipi principali di osservazioni, e tre corrispettivi

metodi di analisi, legati all’intensita delle righe, alla loro variabilita, e al loro

profilo.

Intensita delle righe L’intensita delle righe di emissione, e i loro rap-

porti, forniscono informazioni sulle condizioni fisiche del gas emittente, e a

seconda delle righe che si stanno confrontando, il rapporto tra le intensita for-

nisce informazioni su densita elettronica, temperatura, grado di ionizzazione

e composizione chimica. Sono presenti nello spettro piu di venti righe al-

largate, e un numero simile di righe strette, che possono essere misurate in

ogni singolo AGN, e di conseguenza la quantita di informazioni che si ha la

possibilita di ricavare e molto alta. Una proprieta interessante degli AGN e la

grande somiglianza tra i rapporti tra le righe in oggetti con luminosita anche

molto diversa, ad indicare che le condizioni in cui le righe sono emesse sono

simili tra oggetti di diversa luminosita [Blandford, Netzer, Woltjer 1990].

35

36 CAPITOLO 2. CONSIDERAZIONI SULLO SPETTRO

Variabilita delle righe Se osservati abbastanza a lungo, tutti gli AGN che

presentano righe con componenti allargate mostrano variabilita, con corre-

lazione tra variabilita del continuo e quella delle righe. Le righe di emissione

rispondono alla variabilita del continuo con un certo ritardo, che sembra

essere maggiore col cresecere della luminosita dell’oggetto. Assumendo che

la variabilita delle righe sia dovuta proprio a cambiamenti nella luminosita

del continuo, la curva di luminosita delle righe dipende dalla distribuzione

del gas nel nucleo e dalla curva di luce del continuo, per cui lo studio della

correlazione tra variabilita del continuo e delle righe fornisce importanti in-

formazioni sulla distribuzione del gas. Inoltre, l’assenza di variabilita nelle

righe strette va a favorire l’ipotesi per cui questa componente sia emessa in

una regione di gas piu estesa, la cui distribuzione deve essere studiata con

altri processi diagnostici.

Profilo delle righe I profili delle righe si dividono in due categorie: stretti,

con una larghezza a meta altezza (FWHM) tra 200 e 1000 km s−1 e allargati,

con una larghezza che puo raggiungere i 10000 km s−1, ed entrambi questi

profili sono presenti, se pur in proporzioni differenti, nei vari tipi di AGN.

Anche la larghezza relativamente piccola dei profili stretti e troppo grande

per essere interpretata come dovuta a moto puramente termico, per cui il

gas che produce queste righe deve muoversi ad alte velocita. La distribuzione

delle velocita radiali del gas produce un allargamento delle righe in lunghezza

d’onda, per cui studiare il profilo delle righe e un metodo per capire il moto

del gas nel nucleo.

Diversi tipi di AGN possono mostrare differenze significative nei profili delle

righe: in alcuni oggetti i profili allargati di righe prodotte da ioni diversi

sono simili, mentre in altri sono completamente differenti. Alcuni profili

possono risultare simmetrici ed altri no; le righe strette di molti oggetti

mostrano una chiara asimmetria nella componente blu, che sembra dipendere

dalla densita del gas, o dal livello di ionizzazione. In alcuni oggetti le righe

mostrano un profilo piu liscio, mentre in altri si hanno chiari segni di strutture

caratterizzate da componenti multiple. Anche il redshift del centro della riga

non e sempre lo stesso per tutte le righe in alcuni oggetti molto luminosi,

con le righe ad alto livello di ionizzazione maggiormente spostate verso il blu

2.1. LE RIGHE DI EMISSIONE NEGLI AGN 37

rispetto a quelle di ionizzazione inferiore [Blandford, Netzer, Woltjer 1990].

2.1.1 Modelli Teorici

Broad e Narrow Line Regions

Una conseguenza ovvia delle osservazioni spettrali degli AGN e la divisione in

componenti larghe e strette delle righe, che sembrano derivare da due distinte

parti del nucleo. La prima e la Broad Line Region (BLR), con dimensioni che

vanno da 10-100 giorni-luce nelle Seyfert 1 fino ad alcuni anni-luce nei quasar

piu luminosi. Questa regione ha una densita elettronica di almeno 108 cm−3

e con velocita del gas tipicamente dell’ordine di 3000 − 10000 km s−1. La

seconda regione e detta Narrow Line Region (NLR), e presenta tipicamente

una densita elettronica dell’ordine di 103 − 106 cm−3 e velocita del gas sui

300− 1000 km s−1. Le dimensioni della NLR devono essere superiori a quelle

della BLR, in quanto non sono state osservate significative variazioni delle

righe strette, anche in oggetti che presentano forti variazioni del continuo.

La NLR puo essere in alcuni casi risolta con osservazioni da terra, mostrando

dimensioni dell’ordine di 100-300 pc, se anche ci sono forti ragioni teoriche

per supporre che in quasar molto brillanti questa regione possa raggiungere

dimensioni molto maggiori, anche dell’ordine del kpc in diametro.

La distinzione tra BLR e NLR rappresenta un buon modelo di struttura

degli AGN, da momento che non vi sono evidenze dirette di una regione di

transizione con dimensioni, velocita e densita intermedie. In generale, si ha

allora una piccola sorgente di continuo posizionata attorno ad un buco nero

massiccio, e circondata a sua volta da una piu grande regione di emissione.

La regione che emette il continuo e supposta avere dimensioni ridotte a causa

della variabilita su tempi brevi dei continui ottico, UV e X. Questa situazione

puo essere differente a lunghezze d’onda maggiori, dove la radiazione continua

osservata puo originarsi in una regione confrontabile in dimensione con la

BLR.


2.1.2 Modelli di fotoionizzazione

La fotoionizzazione e il processo piu probabile alla base delle righe di emis-

sione. Il continuo intenso e non stellare e osservato direttamente in molti

oggetti, talvolta anche oltre il limite di Lyman, e non c’e nulla che prevenga

la radiazione dall’interagire con il materiale circostante, come si puo dedurre

dalla correlazione tra le variazioni del continuo e delle righe in molte Seyfert 1,

dove la variazione di intensita della riga e una chiara risposta alla variazione

dell’intensita del continuo.

Alcuni rapporti tra righe forniscono ulteriore supporto all’ipotesi di fotoioniz-

zazione: per esempio,il rapporto CIIIλ977/CIII]λ1909 e un buon indicatore

della temperatura della BLR per densita inferiori a 1010 cm−3. Il rapporto,

calcolato in vari oggetti, implica una temperatura inferiore ai 25000K, ben

al di sotto della temperatura necessaria per ionizzare tramite collisioni C+2,

mentre e tipica di nebulose fotoionizzate.

Un concetto importante in questo tipo di modellizzazione e quello di “nube”,

introdotto per distinguere piccole entita individuali nella regione di emissione

delle righe. Il gas nella BLR e infatti otticamente spesso alla radiazione io-

nizzante, come si puo dedurre dalla presenza di forti righe di MgII e FeII.

D’altra parte, in molti oggetti i livelli di ionizzazione alti e bassi presentano

profili simili, indicando che i rapporti tra le righe hanno proprieta simili at-

traverso tutta la regione emittente. Quindi e ragionevole assumere che siano

presenti molte nubi individuali otticamente spesse, ognuna delle quali pro-

duce tutte le righe osservate con approssimativamente le stesse proporzioni.

Se si accetta questo modello, si arriva alla conclusione che, dato il profilo

omogeneo delle righe, il numero di nubi deve essere molto alto. Non e possi-

bile ottenere informazioni dirette sulla forma e dimensione delle singole nubi,

caratteristiche che devono essere presupposte nella costruzione del modello.

Equilibrio di fotoionizzazione

Si consideri una nube isolata esposta ad un flusso monodirezionale di fotoni

ionizzanti. Sia Lν la luminosita monocromatica della sorgente centrale per

unita di frequenza, e r la distanza nube-centro. Si consideri poi un punto

a profondita s nella nube, dove la profondita ottica e pari a τν . Si suppone

2.1. LE RIGHE DI EMISSIONE NEGLI AGN 39

inoltre che tutti gli ioni siano nel loro livello fondamentale e il campo di

radiazione non sia molto intenso. Il tasso di fotoionizzazione per unita di

volume di uno ione X i con densita numerica NXi e

NXi

∫ ∞

ν0

Lνe−τνσν(X

i)

4πr2hνdν, (2.1)

Dove ν0 e la frequenza limite di ionizzazione e σν(Xi) la sezione d’urto di

fotoionizzazione. Il tasso dei processi di ricombinazione radiativa, cioe il

processo inverso alla fotoionizzazione, e pari a

α(X i+1)NXi+1Ne, (2.2)

dove Ne e la densita elettronica e α(X i+1) e il coefficiente di ricombinazione

che include i processi di ricombinazione a tutti i livelli. Se Lν non varia

nel tempo, o il tempo di ricombinazione trec = 1/α(X i+1)Ne e abbastanza

breve, la frazione di ionizzazione NXi+1/NXi puo essere risolta eguagliando

le equazioni (2.1) e (2.2). Il grado di ionizzazione totale si trova risolvendo

queste equazioni per tutti i successivi stati di ionizzazione, con la condizione

aggiuntiva sull’abbondanza totale di X

NX1 +NX2 + ... = NX (2.3)

Il grado di ionizzazione dipende dal rapporto tra il flusso dei fotoni ionizzanti

e la densita del gas, ed e quindi conveniente introdurre un parametro di

ionizzazione che specifichi questo rapporto. Il parametro di ionizzazione

dell’idrogeno, sul lato illuminato della nube, e indicato con U ed e pari a

U =

∫∞ν0

Lνdν/hν

4πr2cNe

, (2.4)


dove c e la velocita della luce, introdotta per rendere U adimensionale, e

tipicamente in AGN questo assume valori nell’intervallo 10−3 − 1.

In linea di principio, dovrebbe essere definito un parametro di ionizzazione

per ogni elemento e ad ogni punto della nube, ma in pratica U e definito

per l’idrogeno nella porzione illuminata della nube, ed e comunque carat-

terizzante per il livello totale di ionizzazione della nube. Il parametro di

ionizzazione e anche una misura del modo in cui la struttura di ionizzazione

cambia nella nube, e lo spessore del fronte di ionizzazione e inversamente pro-

porzionale ad U , per cui un parametro di ionizzazione alto corrisponde ad

una transizione netta tra stadi successivi di ionizzazione, mentre piccoli va-

lori di U indicano che il passaggio tra successivi stati di ionizzazione avviene

gradualmente in regioni piu ampie.

