射電類星體B3 1637+436A雙峰輪廓寬發(fā)射線的光變研究

鐘郅皓 劉 博 郝 蕾 孫鹿鳴 周宏巖

(1 中國科學技術大學天文系 合肥 230026)

(2 中國極地研究中心 上海 200136)

(3 中國科學院國家天文臺 北京 100101)

(4 中國科學院上海天文臺 上海 200030)

(5 安徽師范大學物理與電子信息學院 蕪湖 241002)

1 引言

活動星系核(Active Galactic Nucleus, AGN,包括高光度類星體)的中心黑洞周圍存在一個致密的吸積盤結構, 這里是氣體的引力勢能轉化為輻射的主要場所, 是AGN中心超大質量黑洞的吸積以及反饋過程的關鍵區(qū)域[1]. 所以研究吸積盤的結構, 對理解AGN的性質和演化至關重要. 從AGN的觀測上, 紫外-光學的連續(xù)譜反映了來自吸積盤不同半徑的多溫黑體譜的總和. 所以, 研究AGN的紫外-光學連續(xù)譜可以為理解吸積盤的性質提供很多線索[2–4]. 除了連續(xù)譜外, 研究來自于吸積盤的寬線雙峰發(fā)射線也是理解吸積盤性質的一個重要的方法[5–8].

Chen和Halpern在1989年的研究中假設了一個幾何薄、光學厚的薄盤結構, 用模型來擬合觀測的寬線雙峰發(fā)射線, 從而對吸積盤發(fā)射區(qū)的性質做出限定[9]. 這種吸積盤發(fā)射模型也被稱作圓盤模型.在圓盤模型中, 有5個參數(shù), 分別為內(nèi)半徑ri、外半徑ro、觀測者視線與盤的法線之間的夾角i、面發(fā)射系數(shù)q(fν ∝ν-q)和本地的湍動速度σt, 其中fν是吸積盤在頻率ν處的面發(fā)射強度. 后來的研究發(fā)現(xiàn),很多寬線雙峰不能用簡單的圓盤模型很好地刻畫,Eracleous等[10]給出了一個橢圓盤模型, 在圓盤模型的基礎上增加了兩個參數(shù): 橢圓盤的偏心率e和橢圓盤的方位角φ.

迄今為止, 人們發(fā)現(xiàn)了大約100多個寬線雙峰AGN[11–12]. 其中部分寬線雙峰AGN的雙峰輪廓變化也有長時間的監(jiān)測[13–14]. 但對這些AGN的雙峰輪廓變化并沒有明確的解讀. 我們通過對一個寬線雙峰射電類星體B3 1637+436A (紅移z=0.339)的雙峰輪廓的變化做了盤模型擬合, 并結合連續(xù)譜的光變對吸積盤的結構和光變性質做出了明確限制. 本文的結構如下: 第2節(jié)我們介紹了B3 1637+436A的光譜和測光數(shù)據(jù); 第3節(jié)我們對B3 1637+436A的Hα寬線雙峰做盤模型擬合; 第4節(jié)我們結合連續(xù)譜光變和盤模型擬合的結果限定B3 1637+436A的吸積盤結構及其演化, 并簡單討論其偏振觀測的結果; 第5節(jié)我們結合射電的觀測數(shù)據(jù)對B3 1637+436A的傾角做了限定; 第6節(jié)我們做了總結和展望. 本文選取的宇宙學模型參數(shù)如下: 哈勃常數(shù)H0= 70 km·s-1·Mpc-1, 物質占比ΩM=0.3以及暗物質占比ΩΛ=0.7.