Lo stato stazionario della struttura di ionizzazione si ottiene risolvendo le

equazioni di ionizzazione e ricombinazione per tutti gli elementi in tutti i

punti della nube. Devono essere considerati i processi di ionizzazione da tutti

i livelli, cosı come delle correzioni dovute a processi indotti. Ad esempio, il

tasso di fotoionizzazione per l’idrogeno a livello i per unita di volume e

ni

∫ ∞

νi

Lνe−τνσν(i)

4πr2hν

[1− exp(−hν/kTe)

bi

]dν, (2.5)

dove il secondo termine sulla destra e la correzione dovuta a processi di

ricombinazione indotti, e bi e il coefficiente di divergenza per il livello. La

profondita ottica del continuo include un fattore di correzione simile, per cui

risulta

dτν = σν(i)ni

[1− exp(−hν/kTe)

bi

]ds. (2.6)

I processi stimolati sono importanti in regioni in cui il campo di radiazione e

molto intenso e sono solitamente piu importanti per livelli energetici piu alti,

ed in particolare non devono essere trascurati nella parte piu interna della

BLR [Blandford, Netzer, Woltjer 1990].

2.2. RIGHE DI RICOMBINAZIONE E TRASPORTO RADIATIVO 41

2.2 Righe di ricombinazione e trasporto

radiativo

La radiazione emessa da un elemento di volume dipende dalle abbondanze

degli elementi, determinate dalla storia evolutiva del gas, e dalla ionizzazione,

temperatura e densita locali, a loro volta dipendenti dal campo di radiazione.

Le caratteristiche piu evidenti di uno spettro sono le sue righe di emissione,

molte delle quali hanno origine da processi di eccitazione collisionale e sono

tipicamente definite come “proibite”, in quanto, in condizioni ordinarie, i

livelli energetici da cui derivano queste righe sono caratterizzati dalla stessa

configurazione elettronica del livello base, e transizioni radiative sono proibite

dalla regola di selezione di parita. In aggiunta a queste righe, nello spettro

compaiono le righe di ricombinazione di HI, HeI e HeII, emesse da atomi in

cui si hanno transizioni radiative a cascata verso il livello base in seguito a

ricombinazioni verso livelli eccitati.

2.2.1 Righe ottiche di ricombinazione

Lo spettro a righe di ricombinazione di HI e emesso da atomi di idrogeno che

si sono formati tramite la cattura di elettroni in livelli eccitati, e che stanno

effettuando transizioni radiative a cascata verso il livello base, unici fenomeni

da tenere in considerazione nel limite di densita molto basse. In questo caso,

l’equazione per l’equilibrio statistico per ogni livello nL puo essere scritta

come:

NpNeαnL(T ) +∞∑

n′>n

∑L′

Nn′L′An′L′,nL = NnL

n−1∑n′′=1

∑L′′

AnL,n′′L′′ (2.7)

dove Ai,j e la probabilita di transizione radiativa tra i due livelli i e j. In

generale, i due coefficienti An′L′ e An′′L′′ sono diversi da zero solo se L′ =

L′′±1. Conviene esprimere le popolazioni in termini del fattore adimensionale

bnL che misura la deviazione dall’equilibrio termodinamico a T,Ne eNp locali.

In equilibrio termodinamico, valgono le equazioni di Saha, data da


NpNe

N1S

=

(2πmkT

h2

)3/2

e−hν0kT (2.8)

e l’equazione di Boltzman, espressa come

NnL

N1S

= (2L+ 1)e−χnkT (2.9)

per cui la popolazione di un livello nL in equilibrio termodinamico puo essere

descritta tramite

NnL = (2L+ 1)

(h2

2πmkT

)3/2

eXnkT NpNe (2.10)

dove Xn = hν0n2 e il potenziale di ionizzazione del livello nL. In generale allora

la popolazione di un livello diventa:

NnL = bnL(2L+ 1)

(h2

2πmkT

)3/2

eXnkT NpNe (2.11)

con bnL = 1 in equilibrio termodinamico. Sostituendo allora questo risultato

nell’equazione (2.7), si ottiene:

αnL

(2L+ 1)

(2πmkT

h2

)3/2

e−xnkT +

∞∑n′>n

∑L′

bn′L′An′L′,nL

(2L′ + 1

2L+ 1

)e

Xn′−Xn

kT =

(2.12)

bnL

n−1∑n′′=1

∑L′′

AnL,n′′L′′

Si vede allora che i fattori bnL sono indipendenti dalla densita fin tanto che i

processi di ricombinazione e transizione radiativa verso il basso sono gli unici


processi rilevanti. Inoltre, l’equazione (2.12) puo essere risolta in maniera si-

stematica lavorando su n, in quanto i bnL sono noti per tutti gli n ≥ nK , dove

nK rappresenta un dato livello di partenza, per cui le n equazioni (2.12) con

L = 0, 1, ..., n−1 per n = nK −1 contengono ognuna un solo bnL sconosciuto

e possono essere risolte immediatamente, procedento via via verso gli n piu

piccoli. Conviene esprimere le soluzioni in termini della matrice di cascata

CnL,n′L′ che rappresenta la probabilita che la popolazione del livello nL sia

seguita da una transizione al livello n′L′ attraverso un qualsiasi meccanismo

a cascata disponibile. Questa matrice puo essere generata direttamente dalla

matrice di probabilita PnL,n′L′ che esprime la probabilita che la popolazione

del livello nL sia seguita da una diretta transizione radiativa al livello n′L′,

PnL,n′L′ =AnL,n′L′

n−1∑n′′=1

∑L′′

AnL,n′′L′′

(2.13)

che risulta diversa da zero solo se L′ = L± 1. Quindi, per n′ = n− 1

CnL,n−1L′ = PnL,n−1L′ ,

per n′ = n− 2

CnL,n−2L′ = PnL,n−2L′ +∑

L′′=L′±1

CnL,n−1L′′Pn−1L′′,n−2L′ ,

e per n′ = n− 3

CnL,n−3L′ = PnL,n−3L′+∑

L′′=L′±1

CnL,n−1L′′Pn−1L′′,n−3L′+CnL,n−2L′′Pn−2L′′,n−3L′

quindi se definiamo CnL,nL′′ = δLL′′ possiamo scrivere in generale


CnL,n′L′ =n∑

n′′>n′

∑L′′=L′±1

δLL′′Pn′′L′′,n′L′ . (2.14)

Le soluzioni delle equazioni dell’equilibrio (2.7) possono essere scritte imme-

diatamente, in quanto la popolazione di ogni livello nL e fissata dal bilancio

tra la ricombinazione verso tutti i livelli n′ ≥ n che portano per cascata a

nL, e le transizioni radiative verso nL:

NpNe

∞∑n′=n

n′−1∑L′=0

αn′L′(T )Cn′L′,nL = NnL

n−1∑n′′=1

∑L′′=L±1

AnL,n′′L′′ . (2.15)

Conviene esprimere i risultati in questa forma in quanto, una volta calcolata,

la matrice di cascata puo essere usata per trovare i fattori bnL o le popolazioni

NnL ad ogni temperatura, o anche per quei casi in cui la popolazione del

livello avviene tramite processi non radiativi, come eccitazione collisionale

dal livello base o da un livello eccitato. Per calcolare le soluzioni, si vede

dall’equazione (2.15) che bisogna inserire serie in n, n′, L e L′ nella matrice

CnL,n′L′ e αnL(T ), ed estrapolare poi queste serie per n → ∞. Una volta

trovate le popolazioni NnL, si calcola il coefficiente di emissione in ogni riga

jnn′ =hνnn′

4π

n−1∑L=0

∑L′=L±1

NnLAnL,n′L′ . (2.16)

La situazione finora considerata e tipicamente nota come Caso A nella teoria

delle righe di ricombinazione, e presuppone che tutti i fotoni emessi nella

riga sfuggano dalla nube di gas senza assorbimento, e quindi senza causare

nessuna ulteriore transizione verso livelli piu energetici. Il caso A e quin-

di una buona approssimazione di nebulose gassose otticamente sottili nelle

righe di ricombinazione di HI, ma di fatto questo tipo di oggetti contiene una

quantita di gas relativamente bassa, e sono troppo deboli per essere osser-

vate. Nebulose che contengono una quantita di gas tale da essere facilmente


osservate hanno profondita ottiche molto grandi nelle righe di risonanza di

Lyman per HI. La sezione d’urto di assorbimento puo infatti essere scritta

come

a0(Lyn) =3λ3

n1

8π(mH

2πkT)1/2AnP,1S (2.17)

dove λn1 e la lunghezza d’onda della riga considerata. Quindi, ad una tem-

peratura tipica T=10000 K, la profondita ottica di Lyα e circa 104 volte

la profondita ottica al limite di Lyman per la ionizzazione del continuo

ν = ν0, e una nube di gas limitata dalla ionizzazione con τ0 ≈ 1 ha quindi

τ(Lyα) ≈ 104, τ(Lyβ) ≈ 103, e cosı via. In ogni processo di diffusione c’e

una probabilita finita che il fotone della riga di Lyman sia convertito in un

fotone di una serie piu bassa piu un fotone di un livello di Lyman inferiore.

Quindi, per esempio, ogni volta che un fotone Lyβ e assorbito da un ato-

mo di idrogeno, portandolo al livello 32P , la probabilita che questo fotone

sia diffuso e P31,10 = 0.882, mentre la probabilita che sia convertito in Hα

e P31,20 = 0.118, quindi dopo nove processi di diffusione un fotone Lyβ e

convertito in un fotone Hα (piu due fotoni nel continuo 22S → 12S) e non

puo uscire dalla nube di gas. Lo stesso procedimento, in generale, vale an-

che per tutti gli altri fotoni, quindi per profondita ottiche elevate, si utilizza

tipicamente l’approssimazione definita come Caso B in cui si assume che og-

ni fotone della serie di Lyman e soggetto a molti processi di diffusione ed e

convertito (se n ≥ 3) in fotoni di serie piu basse piu un fotone Lyα o due

fotoni di continuo. Ovviamente le situazioni reali sono tipicamente una via

di mezzo tra caso A e caso B.

Sotto le condizioni del caso B, ogni fotone emesso in una transizione n2P →12S e immediatamente assorbito in un punto vicino della nube di gas, popolan-

do cosı il livello n2P in un altro atomo. Quindi, nelle condizioni del caso B, le

transizioni radiative verso il livello 12S non sono tenute in considerazione, e

le somme nelle equazioni dell’equilibrio nelle equazioni (2.7), (2.12), (2.13) e

(2.15) sono terminate a n′′ = n0 = 2 invece che a n0 = 1 come invece accade

nel caso A.


In alcuni casi, oltre al coefficiente di emissione j42 = jHβ e le relative inten-

sita delle altre righe, e conveniente utilizzare il coefficiente di ricombinazione

effettivo, definito da

NpNeαeffnn′ =

n−1∑L=0

∑L′=L±1

NnLAnL,n′L′ =4πjnn′

hνnn′. (2.18)

Nelle tabelle 2.1 e 2.2 sono riportati dei risultati numerici per lo spettro di

ricombinazione di HI per il caso A e caso B.


T 2500K 5000K 10000K 20000K

4πjHβ/NpNe 2.70× 10−25 1.54× 10−25 8.30× 10−26 4.21× 10−26

αeffHβ 6.61× 10−14 3.78× 10−14 2.04× 10−14 1.03× 10−14

jHα/jHβ 3.42 3.10 2.86 2.69jHγ/jHβ 0.439 0.458 0.470 0.485jHδ/jHβ 0.237 0.250 0.262 0.271jHϵ/jHβ 0.143 0.153 0.159 0.167jH8/jHβ 0.0957 0.102 0.107 0.112jH9/jHβ 0.0671 0.0717 0.0748 0.0785jH10/jHβ 0.0488 0.0522 0.0544 0.0571jH15/jHβ 0.0144 0.0155 0.0161 0.0169jH20/jHβ 0.0061 0.0065 0.0068 0.0071

Tabella 2.1: Intensita delle righe di Balmer relative ad Hβ nel caso di profon-dita ottica trascurabile (caso A); i coefficienti di emissione (jn) sono espressiin unita di (erg · cm3 · s−1) mentre il coefficiente di ricombinazione αeff

Hβ eespresso in unita di (cm3 s−1) [Osterbrock, 1989].

T 2500K 5000K 10000K 20000K4πjHβ/NpNe 3.72× 10−25 2.20× 10−25 1.24× 10−25 6.62× 10−26

αeffHβ 9.07× 10−14 5.37× 10−14 3.03× 10−14 1.62× 10−14

jHα/jHβ 3.30 3.05 2.87 2.76jHγ/jHβ 0.444 0.451 0.466 0.474jHδ/jHβ 0.241 0.249 0.256 0.262jHϵ/jHβ 0.147 0.153 0.158 0.162jH8/jHβ 0.0975 0.101 0.105 0.107jH9/jHβ 0.0679 0.0706 0.0730 0.0744jH10/jHβ 0.0491 0.0512 0.0529 0.0538jH15/jHβ 0.0142 0.0149 0.0154 0.0156jH20/jHβ 0.0059 0.0062 0.0064 0.0065

Tabella 2.2: Intensita delle righe di Balmer relative ad Hβ nel caso di pro-fondita ottica non trascurabile (caso B); i coefficienti di emissione (jn) sonoespressi in unita di (erg · cm3 · s−1) mentre il coefficiente di ricombinazioneαeffHβ e espresso in unita di (cm3 s−1) [Osterbrock, 1989].


2.2.2 Effetti di trasporto radiativo in HI

Per la maggior parte delle righe di emissione osservate il gas risulta ottica-

mente sottile, ed ogni fotone di riga emesso esce dalla nube di gas. Nelle righe

di risonanza di atomi molto abbondanti, pero, la profondita ottica diventa

apprezzabile, e i processi di diffusione e assorbimento devono essere presi in

considerazione quando si va a calcolare l’intensita attesa delle righe.

Se si considera una nube statica, gli unici meccanismi responsabili per l’al-

largamento delle righe sono l’effetto Doppler termico e lo smorzamento ra-

diativo, e nel centro delle righe il coefficiente di assorbimento della riga ha la

forma Doppler

κνl = k0le

(− ∆ν

∆νD

)2

= k0le−x2

(2.19)

dove

k0l =λ2

8π3/2

ωj

ωi

Aj,i

∆νD=

√πe2fij

mc∆νD(2.20)

e la sezione d’urto di assorbimento della riga per atomo, al centro della riga,

e

∆νD =

√2kT

Mc2ν0

e l’ampiezza termica Doppler, e fij e detto forza dell’oscillatore tra il li-

vello inferiore i e quello superiore j. Turbolenze su piccola scala possono

presumibilmente essere prese in considerazione come una ulteriore sorgente

di allargamento del coefficiente di assorbimento della riga, e turbolenze su

larga scala e l’espansione della nube devono essere trattate considerando lo

spostamento tra i volumi emittenti e quelli assorbenti.


In una nube statica, un fotone emesso in un punto particolare in una direzione

particolare e con una frequenza normalizzata x dal centro della riga ha una

probabilita e−τx di uscire dalla nube senza ulteriori processi di diffusione e

assorbimento, dove τx e la profondita ottica dal punto di emissione al bordo

nella direzione e alla frequenza di emissione. Mediando su tutte le direzioni,

si ottiene la probabilita media di fuga dal punto e alla frequenza considerati,

e mediando ulteriormente sul profilo di frequenza del coefficiente di emissione

si ottiene la probabilita media di fuga dal punto considerato. Per tutte le

righe proibite e per la maggior parte delle altre, la profondita ottica e cosı

bassa in ogni direzione, anche al centro della riga, che la probabilita di fuga

e essenzialmente pari ad uno in ogni punto considerato. Per quelle righe in

cui la profondita ottica e invece piu alta, la probabilita di fuga va esaminata

da un punto di vista quantitativo.

Si considera allora una nube di gas idealmente sferica ed omogenea, con

raggio ottico τ0l al centro della riga. Fintanto che τ0l ≤ 104 e sufficiente

considerare solo la componente Doppler della sezione d’urto di assorbimento.

I fotoni sono emessi con lo stesso profilo Doppler, e la probabilita media di

fuga deve essere necessariamente mediata lungo questo profilo. Se, ad una

particolare frequenza di normalizzazione x il raggio ottico della nube di gas

e pari a τx, la probabilita media di fuga mediata su tutte le direzioni e tutti

i volumi e pari a:

p(τx) =3

4τx

[1− 1

2τ 2x+ (

1

τx+

1

2τ 2x)e−2τx

](2.21)

Mediando sul profilo Doppler, la probabilita media di fuga per un fotone

emesso nella riga e pari a

ϵ (τ0l) =1√π

∫ ∞

−∞p (τx) e

−x2

dx (2.22)

dove τ0l e la profondita ottica al centro della riga.


Questo integrale deve essere valutato numericamente, ma per raggi otti-

ci (τ0l ≤ 50) non troppo grandi i risultati possono essere approssimati in

maniera accurata con ϵ(τ0l) = 1.72/(τ0l + 1.72).

Se consideriamo una riga di Lyman Lyn, i fotoni emessi in questa riga che

non escono dalla nube di gas sono assorbiti, ed ogni processo di emissione

rappresenta un’eccitazione del livello n2P di HI. Questo livello eccitato e

rapidamente soggetto ad un processo di decadimento, e il risultato e un

processo di diffusione in risonanza o l’eccitazione in risonanza di un’altra

riga di HI. Se lo ione eccitato al livello n2P decade, si ha una transizione

12S−n2P , e il processo in esame e una diffusione in risonanza del fotone Lyn;

se invece si ha una transizione 22S−n2P , il fotone Lyn viene convertito in un

fotone Hn, piu eccitazione del livello 22S, che a sua volta porta all’emissione

di due fotoni del continuo; se invece il fotone e emesso nella transizione

32S−n2P , si ha conversione da Lyn a Pn, piu eccitazione del livello 32S, che

porta ad emissione di Hα piu Lyα, e cosı via. La probabilita di ognuno di

questi processi puo essere calcolata direttamente dalle matrici di probabilita

CnL,n′L′ e PnL,n′L′ . Se definiamo Pn(Lym) e Pn(Hm) come le probabilita che

l’assorbimento di un fotone Lyn risulti nell’emissione di un fotone Lym e uno

Hm, rispettivamente, allora

Pn(Lym) = Cn1,m1Pm1,10 (2.23)

e

Pn(Hm) = Cn1,m0Pm0,21 + Cn1,m1Pm1,20 + Cn1,m2Pm2,21. (2.24)

Possiamo allora usare queste probabilita per calcolare lo spettro di Lyman

emesso da una nube di gas teorica. Il calcolo risulta piu semplice se effettuato

in termini di numero di fotoni emessi. Se indichiamo con Rn il numero totale

di fotoni Lyn generati nella nube di gas per unita di tempo tramite processi

di ricombinazione e seguente cascata, e con An il numero totale di fotoni Lyn


assorbiti nella nube di gas per unita di tempo , allora Jn, il numero totale di

fotoni Lyn emessi nella nube di gas per unita di tempo, e pari alla somma

dei contributi di ricombinazione e di risonanza, piu i processi di diffusione:

Jn = Rn +∞∑

m=n

AmPm(Lyn). (2.25)

Poiche ogni fotone Lyn emesso ha una probabilita ϵn di uscire dalla nube

di gas, il numero totale di fotoni Lyn che fuoriescono dalla nube di gas per

unita di tempo e dato da:

En = ϵnJn = ϵn

[Rn +

∞∑m=n

AmPm(Lyn)

]. (2.26)

Infine, in condizione di stato stazionario, il numero di fotoni Lyn emessi per

unita di tempo e pari alla somma del numero di fotoni assorbiti e di quelli

che escono dalla nube di gas, per unita di tempo:

Jn = An + En = An + ϵnJn. (2.27)

Andando allora ad eliminare Jn tra le equazioni (2.26) e (2.27) si ottiene

An = (1− ϵn)

[Rn +

∞∑m=n

AmPm(Lyn)

], (2.28)

e visto che Rn e Pm(Lyn) sono noti dalla teoria delle ricombinazioni e ϵn e

noto dalla teoria del trasporto radiativo, l’equazione (2.28) puo essere risolta

per An con una procedura sistematica, lavorando a partire dagli n piu alti,

a cui ϵn e significativamente diverso dall’unita, e scendendo poi verso n piu


piccoli. Da questi valori di Rn possono essere calcolati gli En dell’equazione

(2.26), ottenendo cosı lo spettro di Lyman emergente.

La determinazione dello spettro di Balmer richiede ulteriori analisi. Indi-

chiamo con Sn il numero di fotoni Hn generati nella nube di gas per unita

di tempo da processi di ricombinazione e seguenti processi a cascata. Si

suppone che non si ha assorbimento dei fotoni di Balmer nella nube di gas,

per cui Kn, il numero totale di fotoni Hn emessi nella nube di gas per unita

di tempo, e la somma dei contributi di ricombinazione e di risonanza dovuti

ai fotoni di Lyman:

Kn = Sn +∞∑

m=n

AmPm(Hn).

Allora, visto che Sn e Pm(Hn) sono noti dalla teoria delle ricombinazioni,

e Am e noto dalle soluzioni dello spettro di Lyman, Kn puo essere calcola-

to immediatamente per ottenere lo spettro di Balmer risultante. Da notare

che Rn, Sn, Jn e An sono proporzionali al numero totale di fotoni, per cui le

equazioni sono lineari in queste quantita, e l’intero calcolo puo essere nor-

malizzato ad un qualsiasi Sn, per esempio S4, il numero di fotoni Hβ che

sarebbero emessi in assenza di effetti di assorbimento. I risultati, calcolati

sotto forma dei rapporti tra intensita di Hα/Hβ e Hγ/Hβ sono mostrati in

figura 2.1 in funzione di τ0l(Lyα), il raggio ottico della nube di gas al centro

di Lyα; nella figura, il loop delle linee rappresenta la transizione da caso A

(τ0l → 0) a caso B (τ0l → ∞).