2 B3 1637+436A的測光和光譜數(shù)據(jù)

B3 1637+436A有4段光學光譜數(shù)據(jù). SDSS 2.5 m望 遠 鏡 于2001年5月24日(儒 略 歷MJD =52053)使用SDSS光譜儀拍攝了目標光譜, 曝光時間900 s, 波長覆蓋范圍3800–9200°A. 此外, SDSS 2.5 m望遠鏡還于2018年6月18日(MJD = 58287)使用BOSS光譜儀對目標進行了拍攝, 曝光時間900 s,波長覆蓋范圍3600–10200°A. 兩次觀測的藍臂光譜分辨率～1500, 紅臂的光譜分辨率～2500. Keck I望遠鏡上的低分辨率成像光譜儀(Low-Resolution Imaging Spectrograph, LRIS)于2003年6月29日拍攝了目標的光學光譜, 總曝光時間為5000 s, 當晚的大氣視寧度為0.7′′. 同年的9月28日, Keck LRIS進行了第2次拍攝, 總曝光時間3600 s, 大氣視寧度為1.3′′. 兩次觀測狹縫寬度均為1.5′′, 均使用400/8500光柵在偏振觀測模式下進行觀測. 所有拍攝都是在視差角下進行的. 在偏振觀測模式下, 波長覆蓋范圍為3000–9000°A, 光譜分辨率在藍臂大約為600, 紅臂大約為1000. 上述光譜觀測的主要信息見表1.

表1 B3 1637+436A光學光譜觀測Table 1 The spectroscopic observations of B3 1637+436A

在9月和6月的兩次Keck LRIS觀測中, 每次觀測分別用4個偏振角, 分別是0°、22.5°、45°和67.5°. 數(shù)據(jù)的處理參照標準處理流程. 其中9月的光譜沒有平場, 因此我們做平場改正時用了6月的平場. 兩次觀測的標準星為BD+323739, 其光譜型為A6V. 我們選取了一個光譜型相同的恒星HD 163466來生成響應函數(shù), 并計算得到了兩次觀測的Stokes參數(shù). 在得到偏振信息的同時, 我們也得到了兩次觀測的總積分光譜. 通過和觀測時間接近的SDSS對比我們發(fā)現(xiàn), Keck的光譜和SDSS光譜的譜型存在一定的差異. 這種差異可能來自光變,或者Keck光譜處理過程中帶來的偏差. 我們注意到, 雖然譜型有差異, 但Keck兩條光譜和SDSS光譜上主要的孤立窄發(fā)射線如[O III]、[Ne III]等的等值寬度基本都是一致的. 考慮到窄發(fā)射線的流量在SDSS和Keck觀測的時間間隔內(nèi)不會改變, 我們傾向于認為Keck和SDSS的譜型差異主要源于Keck光譜處理過程的偏差. 因此, 我們用3階多項式對Keck光譜做了修正, 使得修正后的Keck光譜的整體流量和譜型與SDSS光譜吻合. 這種譜型修正對我們后文分析發(fā)射線輪廓的結果幾乎沒有影響. 改正后的兩次Keck觀測的光譜和偏振信息見圖1. 為了更清楚地展示Keck光譜的偏振信息, 我們將光譜平均分成100個區(qū)間, 對每個區(qū)間內(nèi)的約20個像素點進行合并.

圖1 B3 1637+436A的Keck LRIS偏振光譜. 左右兩列分別是2003年6月和2003年9月拍攝的光譜. 從上到下依次是: (a)定標后的總積分光譜流量Fλ; (b) 線偏振度DOLP (Degree of Linear Polarization); (c)總積分光譜乘以線偏振度得到的偏振光譜; (d)偏振角θ.Fig.1 The Keck LRIS polarization spectra of B3 1637+436A. The left and right columns are the spectra observed in June 2003 and September 2003, respectively. For each column, from top to bottom are: (a) the scaled total integrated spectrum; (b) the degree of linear polarization; (c) the polarization spectrum obtained by multiplying the total integrated spectrum by the degree of linear polarization; (d) the angle of polarization θ.

除了光譜觀測外, Catalina Sky Survey (CSS)在2005年5月(MJD=53500)至2013年10月(MJD=56600)之間對B3 1637+436A進行了多次V波段的測光觀測. 從觀測結果看, B3 1637+436A在8 yr時間內(nèi)變暗了0.5星等.同時,我們利用SDSS、Keck和BOSS的光譜得到了對應的V波段的合成星等. CSS觀測結果的V波段合成星等(VCSS)見圖2. 結合SDSS、Keck和BOSS的合成星等, 我們可以認為B3 1637+436A從2001年5月(MJD=52053)至2018年6月(MJD = 58287)之間變暗了接近1.2星等.