Se anche nella maggior parte delle nubi di gas la profondita ottica delle

righe di Balmer e piccola, possono presentarsi situazioni in cui la densita

di NH0(22S) e sufficientemente alta da portare ad avere processi di auto-

assorbimento nella riga stessa. Le profondita ottiche delle righe di Balmer

possono essere calcolate attraverso l’equazione (2.20), e visto che risulta pro-

porzionale a NH0(22S), il problema del trasporto radiativo e adesso funzione

di due variabili, τ0l(Lyα), che da il raggio ottico delle righe di Lyman, e

τ0l(Hα), che da il raggio ottico delle righe di Balmer. Se anche adesso le

equazioni risultano piu complesse, dal momento che i fotoni delle righe di


Balmer possono essere diffusi o convertiti in fotoni di Lyman e viceversa, in

principio non ci sono nuovi effetti, e puo essere usata la stessa formulazione

sviluppata per l’assorbimento delle righe di Lyman.

Se analizziamo da un punto di vista fisico i risultati mostrati in figura 2.1,

abbiamo che per τ0l(Hα) = 0 il primo effetto dell’aumento di τ0l(Lyα) e che

Lyβ e convertita in Hα piu due fotoni del continuo. Questo va ad aumentare

il rapporto tra le intensita di Hα/Hβ, che corrisponde ad uno spostamento

del punto verso destra in figura 2.1. Per τ0l(Lyα) leggermente piu grande,

pero, i fotoni Lyγ sono a loro volta convertiti in Pα,Hα,Hβ, Lyα e due

fotoni di continuo, e visto che l’effetto principale e quello di aumentare l’in-

tensita di Hβ, nel grafico si ha uno spostamento verso il basso e verso sinistra.

Per τ0l(Lyα) ancora piu grandi, si ha una conversione di fotoni di Lyn piu

alti, portando ad un rafforzamento di Hγ, e il calcolo, che tiene conto di tutti

questi effetti, mostra come i punti rappresentativi descrivano un piccolo ciclo

con le condizioni che passano da caso A a caso B. Per τ0l(Lyα) ancora piu

grandi, gli effetti dell’aumento di τ0lHα sono che, nonostante Hα sia sola-

Figura 2.1: Effetti di trasporto radiativo causati da profondita ottiche fi-nite in righe della serie di Balmer e di Lyman. I rapporti del flusso to-tale emesso Hα/Hβ sono mostrati per modelli di nube di gas statica, omo-genea ed isoterma a T=10000K. Ogni linea connette una serie di modellicon la stessa τ0l(Lyα), indicati alla fine della linea stessa; lungo la linea,τ0l(Hα) =5 e 10 rispettivamente nei due punti indicati con delle barrette,per τ0l(Lyα) ≥ 4× 102 [Osterbrock, 1989].


mente diffusa, in quanto ogni fotone Lyβ che forma e velocemente assorbito

e riconvertito in Hα, Hβ e assorbito e convertito in Hα piu Pα, portanto ad

un aumento di Hα/Hβ e una diminuzione di Hβ/Hγ [Osterbrock, 1989].

3. Analisi Dati

Righe allargate permesse sono caratteristiche tipiche degli AGN di tipo 1,

sono prodotte in piccole e dense regioni in prossimita del motore centrale

dell’AGN, e contengono importanti informazioni sulla struttura interna al-

l’AGN. Le considerazioni teoriche trattate nel capitolo precedente suggeriscono

una dipendenza tra il profilo delle righe della serie di Balmer dell’idrogeno e le

condizioni di profondita ottica della regione in cui queste righe sono emesse.

In particolare, righe prodotte in regioni otticamente sottili presenteranno

profili simili, mentre se i fotoni provengono da regioni con gas otticamente

spesso il profilo delle righe che ne deriva sara pesato sulle regioni da cui i

fotoni riescono ad emergere.

Nel seguito, si e scelto di analizzare la condizione della profondita ottica

nella BLR di galassie di tipo NLS1. In generale, i profili delle righe negli

spettri di AGN di tipo 1 sono riproducibili solo in prima approssiamzione

con profili Gaussiani, ed in particolare i profili osservati tendono a non rag-

giungere l’intensita zero altrettanto velocemente, presentando ali piu estese.

Inoltre i profili sono spesso asimmetrici, con le ali che si estendono maggior-

mente verso il blu (lunghezze d’onda minori) che verso il rosso. Nelle NLS1,

invece, il profilo delle righe della serie di Balmer dell’idrogeno e facilmente

riproducibile come somma di due componenti Gaussiane, permettendo quin-

di di sviluppare una procedura semplificata per riprodurne il profilo. Per

analizzare le condizioni nella BLR e necessario esaminare il profilo delle sole

componenti allargate di ogni riga; e stato quindi necessario sottrarre ad og-

ni riga considerata la componente stretta della riga stessa, e le altre righe

che si sovrappongono alla componente allargata del profilo, presenti anche

negli spettri di AGN di tipo 1, come il doppietto [NII]λλ 6548,6583 ed Hα.

55

56 CAPITOLO 3. ANALISI DATI

La procedura di individuazione delle diverse righe e componenti puo essere

svolta manualmente, ma richiede una quantita di tempo eccessiva, soprat-

tutto se applicata ad un numero elevato di oggetti. Si e allora tentato di

sviluppare una procedura automatica che vada a riprodurre il profilo delle

righe di Balmer dell’idrogeno tramite la sovrapposizione di due profili Gaus-

siani, uno per la componente stretta e uno per quella allargata, di ogni riga,

introducendo un ulterior profilo Gaussiano per ogni altra riga presente. La

procedura va poi ad isolare le sole componenti strette in ogni spettro, cosı

da sottrarle per poter esaminare e confrontare tra loro i soli profili allargati

delle righe dell’idrogeno.

3.1 Il campione

In questo lavoro di tesi sono state analizzate 296 galassie di tipo Narrow

Line Seyfert 1 (NLS1); il campione usato e quello ricavato da Cracco et

al. (2016), e comprende oggetti estratti dalla Sloan Digital Sky Survey1

(SDSS–DR7, Abazajian et al, 2009). Sono stati selezionati oggetti classificati

come “galassie” o “QSO” dalla SDSS, e con redshift tra 0.02 e 0.35. La

FWHM di Hβ e stata imposta nell’interrvallo tra 800 − 3000 km s−1, dove

il limite inferiore e stato imposto sulla base delle misurazioni effettuate su

galassie Seyfert 2 e Seyfert di tipo intermedio [Vaona et al, 2012] mentre il

limite superiore e stato arbitrariamente fissato per evitare possibili esclusioni

di oggetti causate da misure inaccurate. Infine, sono stati selezionati oggetti

in cui sono ben visibili le righe di Hβ e ossigeno, che sono caratteristiche

prominenti negli spettri degli AGN, con rapporto segnale rumore di [OI]λ6300

maggiore di 3. Quest’ultimo criterio serve a garantire che le righe osservate

abbiano un buon rapporto S/N, in quanto [OI] e una riga debole, e il fatto

che sia osservata garantisce la presenza delle altre righe di interesse.

Gli spettri cosı ottenuti sono poi stati corretti attraverso vari task presenti al-

l’interno di IRAF2. Inizialmente le immagini sono state corrette per estinzione

galattica attraverso il task DEREDDEN. In questo caso, i valori necessari per

la correzione sono stati ottenuti dal motore di ricerca NASA/IPAC Extra-

1http://www.sdss.org2http://iraf.noao.edu/

3.1. IL CAMPIONE 57

galactic Database (NED)3: tra i tool presenti, “Coordinate Transformation

& Extinction Calculator” permette di ricavare, a partire dalle coordinate di

un oggetto, e dal periodo di osservazione, l’arrossamento nelle diverse bande.

Tra i diversi valori forniti dal motore di ricerca, e stato selezionato quello

in banda V derivato da Schlafly and Finkbeiner, 2011. In seguito gli spettri

sono stati corretti per redshift, riportando le lunghezze d’onda a quelle nel

sistema di riferimento della sorgente, tramite il task DOPCOR di IRAF, dove

il valore di redshift usato per la correzione e stato ottenuto tramite l’iniziale

ricerca degli oggetti nell’archivio della SDSS. Infine, per tutti gli spettri e

stato corretto il livello del continuo, cosı da renderlo uniformemente pari a

zero, tramite il task SPLOT di IRAF con una procedura manuale. In figura

3.1 e 3.2 sono mostrati due esempi di spettri prima e dopo la correzione con

IRAF.

3http://ned.ipac.caltech.edu/


Figura 3.1: Confronto tra lo spettro originale della galassia NLS1 SDSSJ112014.85+063341.1(in alto), e lo spettro ottenuto dopo la correzione perestinzione da mezzo interstellare, la rimozione del redshift e la sottrazionedel continuo (in basso).

3.1. IL CAMPIONE 59

Figura 3.2: Confronto tra lo spettro originale della galassia NLS1 SDSSJ113949.47+402048.5 (in alto), e lo spettro ottenuto dopo la correzione perestinzione da mezzo interstellare, la rimozione del redshift e la sottrazionedel continuo (in basso).


3.2 Creazione del modello con profilo

Gaussiano

Effettuate le appropriate correzioni tramite IRAF, gli spettri risultanti sono

stati analizzati tramite lo sviluppo di un programma in linguaggio Python

[van Rossum, 1995], il cui primo obiettivo e la creazione di un modello che

riesca a riprodurre il piu fedelmente possibile il profilo delle righe della serie

di Balmer dell’idrogeno, focalizzandosi principalmente sui profili di Hα e Hβ,

come sovrapposizione di due o piu profili Gaussiani. In particolare, il profilo

di Hβ e stato modellato con sole due componenti Gaussiane, una per ripro-

durre la componente stretta della riga, e una per la componente allargata,

mentre per il profilo di Hα si sono usate due componenti Gaussiane oltre

quelle per i profili larghi e stretti, in modo da riprodurre il doppietto [NII]λλ

6548,6583. In figura 3.3 e 3.4 sono mostrati rispettivamente il profilo di una

riga Hα, con le componenti aggiuntive del doppietto [NII]λλ 6548,6583, e di

una riga Hβ.

Figura 3.3: Particolare dello spettro della galassia NLS1 SDSSJ144012.75+615633.0 centrato sulla riga Hα; sono evidenti le componenti deldoppietto [NII]λλ 6548,6583, che si sovrappongono alla componente allargatadella riga.

3.2. CREAZIONE DEL MODELLO CON PROFILO GAUSSIANO 61

Figura 3.4: Particolare dello spettro della galassia NLS1 SDSSJ104230.13+010223.8 centrato sulla riga Hβ, in cui si vede come il profilodella riga sia dato dalla sovrapposizione di una componente stretta e unacomponente allargata.