圖2 B3 1637+436A V波段測光數(shù)據(jù). 其中SDSS、Keck和BOSS V波段的測光數(shù)據(jù)來自光譜的合成星等. 從測光數(shù)據(jù)來看, B3 1637+436A在SDSS和BOSS觀測時間間隔內(nèi)逐步變暗了約1.2星等.Fig.2 B3 1637+436A V band photometric data. Among them, the SDSS, Keck and BOSS V band results come from the synthesized magnitude of the corresponding spectra. From the photometric data, B3 1637+436A gradually darken by about 1.2 magnitudes during the interval between SDSS and BOSS observations.

3 吸積盤模型擬合寬發(fā)射線

我們在圖3的左欄中展示了SDSS、Keck和BOSS 3次觀測的光譜. 我們選取光譜范圍內(nèi)的連續(xù)譜窗口, 用冪律譜分別擬合了3條光譜的連續(xù)譜.減掉連續(xù)譜后, 我們得到了3次觀測的發(fā)射線譜. 在圖3的右欄展示了3次觀測的Hα發(fā)射線, 為了更好地對比3條發(fā)射線的輪廓, SDSS和Keck的Hα做了整體的縮放使得3條發(fā)射線在6500°A附近吻合.

圖3 左圖: B3 1637+436A的SDSS、Keck和BOSS光學光譜. 我們選取連續(xù)譜窗口分別擬合了3條光譜的連續(xù)譜, 并得到了對應光譜的發(fā)射線譜.右圖: 3次觀測的Hα輪廓比較, SDSS和Keck的Hα的流量整體做了調整, 使得3條Hα發(fā)射線在6500 °A附近的流量吻合. 從3條Hα的比較結果來看,隨著連續(xù)譜流量的減少, SDSS和Keck的Hα中高速部分的流量消失了.Fig.3 Left: The SDSS, Keck and BOSS optical spectra. For each spectrum, we selected three continuum windows to fit the continuum and obtained emission lines. Right: The comparison result of the Hα from SDSS, Keck and BOSS. The Hα of SDSS and Keck are scaled by constants to consistent with the Hα of BOSS near 6500°A. According to the comparison result, the flux of Hα in high speed range disappears with the decrease of continuum from SDSS and Keck to BOSS.