3.2.1 La procedura automatica

Nel processo di modellazione delle componenti strette, si e scelto di usare la

larghezza delle righe del doppietto [OIII]λλ 4959,5007 come misura standard

per tutte le righe strette dello stesso spettro, prendendo poi una larghezza

pari al 75% per tenere conto della maggior dispersione di velocita del gas

ad alta ionizzazione. In figura 3.5 sono mostrati alcuni esempi di righe del

doppietto [OIII]λλ 4959,5007; in alcuni casi, pari a circa l’8% del campione,

non e stato sufficiente modellare le righe del doppietto [OIII]λλ 4959,5007

con una sola componente Gaussiana stretta, e si sono modellati i profili con

un task interattivo in IRAF, descritto nella sezione 3.2.2. In figura 3.6 sono

mostrati due esempi di righe del doppietto [OIII]λλ 4959,5007 con le due

componenti visibili.

Una volta determinata la larghezza delle righe del doppietto di [OIII]λλ

4959,5007, il programma procede con al creazione del modello costituito da

componenti Gaussiane delle righe di Hα e Hβ. Per entrambe le righe, si e

determinata a priori la porzione di spettro da modellare, ed in particolare per


Figura 3.5: Particolare dello spettro delle galassie NLS1 SDSSJ103506.08+060141.6 (a sinistra) e SDSS J130845.69-013053.9 (a destra)nella regione del doppietto [OIII]λλ 4959,5007.

Hα si e analizzato l’intervallo tra 6450 e 6700 A, mentre per Hβ l’intervallo in

considerazione e compreso tra 4810 e 4910 A. All’interno di ogni intervallo, il

programma individua il punto di maggiore intensita, e la sua corrispondente

posizione in lunghezza d’onda. Questo punto viene scelto come picco della

distribuzione, e la sua lunghezza d’onda e usata per convertire il profilo in

scala di velocita secondo la formula:

Figura 3.6: Particolare dello spettro delle galassie NLS1 SDSSJ103438.59+393828.2 (a sinistra) e SDSS J115523.74+150756.9 (a destra)nella regione del doppietto [OIII]λλ 4959,5007; e evidente che il profilo nonsia modellabile con una sola componente Gaussiana.


v = cλ− λ0

λ0

(3.1)

con c velocita della luce e λ0 la lunghezza d’onda del picco. La conversione

in scala di velocita e stata fatta per poter confrontare piu facilmente tra loro

i profili delle due righe.

Una volta eseguita la conversione in scala di velocita, il programma legge una

serie di parametri forniti dall’utente che indicano, in maniera approssimativa,

quali devono essere i valori di intensita, centro e larghezza delle Gaussiane

che devono riprodurre il profilo della riga in esame, e con una procedura au-

tomatica che minimizza gli scarti quadratici, cerca la migliore combinazione

di parametri che permetta di modellare il profilo della riga. Per tutte le com-

ponenti strette, viene assegnata automaticamente una larghezza pari al 75%

della larghezza delle righe del doppietto di [OIII]λλ 4959,5007. Per assicurar-

si che i parametri siano fisicamente accettabili, e stata inserita una procedura

di verifica, che segnala la presenza di intensita o larghezze negative, valori

che pur portando ad una interpretazione numerica dei dati, sono tuttavia

privi di senso fisico. Mentre la creazione del modello per la rappresentazione

di Hβ e piu semplice, in quanto richiede solamente la sovrapposizione di due

Gaussiane, una stretta e una allargata, l’analisi del profilo di Hα richiede

l’introduzione di vincoli specifici per modellare correttamente le componenti

dovute al doppietto [NII]λλ 6548,6583, sovrapposto alla componente allarga-

ta di Hα. In questo caso, si e lasciata libera di variare la posizione della riga

[NII]λ6583, e la sua intensita, in quanto la riga e solitamente molto evidente,

e facilmente individuabile tramite la procedura automatica, mentre si e vin-

colata la posizione della componente del doppietto a 6548A, in modo che, in

scala di velocita, questa sia posta a -1000 km s−1 rispetto alla posizione di

[NII]λ6583, mentre l’intensita di [NII]λ6548 e posta pari ad un terzo dell’in-

tensita di [NII]λ6583. Per verificare che il modello prodotto da questa proce-

dura automatica sia corretto, il programma salva i propri risultati in un’im-

magine con sovrapposte allo spettro originale le varie componenti Gaussiane

utilizzate per la modellazione, e il risultato globale ottenuto. Un esempio

per le due righe e riportato in figura 3.7, in cui sono rappresentate, in scala


Figura 3.7: Riga Hα (a sinistra) e Hβ (a destra) della galassia SDSSJ133138.03+013151.6. I punti blu rappresentano il profilo originale della riga,la linea azzurra continua rappresenta il modello Gaussiano calcolato, la linearossa indica la componente stretta della riga, e quella verde la componentelarga. Nel grafico di Hα in viola sono rappresentati i profili delle righe deldoppietto [NII]λλ 6548,6583.

di velocita, le righe di Hα e Hβ della galassia SDSS J133138.03+013151.6,

con il modello calcolato dal programma, raffigurato con una linea piu spessa,

sovrapposto allo spettro originale, espresso come una serie di punti; le linee

piu sottili raffigurano le singole componenti Gaussiane del modello. Altri

profili significativi sono riportati in Appendice B.

3.2.2 Casi particolari

La procedura automatica di modellazione del profilo Gaussiano delle righe

e stata applicata a 265 sorgenti, pari all’89,6% del campione; a causa del

rapporto segnale-rumore (S/N) troppo basso, o di righe particolarmente dis-

turbate, sono state scartate dallo studio 6 sorgenti (corrispondente al 2% del

campione). Infine, su 25 sorgenti (pari all’8,4% del campione) (vedi figura

3.8) e stata applicata una procedura interattiva per la creazione del modello

Gaussiano del profilo. In questo caso e stato utilizzando il task NGAUSSFIT

del pacchetto PYTOOLS di IRAF; richiamando funzionalita di IRAF tramite

linguaggio python, NGAUSSFIT permette, selezionando la porzione di spet-

tro che si vuole analizzare, di simulare il profilo delle righe selezionate tramite

sovrapposizione di varie componenti Gaussiane. A partire dal modello che


il programma crea automaticamente una volta stabilito arbitrariamente il

numero di Gaussiane che si vuole utilizzare, la loro intensita e il loro centro,

e possibile variare manualmente i valori di intensita, posizione e larghezza

delle Gaussiane per ottenere il miglior fit, scegliendo anche, di volta in volta,

quali valori far modificare dal programma, e quali invece cambiare a mano;

con questo task e inoltre possibile visualizzare di volta in volta i residui, e

modificare cosı il modello, in modo da avere la migliore riproduzione possibile

dei dati. Le sorgenti in cui il profilo Gaussiano e stato individuato con questa

procedura presentano le righe del doppietto di [OIII]λλ 4959,5007 allargate,

che sono riproducibili con la somma di due componenti Gaussiane separate,

una molto stretta e ad alta intensita, e l’altra piu ampia e meno intensa; in

questo caso, le componenti strette delle righe di Hα e Hβ, e le righe strette

del doppietto [NII]λλ 6548,6583 sono state modellate con funzioni Gaussiane

della stessa larghezza di quelle usate per la componente stretta nelle righe del

doppietto di [OIII], senza applicare la riduzione al 75% come si e invece fatto

nella procedura automatica. In figura 3.9 e raffigurata la porzione di spettro

con Hβ con le due righe [OIII]λλ 4959,5007, con le componenti Gaussiane

che ne riproducono il profilo, e il residuo del modello; analogamente in figura

3.10 si ha la porzione dello spettro con Hα e le righe di [NII]λλ 6548,6583,

con modello e residui.


Figura 3.8: Esempio di modellazione automatica non riuscita, nelle righedi Hα (in alto) e Hβ (in basso) della galassia SDSS J104230.13+010223.8. Ipunti blu rappresentano il profilo originale della riga, la linea azzurra continuarappresenta il modello Gaussiano calcolato, la linea rossa indica il profilostretto della riga, e quella verde il profilo allargato. Nel grafico di Hα inviola sono rappresentati i profili delle righe del doppietto [NII]λλ 6548,6583.


Figura 3.9: Sinistra: particolare dello spettro della NLS1 SDSSJ150224.58+182128.7 che raffigura Hβ e le righe del doppietto [OIII]λλ4959,5007. La linea nera piu spessa raffigura lo spettro originale della sor-gente, mentre le linee piu sottili raffigurano le sei componenti Gaussiane (dueper ogni riga) usate per riprodurre i dati, il cui risultato e raffigurato in verde.Destra: residui dopo la sottrazione del modello Gaussiano. In entrambe lefigure, la linea rossa delimita la porzione di spettro che si e proceduto amodellare, mentre la linea tratteggiata indica il livello scelto per il continuo.

Figura 3.10: Sinistra: particolare dello spettro della NLS1 SDSSJ095329.84+142326.1 che raffigura Hα e le righe del doppietto [NII]λλ6548,6583. La linea nera piu spessa raffigura lo spettro originale della sor-gente, mentre le linee piu sottili raffigurano le quattro componenti Gaussianeusate per riprodurre i dati, il cui risultato e raffigurato in verde. Destra:residui dopo la sottrazione del modello Gaussiano. In entrambe le figure,la linea rossa delimita la porzione di spettro da modellare, mentre la lineatratteggiata indica il livello scelto per il continuo.


Figura 3.11: Pseudo spettro con le sole componenti strette delle righe di Hαe Hβ estratte dal modello della galassia SDSS J090431.21+075330.8.

3.3 Analisi delle componenti allargate

Ultimate le procedure che portano alla creazione del modello Gaussiano del

profilo delle righe, dai dati ottenuti sono stati estratti solamente i valori

riguardanti le componenti strette di ogni profilo, in modo da poter creare,

a partire dagli spettri iniziali, degli pseudo spettri con intensita pari a zero

ovunque tranne nei punti in cui sono state individuate le componenti strette

delle righe analizzate, dove invece sono riprodotti i profili Gaussiani (un

esempio in figura 3.11). Questi nuovi “spettri” sono stati poi sottratti dai

dati originali usando il task SARITH di IRAF, che permette di effettuare

operazioni aritmetiche tra spettri sovrapposti in lunghezza d’onda. In questo

modo e stato possibile ricavare, per ogni oggetto in esame, un nuovo spettro

caratterizzato dalla presenza delle sole componenti large delle righe della serie

di Balmer. In figura 3.12 e rappresentato lo spettro originale della galassia

SDSS J144431.62+153643.2 (in rosso tratteggiato) sovrapposto allo spettro

ottenuto sottraendo le componenti strette delle righe analizzate.