從圖3可知, B3 1637+436A的Hα存在明顯的雙峰特征. 這種雙峰的特征通常表明Hα來自吸積盤. 通過對比我們發(fā)現(xiàn), 一方面, BOSS光譜的Hα的雙峰輪廓中, 藍峰的流量高于紅峰, 而SDSS和Keck光譜的Hα則正相反. 另一方面, 伴隨著來自于同樣吸積盤的連續(xù)譜流量降低, BOSS光譜的Hα和Keck、 SDSS的Hα相 比, 相 對 高 速(約6000–12000 km/s)的流量基本消失了. 我們嘗試用盤模型來擬合這些寬線雙峰輪廓. 首先我們嘗試了簡單的圓盤模型, 根據(jù)圓盤模型的假設, 物質在吸積盤上做開普勒轉動, 有, 可得, 其中v為開普勒轉動的速度,G為引力常數(shù),MBH為黑洞質量,c為光速,r為吸積盤的半徑,引力半徑Rg=. BOSS光譜上Hα的最大速度約為10000 km/s, 對應的吸積盤發(fā)射區(qū)的內(nèi)半徑約為1000Rg,SDSS和Keck的Hα的最大速度約為15000 km/s, 對應的吸積盤發(fā)射區(qū)的內(nèi)半徑約為400Rg. 面發(fā)射系數(shù)q取2–3[15]. 考慮到B3 1637+436A是type-1型AGN,一般認為type-1型AGN和type-2型AGN的主要區(qū)別在于觀測的視線方向不同, type-2型AGN的視線傾角較大, 導致其寬發(fā)射區(qū)被塵埃環(huán)遮擋, 而type-1型AGN的視線傾角較低, 有研究認為其傾角一般不超過45°[16], 因此我們先設定吸積盤的傾角范圍為20°–50°. 擬合結果與觀測相比在紅端和藍端的兩個峰均有較大的偏差, 即圓盤模型不能很好地刻畫3條光譜中的Hα寬線雙峰. 所以我們選取更加復雜的橢圓模型. 內(nèi)半徑、傾角、面發(fā)射系數(shù)的設定仍然參照圓盤模型, 擬合的結果見圖4. 從圖4可以看出, BOSS的Hα寬線雙峰可以用一個橢圓盤很好地擬合. 3條Hα寬線雙峰的橢圓盤模型擬合結果的內(nèi)半徑很接近, 都為約1000Rg, 外半徑的范圍對擬合結果的輪廓不敏感, 我們暫定為3000Rg. 用單個橢圓盤擬合SDSS和Keck光譜的藍端和紅端的高速部分, Hα的發(fā)射線輪廓相對于模型結果存在明顯的殘差. 由于殘差跨越的速度范圍很大(約30000 km/s), 我們可以首先排除這種殘差來自寬線區(qū)的可能. 由后文的分析可知, B3 1637+436A的愛丁頓比很低, 也不太可能產(chǎn)生如此高速的對稱外流. 所以, 這些殘差的一個比較可能的來源是另外的吸積盤發(fā)射. 即BOSS光譜上的Hα來自于吸積盤上1000–3000Rg的區(qū)域, 而SDSS和Keck光譜上的Hα除了一部分來自于吸積盤上1000–3000Rg的區(qū)域外, 還存在額外的吸積盤發(fā)射區(qū)產(chǎn)生Hα中的高速成分. 如果這個假設成立, 考慮到殘差的速度寬度大于BOSS的Hα的速度寬度, 根據(jù)開普勒運動的速度公式, 這個額外的區(qū)域應該位于約1000Rg以內(nèi). 我們把這個額外的區(qū)域稱為內(nèi)盤,相應的約1000–3000Rg內(nèi)的區(qū)域稱之為外盤. 這樣的假設同時也可以解釋SDSS、Keck和BOSS光譜之間的連續(xù)譜光變: 在SDSS和Keck觀測時期, 吸積盤同時包含了內(nèi)盤和外盤, 但BOSS光譜時期, 由于某種原因, 導致了內(nèi)盤的消失, 從而導致BOSS光譜在V波段比SDSS和Keck暗了接近1.2星等.

圖4 B3 1637+436A Hα輪廓的單模型擬合情況, 從上到下依次是SDSS、Keck和BOSS的光譜. 實線是觀測到的光譜, 點虛線是橢圓盤模型. 從擬合結果來看, BOSS中的Hα可以用單個的橢圓盤模型很好地擬合, 但單一的盤模型擬合結果和SDSS、Keck的光譜相比較時,在Hα的高速部分有明顯的殘差, 這暗示著SDSS和Keck的Hα可能存在更復雜的發(fā)射結構.Fig.4 The fitting results of Hα in B3 1637+436A with single disk-emitting model. From top to bottom are the Hα of SDSS, Keck and BOSS. The solid lines are Hα emission lines and the dot-dashed lines are single elliptical disk-emitting model results. According to the results, the Hα of BOSS can be described with single disk-emitting model very well. However, the Hα model results of SDSS and Keck show obvious residuals in the high speed range.

在這個假設下, 我們嘗試用兩個橢圓盤模型來擬合SDSS和Keck的Hα輪廓. 在模型擬合過程,我們要求除了由于較長的時間間隔可能產(chǎn)生的橢圓盤方位角差異外, SDSS和Keck外盤的參數(shù)要和BOSS的Hα外盤模型參數(shù)基本保持一致. 同時, 內(nèi)盤的橢圓盤模型參數(shù)中, 內(nèi)半徑在400Rg附近, 外半徑在1000Rg附近, 同時偏心率和傾角也在外盤參數(shù)附近. 雙橢圓盤的擬合結果見圖5, 主要參數(shù)見表2. 同時, 我們也嘗試參考內(nèi)盤的橢圓盤模型參數(shù)來擬合BOSS光譜上Hα可能存在的內(nèi)盤成分. 擬合的結果表明雖然可以在BOSS的Hα分離出內(nèi)盤成分, 但流量很弱, 對擬合結果幾乎沒有影響.