Ottenuti gli spettri con le sole componenti allargate delle righe Hα e Hβ del-

3.3. ANALISI DELLE COMPONENTI ALLARGATE 69

Figura 3.12: Confronto tra lo spettro originale della galassia SDSSJ144431.62+153643.2, rappresentato con tratti rossi, sovrapposto allo spet-tro dello stesso oggetto a cui sono state sottratte le componenti strette dellerighe di Hα e Hβ, e il doppietto [NII]λλ 6548,6583, rappresentato in nero.


la serie di Balmer, si e eseguito per ciascun oggetto un secondo programma

di diagnostica con l’obiettivo di analizzare l’andamento del rapporto tra le

FWHM delle due righe, dopo averne normalizzato il profilo. In un primo

momento il programma individua, nei medesimi intervalli usati precedente-

mente, il punto piu alto della distribuzione, e utilizza i valori cosı determinati

di intensita e lunghezza d’onda per normalizzare la distribuzione, e trasfor-

marla in scala di velocita. Il passaggio in scala di velocita permette di con-

frontare facilmente i profili, sovrapponendoli al centro della distribuzione. Se

anche con questa procedura si sono ottenuti risultati accurati per la misura

della FWHM, la rappresentazione grafica non sempre permetteva una verifi-

ca immediata, in quanto in alcuni casi, soprattutto a causa del rumore negli

spettri, la massima intensita non conicideva col picco effettivo del profilo,

portando quindi ad avere le distribuzioni in posizioni leggermente decentrate

(vedi figura 3.13). Per questo motivo si e deciso di implementare una secon-

da procedura che sfrutta nuovamente la creazione di un modello Gaussiano

per il profilo della riga. Individuata la riga, e fornito un set di parametri

iniziali, il programma genera nuovamente la sequanza di parametri che per-

mette di modellare il profilo reale con uno Gaussiano. Da questi parametri

si selezionano poi i valori di intensita e centro della distribuzione, che sono

utilizzati per centrare e normalizzare la distribuzione, garantendo cosı che

la presenza di punti residui dalla sottrazione delle componenti strette non

influenzi lo studio della distribuzione. In figura 3.14 sono messe a confronto

le due procedure di normalizzazione. In Appendice C sono riportati alcuni

grafici significativi riguardanti il confronto tra le componenti allargate.

Ottenuti i profili normalizzati, e stata misurata la FWHM di ogni riga: dopo

aver imposto l’intensita massima della distribuzione pari ad 1, il program-

ma va a cercare i due punti reali, uno a destra e uno a sinistra del centro

della distribuzione determinato con il profilo Gaussiano, che abbiano inten-

sita appena inferiore a 0,5; la differenza tra la velocita di questi due punti

fornisce il limite superiore della misura della FWHM. Analogamente, i due

punti con intensita appena superiore a 0,5 forniscono le misure di velocita per

la determinazione del limite inferiore della FWHM della riga analizzata. La

semisomma di questi valori limite fornisce la misura effettiva della FWHM di

3.3. ANALISI DELLE COMPONENTI ALLARGATE 71

ogni riga, mentre l’errore sulla misura e dato dalla semidifferenza dei valori

limite.


Figura 3.13: Componenti allargate delle righe Hα e Hβ della galassia SDSSJ163625.41+421346.9, normalizzata a partire dall’intensita del punto piu altodella distribuzione. E evidente che i due profili non sono centrati alla stessavelocita, per cui il confronto visivo delle larghezze risulta difficoltoso.

Figura 3.14: Componenti allargate delle righe Hα e Hβ della galassia SDSSJ130154.80+320548.8; a sinistra, i profili sono stati normalizzati e centratirispetto al punto piu alto di ciascuna distribuzione, mentre a destra sonostati usati i valori derivati dai modelli Gaussiani che meglio rappresentano ledue distribuzioni. E evidente come la seconda modalita di normalizzazionefornisca risultati grafici facilmente interpretabili gia a prima vista.

4. Risultati e discussione

Lo studio dei profili delle componenti allargate delle righe della serie di

Balmer nelle galassie di tipo Seyfert 1 mostra che, in generale, non e presente

un’asimmetria comune a tutte le componenti allargate; inoltre, confrontando

tra loro le FWHM delle componenti allargate delle righe Hα e Hβ, il rap-

porto risulta essere il piu delle volte leggermente inferiore ad 1, suggerendo

una stratificazione della ionizzazione e della profondita ottica, che tendono a

diminuire allontanandosi dalla sorgente centrale [Osterbrock, 1989].

Analizzando, nelle NLS1, i rapporti tra le FWHM dei profili allargati delle

righe Hα e Hβ normalizzati alla stessa intensita, e possibile vedere in figu-

ra 4.1 che la distribuzione ottenuta per gli oggetti analizzati e centrata tra

0.8 e 1.0, in accordo con Osterbrock, 1989. Inoltre, sono state riprodotte

anche le distribuzioni dei valori minimi e massimi ammissibili nei nostri

margini di errore nelle figure 4.2 e 4.3. Le tre distribuzioni possono con-

siderarsi, in generale, simili, ed in particolare la maggior parte delle sorgenti

mostra avere rapporti nell’intervallo 0.8-1.0, ad eccezione della distribuzione

dei valori massimi, che e invece centrata ad 1.0.

73

74 CAPITOLO 4. RISULTATI E DISCUSSIONE

Figura 4.1: Instogramma con i valori calcolati di FWHM per tutte le sorgentiesaminate. La distribuzione e centrata tra 0.8 e 1.0, per quanto sono presentialcuni valori piu distaccati.

Figura 4.2: Instogramma con i valori minimi delle FWHM di tutte le sorgentiesaminate.

75

Figura 4.3: Instogramma con i valori massimi delle FWHM delle sorgentiesaminate.

Per tenere conto degli errori nella misura, si sono confrontati gli istogrammi

delle distribuzioni dei valori minimi e massimi con quello dei valori calcolati

(figura 4.4). In generale, i valori minimi presentano un andamento simile

a quelli calcolati, con 214 oggetti (73.9% del campione) che presentano il

valore minimo del rapporto tra le FWHM nell’intervallo 0.8-1.0. Per quanto

riguarda invece la distribuzione dei valori massimi, questa risulta piu centrata

attorno 1.0, con 144 sorgenti (49.7% del campione) nell’intervallo 0.8-1.0.

Nelle tabelle 4.1, 4.2 e 4.3 sono riportati gli intervalli delle distribuzioni dei

valori rispettivamente calcolati, minimi e massimi del rapporto delle FWHM

delle componenti allargate delle righe Hα e Hβ con il numero di oggetti che

si colloca in ogni intervallo, e la percentuale sul campione.


Figura 4.4: Alto:Confronto tra le distribuzioni del rapportro tra le FWHMdelle componenti allargate di Hα e Hβ calcolate (in verde) e al minimo val-ore possibile secondo l’errore di misura (in azzurro). Per quanto i valoricalcolati presentino un picco nei pressi dell’unita, i due grafici mostrano unadistribuzione simile. Basso:Confronto tra le distribuzioni del rapportro trale FWHM delle componenti allargate di Hα e Hβ calcolate (in verde) e almassimo valore possibile secondo l’errore di misura (in rosso). Anche inquesto caso, le due distribuzioni sono simili.

77

Tabella 4.1: Intervalli della distribuzione dei rapportiFWHM(Hα)/FWHM(Hβ) con numero di oggetti per ogni intervallo erelativa percentuale del campione.

Intervallo # %0.41063268-0.46063268 0 0.00.46063268-0.51063268 1 0.340.51063268-0.56063268 2 0.690.56063268-0.61063268 0 0.00.61063268-0.66063268 2 0.690.66063268-0.71063268 4 1.380.71063268-0.76063268 8 2.760.76063268-0.81063268 16 5.520.81063268-0.86063268 28 9.660.86063268-0.91063268 49 16.90.91063268-0.96063268 45 15.520.96063268-1.01063268 57 19.661.01063268-1.06063268 32 11.031.06063268-1.11063268 16 5.521.11063268-1.16063268 13 4.481.16063268-1.21063268 5 1.721.21063268-1.26063268 6 2.071.26063268-1.31063268 2 0.691.31063268-1.36063268 2 0.691.36063268-1.41063268 0 0.01.41063268-1.46063268 1 0.341.46063268-1.51063268 0 0.01.51063268-1.56063268 1 0.34


Tabella 4.2: Intervalli della distribuzione dei valori minimi diFWHM(Hα)/FWHM(Hβ), con numero di oggetti per intervallo e relativapercentuale sul campione.

Intervallo # %0.395983199601-0.445983199601 0 0.00.445983199601-0.495983199601 1 0.340.495983199601-0.545983199601 2 0.690.545983199601-0.595983199601 0 0.00.595983199601-0.645983199601 3 1.030.645983199601-0.695983199601 6 2.0690.695983199601-0.745983199601 10 3.450.745983199601-0.795983199601 26 8.970.795983199601-0.845983199601 46 15.860.845983199601-0.895983199601 52 17.930.895983199601-0.945983199601 52 17.930.945983199601-0.995983199601 46 15.860.995983199601-1.0459831996 18 6.211.0459831996-1.0959831996 10 3.451.0959831996-1.1459831996 8 2.761.1459831996-1.1959831996 4 1.381.1959831996-1.2459831996 2 0.691.2459831996-1.2959831996 2 0.691.2959831996-1.3459831996 1 0.341.3459831996-1.3959831996 0 0.01.3959831996-1.4459831996 0 0.01.4459831996-1.4959831996 0 0.01.4959831996-1.5459831996 1 0.34

79

Tabella 4.3: Intervalli della distribuzione dei valori massimi diFWHM(Hα)/FWHM(Hβ), con numero di oggetti per intervallo e relativapercentuale sul campione.

Intervallo # %0.425282169987-0.475282169987 0 0.00.475282169987-0.525282169987 1 0.340.525282169987-0.575282169987 2 0.690.575282169987-0.625282169987 0 0.00.625282169987-0.675282169987 2 0.690.675282169987-0.725282169987 3 1.030.725282169987-0.775282169987 6 2.060.775282169987-0.825282169987 11 3.790.825282169987-0.875282169987 19 6.550.875282169987-0.925282169987 39 13.450.925282169987-0.975282169987 41 14.140.975282169987-1.02528216999 45 15.521.02528216999-1.07528216999 45 15.521.07528216999-1.12528216999 34 11.721.12528216999-1.17528216999 13 4.481.17528216999-1.22528216999 10 3.451.22528216999-1.27528216999 8 2.761.27528216999-1.32528216999 5 1.721.32528216999-1.37528216999 2 0.691.37528216999-1.42528216999 1 0.341.42528216999-1.47528216999 1 0.341.47528216999-1.52528216999 0 0.01.52528216999-1.57528216999 1 0.341.57528216999-1.62528216999 1 0.34


Analizzando allora ogni rapporto tra le misure di FWHM delle componenti

allargate di Hα e Hβ nell’insieme, considerando cioe per ciascuna sorgente

l’intervallo tra i valori minimi e massimi, e non il singolo valore, risulta che

201 sorgenti, pari al 69.3% del campione rientra nell’intervallo 0.9-1.05, 27

sorgenti (9.3%) presenta un rapporto tra le FWHM superiore a 1.05, e i

restanti 62 oggetti (21.4%) ha valori inferiori a 0.9.

Questi risultati sono interpretabili in termini di profondita ottica e arrossa-

mento. La possibilita che si formi polvere nelle regioni centrali degli AGN

comporta due effetti principali: da un lato, i grani di polvere assorbono e

diffondono la radiazione, portando ad avere un contributo aggiuntivo all’ecci-

tazione collisionale di Hα, aumentandone di conseguenza la FWHM, che quin-

di porta ad un rapporto maggiore di 1 se confrontata con Hβ [Osterbrock, 1989].

Inoltre, la soppressione di fotoni a minore lunghezza d’onda, fa si che i fotoni

delle due righe emergano preferenzialmente da regioni diverse, in particolar

modo favorendo l’emissione di Hβ in zone povere di polveri, probabilmente

prossime al centro, e quella di Hα in regioni piu ricche ed esterne.

D’altro canto, all’aumentare della profondita ottica, si ha un progressivo

allargamento delle righe, inversamente proporzionale a λ2. Come riportato

in sezione 2.2.2, infatti, il coefficiente di assorbimento e espresso come

kνl = k0le(−∆ν/∆νD)2 = k0le

−x2

dove

k0l =λ2

8π3/2

ωj

ωi

Aj,i

∆νD

e la sezione d’urto di assorbimento della riga per atomo. Da questa espres-

sione si deduce che righe a maggior lunghezza d’onda sono maggiormente

assorbite all’aumentare della profondita ottica. Se ne deduce che, se le righe

nella BLR sono emesse in condizioni di gas otticamente profondo, Hα sara

piu assorbita di Hβ, e di conseguenza analizzando la FWHM di queste due

righe nella loro componente allargata, il rapporto ne risultera inferiore ad 1.

81

Il caso intermedio, cioe quello in cui il rapporto tra le FWHM delle compo-

nenti allargate delle due righe e pari ad 1, puo allora indicare che nella BLR

le righe siano emesse in condizione di gas otticamente sottile, portando le

righe ad avere un profilo simile, e quindi un rapporto tra le FWHM pari ad

1.


Conclusioni

In questo lavoro di tesi sono state esaminate le componenti allargate delle

righe Hα e Hβ della serie di Balmer di 296 galassie di tipo Narrow Line

Seyfert 1, producendo un modello che ne riproduca l’intero profilo tramite

sovrapposizione di due o piu componenti Gaussiane. Si e tentato di au-

tomatizzare questa fase dell’analisi tramite lo sviluppo di un programma in

linguaggio Python il cui scopo e di creare un modello a due o piu componenti

Gaussiane che riproduca il profilo delle righe esaminate a partire dalla ripro-

duzione, con una sola Gaussiana, del profilo delle righe strette del doppietto

[OIII]λλ 4959,5007. Nel caso in cui il doppietto [OIII]λλ 4959,5007 presenti,

oltre ad una componente stretta, anche una componente allargata, il modello

Gaussiano e stato riprodotto con una procedura manuale tramite IRAF.

In entrambi i casi, dallo spettro di ogni oggetto esaminato sono state sottratte

le componenti strette di Hα e Hβ, cosı da poter isolare le componenti allargate

di entrambe le righe, per poi normalizzarle alla stessa intensita e confrontarle

in scala di velocita. L’analisi si e concentrata sulla misura della larghezza a

meta altezza (FWHM) dei profili normalizzati, sfruttando nuovamente una

procedura automatica che, in ultima analisi, estrae la misura della FWHM

delle due righe, l’errore sulla misura, e il rapporto tra le larghezze delle due

righe.

I dati cosı ottenuti mostrano che per la maggior parte del campione (69.3%)

il rapporto tra le larghezze di Hα e Hβ e pari ad 1, suggerendo che, nella

maggior parte dei casi, la BLR e componsta da gas otticamente sottile per

le righe prodotte da transizioni nella serie di Balmer. Per quegli oggetti

in cui il rapporto e inferiore ad 1, invece, si suppone che il gas in cui le

righe sono prodotte sia otticamente spesso, qualita che porta ad avere un

83

84 Conclusioni

maggior assorbimento di Hα rispetto ad Hβ, in quanto la sezione d’urto di

assorbimento e quadraticamente proporzionale alla lunghezza d’onda. Dove

invece il rapporto e maggiore di 1 si ipotizza che la presenza di polvere

porti ad avere un contributo aggiuntivo all’eccitazione collisionale di Hα,

allargandone conseguentemente il profilo.

Sviluppi successivi di questo lavoro potrebbero riguardare la creazione di una

procedura piu accurata per la costruzione del modello multi-Gaussianouno,

e l’utilizzo di appropriati modelli di struttura della BLR, per verificare che

le ipotesi sulla profondita ottica producano i risultati qui ottenuti.

Appendice A

Nelle seguenti pagine sono riportati i valori delle FWHM calcolate per o-

gnuno dei 290 oggetti esaminati in questo lavoro di tesi. Per ogni oggetto,

il profilo delle righe Hα e Hβ e stato normalizzato al valore dell’intensita

ricavata dal modello Gaussiano che meglio riproduce il profilo reale della riga.

I valori calcolati di FWHM sono stati estratti automaticamente tramite un

programma sviluppato in linguaggio Python, tramite cui si e imposto come

valore di riferimento per la FWHM quello di 0,5, cercando poi i valori minimi

e massimi della misura della FWHM. Il valore espresso nella tabella successiva

e dato dalla semisomma dei valori minimi e massimi, mentre l’errore sulla

misura e dato dalla semidifferenza. Per ogni oggetto e indicata la misura di

FWHM(Hα), FWHM(Hβ), FWHM(Hα)/FWHM(Hβ) e l’errore su ciascun

valore. L’errore sul rapporto e stato propagato secondo la formula

x =a

b−→ ∆x

|x|=

∆a

|a|+

∆b

|b|

−→ ∆x = |x|(∆a

|a|+

∆b

|b|

)

85

86 Appendice A

Obj.ID

FW

HM(H

α)

err.

FW

HM(H

α)

FW

HM(H

β)

err.

FW

HM(H

β)

FW

HM

(Hα)

FW

MH

(Hβ)

err

FW

HM

(Hα)

FW

MH

(Hβ)

SDSSJ104230.13+010223.8

1432.28382823

40.9223950923

1547.06757940

55.2524135499

0.925805599771

0.0595160742710

SDSSJ112606.42+002349.9

2185.28578784

39.0229604971

2528.63810298

52.6799604787

0.864214529261

0.0334368716678

SDSSJ120014.08-004638.7

2282.58523404

38.6878853227

2349.05619771

52.2012488381

0.971703119006

0.0380629470345

SDSSJ130023.22-005429.8

1342.45928977

40.6805845383

1263.29944823

54.9260629667

1.062661185870

0.0784045143723

SDSSJ130713.25-003601.6

2183.13867871

38.9846192626

2263.57031906

52.6411702107

0.964466913321

0.0396520865527

SDSSJ144932.70+002236.3

1141.76088315

42.2874401168

1198.85078627

57.0881326793

0.952379475607

0.0806247175117

SDSSJ151956.57+001614.6

1884.06081777

40.9578438646

2045.54803523

55.2850820332

0.921054301987

0.0449162791216

SDSSJ112508.40-033425.3

1623.45781814

41.6271235421

1461.41061720

56.2081006615

1.110884099950

0.0712105192275

SDSSJ114341.97-014434.4

2230.92430337

41.3134130254

2287.04389294

55.7815583644

0.975461953422

0.0418558652101

SDSSJ120700.30-021927.1

1709.18449139

34.8813161508

1412.67017182

47.0890057273

1.209896354780

0.065021640835

SDSSJ124904.15-022235.9

1972.89869536

41.9765679863

3060.97039119

56.6846368739

0.644533740357

0.025649293844

SDSSJ130845.69-013053.9

1725.04026424

41.0723872438

1497.49834956

55.4629018355

1.151948023680

0.070092075515

SDSSJ225452.22+004631.3

1506.91983147

41.8588842076

2203.06847468

56.4889352482

0.684009529795

0.0365389706087

SDSSJ002752.39+002615.7

2121.68206160

37.8871796715

2506.84721044

51.1601471519

0.846354756990

0.0323860238644

SDSSJ011929.07-000839.7

1507.80581433

41.8834948424

1413.83407503

56.5533630014

1.066465889420

0.0722826880608

SDSSJ014644.82-004043.1

1391.80283758

42.1758435629

1480.33490432

56.9359578586

0.940194569155

0.0646520741028

SDSSJ014559.44+003524.7

2350.76941772

39.1794902954

2380.18143809

52.8929208464

0.987642950283

0.0384083369555

SDSSJ030417.78+002827.2

1223.67596858

43.7027131637

1416.18431852

59.0076799381

0.864065469857

0.066862208977

SDSSJ030639.57+000343.1

2060.88332093

41.2176664187

2114.19334157

55.6366668834

0.974784699399

0.0451479229195

SDSSJ033854.25+005339.6

1926.94545401

35.6841750743

1926.57642603

48.1644106508

1.000191545980

0.043526854316

SDSSJ002839.65+145138.8

1221.24902750

38.1640321094

1184.87580659

51.5163394168

1.030697918480

0.0770222629295

SDSSJ005118.28+135448.1

1123.48741702

40.1245506080

1137.39904554

54.1618593117

0.987768911381

0.0823140759484

SDSSJ010712.03+140844.9

975.096831970

42.3955144335

1030.20206154

57.2334478633

0.946510270531

0.0937365243763

SDSSJ011804.83+143158.6

1375.39766545

40.4528725132

1310.85359168

54.6188996533

1.049238201870

0.0745782055251

SDSSJ013859.33+132108.1

2128.89448544

36.7050773352

2675.52279551

49.5467184354

0.795692897483

0.0284538967171

SDSSJ015219.33+141206.5

2085.01214203

36.5791603864

2963.66592669

49.3944321114

0.703524686521

0.0240679498021

SDSSJ073623.13+392617.7

2244.82610962

40.8150201749

2258.57245442

55.0871330347

0.993913702092

0.0423129558319

SDSSJ085858.79+533917.8

2094.18355229

36.7400623209

2628.52495805

49.5948105292

0.796714349575

0.0290097909478

SDSSJ085504.16+525248.3

2680.56463976

41.8838224962

2487.58453716

56.5360122081

1.077577304300

0.0413275386591

SDSSJ090545.81+561902.0

993.131728080

36.7826565956

1042.71676569

49.6531793185

0.952446302542

0.0806303748184

SDSSJ092508.68+554423.1

2242.87427450

37.3812379083

2219.90978320

50.4524950727

1.010344785840

0.0398014612605

SDSSJ024546.10-085842.2

2226.36072060

39.7564414394

2253.93524621

53.6651249098

0.987766052439

0.0411569188516

SDSSJ025105.28-070230.1

1926.34526878

34.3990226568

2043.44781891

46.4419958844

0.942693643044

0.0382586705781

FWHM calcolate 87

Obj.ID

FW

HM(H

α)

err.