表2 B3 1637+436A Hα盤模型參數(shù)Table 2 The disk model fitting results of Hα in B3 1637+436A

圖5 B3 1637+436A Hα輪廓的雙模型擬合情況, 從上到下依次是SDSS、Keck和BOSS的光譜. 黑色實線是觀測到的光譜, 綠色實線是外盤模型, 藍色實線是內(nèi)盤模型, 紅色實線是窄線模型, 橙色實線是內(nèi)盤+外盤+窄線模型的輪廓. 相比于單個盤模型的擬合結果, 內(nèi)盤+外盤模型對SDSS和Keck的Hα的擬合結果有了很大的改善.Fig.5 The fitting results of Hα with two ellipticaldisk-emitting models. From top to bottom are Hα of SDSS,Keck and BOSS. The black, green, blue, and red solid lines are the observed Hα, the outer disk model results, inner disk model results and fitted narrow lines, respectively. The orange solid lines are the summarized fitting results.Compared to the single elliptical model, this inner-outer disks model has greatly improved the Hα fitting results of SDSS and Keck.

需要指出的是, 3條光譜中Hα除了包含有盤發(fā)射成分外, 還包含了Hα窄線、[N II]雙線和[S II]雙線. 在上述盤模型擬合過程中, 我們在第1次擬合中首先屏蔽了這些窄線的波長范圍, 得到了初步的盤模型的擬合結果. 然后我們從整體的Hα中減去初步盤模型的成分, 并認為其殘差應該來自Hα窄線、[N II]雙線和[S II]雙線, 再利用[O III]λ5007°A的輪廓擬合這3條譜線的發(fā)射輪廓. 最后再從Hα中減去擬合得到窄線輪廓并將結果用于后續(xù)的盤模型擬合. 上述窄線和盤模型的擬合過程被迭代數(shù)次直到兩者的擬合結果趨于穩(wěn)定.

從擬合結果來看, BOSS光譜的外盤的φ相比SDSS和Keck有了很大的改變, 正是這種改變導致Hα的紅藍峰值流量比的變化. 對于橢圓盤來說,φ的變化主要是因為橢圓的長軸進動造成的. 根據(jù)Eracleous等[10]的橢圓盤模型, 長軸進動的周期為

其中δφ為長軸進動的角速度,A是以Rg為單位的半長軸長度. 根據(jù)外盤的擬合結果, 長軸的進動周期約為103yr. 而SDSS和BOSS的光譜觀測之間, 在星系本地坐標系下只相隔了12.5 yr, 長軸進動的角度小于10°, 應該很難觀測到明顯的輪廓變化. 事實上, 對于很多有吸積盤發(fā)射線的AGN來說, 橢圓吸積盤模型給出的輪廓變化時標都遠遠大于其光譜監(jiān)測得到的輪廓變化時標[13–14]. 對于這種現(xiàn)象通常的解釋是吸積盤存在更加復雜、精細的結構如熱點、旋臂甚至翹曲. 這種精細結構產(chǎn)生的輪廓變化的時標也許與吸積盤的開普勒轉動周期接近, 從而可以用來解釋吸積盤發(fā)射線的1–10 yr的短時標輪廓變化. 當然, 對于B3 1637+436A來說, 對這種精細結構的研究需要長期、多次的測光和光譜監(jiān)測. 另外, 從擬合結果來看, 吸積盤的內(nèi)盤和外盤的傾角有一定的偏差. 一方面, 盤模型中參數(shù)較多, 而且不同的參數(shù)之間存在著一定程度的簡并, 這就導致我們的擬合結果可能包含一定的系統(tǒng)誤差. 另一方面, 這種差異也可能來源于吸積盤的精細結構,比如吸積盤的翹曲[17].

另外, 對于雙峰發(fā)射線, 除了吸積盤的發(fā)射線起因, 雙黑洞也是一種可能的機制. 對于B3 1637+436A來說, 雙黑洞模型也可以自然解釋測光觀測的光變和雙峰輪廓, 特別是紅峰和藍峰流量比的變化[18–19]. 根據(jù)雙黑洞模型, 假設雙黑洞的質量比是1 : 1, 其繞轉周期

其中M8是以108M⊙為單位的雙黑洞總質量,vshift是觀測到的雙峰輪廓中峰值流量對應的紅移/藍移速度. 對于B3 1637+436A,vshift約為2500 km·s-1, 由后文可知, 黑洞質量約為2×108M⊙, 由此可得雙黑洞繞轉周期的上限為43.2 yr. 這個繞轉時標可以很好地解釋了我們在B3 1637+436A本地坐標系約8 yr的測光觀測內(nèi)看到的連續(xù)譜光變以及在B3 1637+436A 本地坐標系約17 yr間隔的光譜上觀測到的紅藍峰流量比變化. 但是雙黑洞模型很難同時解釋Hα輪廓中6000–12000 km/s范圍內(nèi)的流量變化. 而吸積盤發(fā)射線模型卻可以同時解釋連續(xù)譜光變和Hα輪廓中6000–12000 km/s的范圍內(nèi)的流量變化. 所以我們傾向于用吸積盤發(fā)射線來解釋B3 1637+436A的光變和雙峰輪廓. 當然, 由于觀測所限, 我們很難嚴格區(qū)分兩種模型. 對于B3 1637+436A的進一步研究還需要更短時間間隔和更長時間跨度的測光和光譜監(jiān)測.

4 討論

4.1 吸積盤的結構

可以看到, 從2001年5月到2018年6月這段時間內(nèi), 位于400–900Rg范圍內(nèi)的內(nèi)盤流量基本消失.我們認為最合理的解釋是這部分氣體被吸積到了吸積盤內(nèi)側. 我們接下來估算這部分氣體的質量,檢驗吸積盤的模型是否與觀測相符. 我們用9λLλ(5100°A)來估算熱光度(這里的λLλ(5100°A)代表5100°A處的連續(xù)譜單色光度, 見Richards等[21]), 得到熱光度分別約為LBol≈2.7×1045erg·s-1(SDSS)和LBol≈1.0×1045erg·s-1(BOSS). 這里我們沒有考慮Keck光譜的熱光度值, 是因為Keck的光譜是用SDSS光譜進行定標的. AGN核區(qū)的光度L, 與核區(qū)被吸積氣體的質量之間存在關系其中LBol是熱光度, ˙M是黑洞的吸積率,η是能量轉化率. 我們假設一個具有普適性的能量轉化效率η～0.1[22]. 這樣得到的吸積率為: 0.46M⊙·yr-1(SDSS)和0.17M⊙·yr-1(BOSS).

我們接下來估計中心黑洞的質量. 利用巴爾末寬發(fā)射線來計算黑洞質量是估計AGN中心黑洞質量的常用方法. 在Wu[23]的工作中, 列出了135個寬線雙峰AGN, 通過寬線區(qū)尺度和連續(xù)譜光度之間的關系估計其寬線區(qū)尺度, 并用巴爾末發(fā)射線的半高全寬(FWHM)在維里化假設下得到中心黑洞的質量,Wu[23]的工作中包括了對B3 1637+436A的中心黑洞質量測量,其值約為0.9×109M⊙. 不過我們認為巴爾末發(fā)射線的寬線雙峰主要來自于吸積盤,而不是寬線區(qū). 考慮到吸積盤的尺度小于寬線區(qū)的尺度, 吸積盤產(chǎn)生的發(fā)射線應該比寬線區(qū)發(fā)射線更寬, 所以上述測量結果可能高估了黑洞質量. 我們嘗試對比利用星系速度彌散得到的黑洞質量來驗證上述分析. 在Wu列舉的135個AGN中, 有65個源在Liu等[24]的工作中做了光譜測量. 我們利用這65個AGN窄線的速度展寬來表征星系的彌散速度.通過M-σ關系: lgMBH= 4.80 (±0.54) lgσ -2.9(±1.3)[25]得到黑洞質量, 其中σ為寄主星系恒星速度彌散. 這65個源通過兩種方法得到的黑洞質量的對比見圖6. 從結果來看, 利用巴爾末寬線得到的黑洞質量比用星系速度彌散得到黑洞質量整體高了約0.7 dex. 以B3 1637+436A為例, 我們用星系速度彌散得到的黑洞質量為2×108M⊙, 與之對比,巴爾末線寬得到的黑洞質量高估了約5倍. 這表明用巴爾末寬發(fā)射線的線寬的確會高估AGN黑洞質量. 所以接下來的分析我們采用速度彌散得到的B3 1637+436A的黑洞質量.