FW

HM(H

α)

FW

HM(H

β)

err.

FW

HM(H

β)

FW

HM

(Hα)

FW

MH

(Hβ)

err

FW

HM

(Hα)

FW

MH

(Hβ)

SDSSJ033115.63-080015.3

1546.93154366

36.8317034206

1641.60210749

49.7455184087

0.942330383597

0.0509919038743

SDSSJ091513.96+014355.2

1328.78343667

37.9652410477

1486.46781523

51.2575108699

0.893920085628

0.056365404414

SDSSJ093609.13-002639.7

1800.41257808

40.0091684017

1566.58749004

54.0202582774

1.149257599410

0.0651686301582

SDSSJ093701.04+010543.7

1565.08992794

43.4747202205

1702.02333768

58.6904599201

0.919546690862

0.0572514702165

SDSSJ095938.93+622107.1

1809.69321000

35.4841805882

2060.18230751

47.9112164537

0.878414110929

0.0376520412345

SDSSJ135643.69+664128.4

1947.74536717

38.9549073434

2629.36214994

52.5872429988

0.740767249278

0.0296306899711

SDSSJ135756.53+655902.9

1678.53035356

38.1484171263

1854.24835902

51.5068988616

0.905234913864

0.0457189350436

SDSSJ112209.40+011719.3

1510.20379471

43.1486798487

1747.71640330

58.2572134433

0.864101173312

0.0534919773955

SDSSJ122950.08+033444.8

2059.54162495

34.3256937492

2317.45115734

46.3490231468

0.888709830378

0.0325860271139

SDSSJ133138.03+013151.6

1941.04749867

42.1966847538

1993.81420890

56.9661202544

0.973534790758

0.048979079535

SDSSJ144359.75+012956.2

2290.70325545

35.2415885454

1998.05170124

47.5726595534

1.146468459260

0.0449348443741

SDSSJ080409.24+385348.7

1546.36030383

37.7161049714

1476.39407405

50.9101404845

1.047389942160

0.0616629907076

SDSSJ075525.29+391109.8

1634.74438163

44.1822805847

1849.51525276

59.6617823470

0.883877210095

0.0524007413134

SDSSJ083949.65+484701.4

1669.17040782

43.9255370480

1601.18448854

59.3031292053

1.042459766360

0.0660427727224

SDSSJ090231.20+520749.6

1689.87926957

40.2352207041

1846.68019497

54.3141233816

0.915090373618

0.048702288792

SDSSJ090821.72+522103.0

1611.47599197

42.4072629464

1431.23350888

57.2493403552

1.125935063680

0.0746672726442

SDSSJ093741.15+564628.3

1645.00104141

40.1219766198

1624.88369815

54.1627899383

1.012380789640

0.0584382407031

SDSSJ094402.49+573209.0

1695.46642869

38.5333279247

1976.52728378

52.0138758890

0.857800670196

0.0420691716244

SDSSJ084025.51+033301.7

2152.56177792

43.0512355584

2847.91746703

58.1207646333

0.755837134621

0.0305419903377

SDSSJ142344.92+034441.6

1423.87960116

34.7287707600

1500.27626501

46.8836332816

0.949078269362

0.0528069463898

SDSSJ143601.55+044807.7

1415.22959949

38.2494486349

2221.01861576

51.6515957154

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88 Appendice A

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α)

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FW

HM(H

α)

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err.

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HM(H

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(Hβ)

err

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HM

(Hα)

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MH

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92 Appendice A

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α)

err.

FW

HM(H

α)

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β)

err.

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HM(H

β)

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(Hβ)

err

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HM

(Hα)

FW

MH

(Hβ)

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α)

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FW

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α)

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err

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HM

(Hα)

FW

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(Hβ)

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SDSSJ105151.03+213726.4

1862.09611955

42.3203663533

2056.51835024

57.1255097288

0.905460493134

0.045730327936

SDSSJ113137.16+155645.3

2200.36667309

38.6029240893

2449.80591593

52.1235301262

0.898179998170

0.0348677565546

SDSSJ115057.15+253148.9

1933.50899314

42.0328041986

2611.19166440

56.7650361825

0.740469962239

0.0321943461843

SDSSJ160623.80+134859.1

1275.59826380

35.4332851056

1626.59296939

47.8409696879

0.784214789938

0.0448488850454

SDSSJ161308.85+103658.1

2034.57435615

35.6942869501

3758.13109089

48.1811678319

0.541379293843

0.0164386425256

SDSSJ163257.50+115040.1

1221.35363736

43.6197727627

1472.37895184

58.8951580737

0.829510389176

0.062805786609

SDSSJ084930.54+101700.5

1253.21043761

39.1628261755

1533.32296375

52.8732056464

0.817316682294

0.0537244801939

SDSSJ091037.28+112523.8

1899.83017584

38.7720444049

1568.04653676

52.2682178919

1.211590428790

0.065112682908

SDSSJ091418.44+130546.9

2093.92537746

35.4902606350

2251.93362492

47.9134813812

0.929834411768

0.0355436161729

SDSSJ095329.84+142326.1

2112.39729351

39.8565527078

2474.72959761

53.7984695133

0.853587113335

0.034661658827

SDSSJ103418.03+183802.1

1807.58939399

40.1686531998

1518.55985673

54.2342805977

1.190331343200

0.0689636413123

SDSSJ125140.14+162440.4

1736.97947861

40.3948715955

1690.29624682

54.5256853813

1.027618372740

0.0570470814574

SDSSJ121830.84+183458.2

2174.42038577

38.1477260662

2163.22820919

51.5054335521

1.005173830730

0.0415673388647

SDSSJ132434.28+182853.4

1605.20135518

41.1590091072

1389.42201147

55.5768804586

1.155301515260

0.0758351763862

SDSSJ133118.22+174417.4

1439.25560430

37.8751474816

1329.65928905

51.1407418866

1.082424359500

0.0701165577001

SDSSJ120342.89+224133.2

1457.08011464

37.3610285805

1613.90172972

50.4344290536

0.902830753454

0.0513629675442

94 Appendice A

Obj.ID

FW

HM(H

α)

err.

FW

HM(H

α)

FW

HM(H

β)

err.

FW

HM(H

β)

FW

HM

(Hα)

FW

MH

(Hβ)

err

FW

HM

(Hα)

FW

MH

(Hβ)

SDSSJ132046.67+210846.4

2473.32413891

41.9207481172

2320.61073233

56.6002617640

1.065807420630

0.0440598354954

SDSSJ120719.81+241155.8

1347.44652032

43.4660167845

1291.15427464

58.6888306656

1.043598388500

0.0811007545313

SDSSJ122604.18+250637.5

1415.88557392

42.9056234522

1274.22759884

57.9194363108

1.111171642500

0.0841796698866

SDSSJ122411.20+254342.9

1495.63076357

39.3587043045

1753.61889849

53.1399666209

0.852882439201

0.0482891971159

SDSSJ123918.81+243143.6

1347.79789902

38.5085114005

1455.79079530

51.9925284034

0.925818396004

0.059516896886

SDSSJ130809.09+242441.2

2237.68550815

40.6851910572

2746.27328070

54.9254656141

0.814808025069

0.0311108518662

SDSSJ143028.65+143653.8

1389.95552115

34.7488880286

1454.07427528

46.9056217833

0.955904072285

0.0547332170421

SDSSJ150802.50+133904.9

1877.34336725

36.8106542598

1888.06143465

49.6858272278

0.994323242237

0.045662935273

SDSSJ140259.03+172056.0

1420.84851372

43.0560155671

1162.52485581

58.1262427906

1.222209148140

0.0981470982599

SDSSJ142051.47+160800.0

1922.36476637

39.2319340076

2012.83905847

52.9694489071

0.955051402786

0.0446237766071

SDSSJ144431.62+153643.2

2087.51965489

43.4899928103

2171.82789253

58.6980511496

0.961180976665

0.0460024679147

SDSSJ144156.56+160421.0

2256.36801843

41.0248730624

2326.32185319

55.3886155521

0.969929425431

0.0407286382107

SDSSJ151611.53+150437.3

1854.59430883

42.1498706553

1877.42369666

56.8916271715

0.987840044916

0.0523854569274

SDSSJ144254.38+191713.8

2132.83539450

42.6567078900

2475.23252632

57.5635471237

0.861670720557

0.0372722683776

SDSSJ140621.89+222346.5

2992.84971279

41.5673571220

2749.75727733

56.1174954557

1.088405052130

0.0373290848379

SDSSJ140234.44+215951.6

1796.66284012

42.7776866696

1848.37780933

57.7618065415

0.972021429307

0.0535190370303

SDSSJ145840.41+195218.6

2053.64324940

37.3389681710

1966.24024324

50.4164164934

1.044451844820

0.0457708500759

SDSSJ150224.58+182128.7

1544.77262097

35.1084686585

1753.45546422

47.3906882221

0.880987656941

0.0438329239633

SDSSJ152836.24+165434.5

1574.83262943

39.3708157359

1807.00667128

53.1472550377

0.871514562986

0.047420645339

SDSSJ152836.24+165434.5

1575.92833901

39.3982084754

1594.55828342

53.1519427808

0.988316548475

0.0576517986611

SDSSJ122214.90+035747.5

2054.69964377

35.4258559271

2008.20361875

47.8143718749

1.023153043140

0.0420013564509

SDSSJ110045.31+625516.4

1605.05547663

38.2156065863

1599.56936967

51.5990119248

1.003429739940

0.0562598855727

SDSSJ163952.75+284910.1

1301.22799585

41.9750966404

1416.75840986

56.6703363945

0.918454400407

0.0663657373198

SDSSJ152622.70+005338.1

2022.27344118

40.4454688236

1965.90464248

54.6084622911

1.028673211040

0.0491477200831

SDSSJ162028.66+181937.5

1719.54646843

39.0806015553

1740.84553949

52.7528951361

0.987765100019

0.0523814825768

SDSSJ171304.46+352333.5

1937.42709648

42.1179803583

2673.64379776

56.8860382502

0.724639197676

0.0311708813062

Appendice B

Di seguito sono riportati degli esempi significativi di grafici raffiguranti il

modello Gaussiano delle righe sviluppato sia tramite procedura automatica,

sia con IRAF. Il nome dell’oggetto e riportato in ogni grafico, mentre sono

rappresentate, in scala di velocita, le righe di Hα e Hβ con il modello calcolato

dal programma, raffigurato con una linea piu spessa, sovrapposto allo spettro

originale, espresso come una serie di punti; le linee piu sottili raffigurano le

singole componenti Gaussiane del modello.

95

96 Appendice B

Modelli Gaussiani 97

98 Appendice B

Appendice C

Di seguito sono riportati casi particolari di confronti tra le FWHM delle righe

Hα e Hβ; in figura e riportato il nome dell’oggetto, con il profilo in rosso che

riproduce Hα, e il profilo blu Hβ.

99

100 Appendice C

Confronto delle componenti 101

102 Appendice C

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