圖6 通過MBH-σ關系得到的寬線雙峰AGN的黑洞質量, 與通過寬線雙峰得到的黑洞質量進行對比. 其中MBH為黑洞質量, M⊙為太陽質量. 五角星是B3 1637+436A的值. 對比的結果表明對于寬線雙峰AGN, 利用巴爾末寬發(fā)射線會對黑洞質量產(chǎn)生一定的高估.Fig.6 A comparison of double-peaked broad line AGN black hole masses derived from the relationship of MBH-σ and broad Hα emission lines. The result of B3 1637+436A is marked by pentagram. The comparison indicates that the black hole mass of the AGNs will be overestimated with the Balmer lines.

我們估計B3 1637+436A的愛丁頓光度約為LEdd≈1.5×1038(MBH/M⊙)erg·s-1≈3×1046erg·s-1[26], 愛丁頓系數(shù)約為LBol/LEdd≈0.03-0.09.根據(jù)盤模型的假設, 內(nèi)盤應該是薄盤的形態(tài), 我們選擇標準薄盤模型來估計吸積盤的內(nèi)盤氣體質量. 我們只做數(shù)量級的估計, 不做精確計算. 根據(jù)上一章的擬合結果, 我們選定內(nèi)盤的內(nèi)外半徑分別約為400Rg(～3.6光天)和900Rg(～8.1光天). 根據(jù)Shakura等[27]的公式, 可以得到:

其中T0與ρ0分別是吸積盤赤道面上的溫度與密度,H0是氣體盤的厚度,是以1016g·s-1為單位的黑洞吸積率,R10是以1010cm為單位的吸積盤半徑,f= [1-(r0/r)0.5]0.25,r0為吸積盤的最內(nèi)穩(wěn)定軌道對應的半徑. 對于垂直于盤面方向的氣體密度, 可以得到其中l(wèi)為相對吸積盤赤道面的高度. 我們積分可得400–900Rg之間的這部分氣體質量約為105M⊙. 如果模型的描述是可靠的, 即的確有質量約為105M⊙的吸積盤氣體在2001年5月至2018年6月這段時間內(nèi)被進一步吸積到內(nèi)側, 那么B3 1637+436A的吸積率應該不會顯著低于104M⊙·yr-1, 這與觀測到的吸積率不符.我們設想兩種可能的原因. 一是這部分氣體并沒有消失, 而是被遮蔽了, 或者連續(xù)譜光源被遮蔽了.但這種假設很難成立, 因為我們看到在400Rg內(nèi)以及900Rg以外的部分仍然有輻射殘余. 另一種更可能的原因就是這個區(qū)域實際存在的氣體質量遠小于模型預測的值. 這提示我們吸積盤的結構并不是穩(wěn)定的, 或者并不是連續(xù)的. 同時, 我們的擬合結果也說明, B3 1637+436A的寬發(fā)射線流量極有可能來自于吸積盤上的氣體.

4.2 偏振光譜分析

在圖7中, 我們展示了巴爾末線的偏振觀測結果. 從圖中可以看到, B3 1637+436A的兩次觀測,線偏振度基本在1%到2%左右. 這說明B3 1637+436A整體的偏振度很低, 與Afanasiev等[28]工作中總結的type-1型AGN的偏振度一致. 2003年6月觀測的偏振角約為6.7°, 2003年9月觀測的偏振角均值約為6.2°. 我們發(fā)現(xiàn), 連續(xù)譜與發(fā)射線的偏振度存在微小的差別, 連續(xù)譜區(qū)域的偏振度存在與速度相關的模式. 我們將總積分光譜與偏振光譜畫到同一個速度空間, 比較Hα和Hβ在兩個光譜中的輪廓.

圖7 B3 1637+436A的偏振光譜. 左圖是B3 1637+436A的偏振光譜. 第1行和第2行分別是2003年6月和9月的光譜. 左圖是Hβ, 右圖是Hα. 每個子圖中: 第1行是總積分光譜, 第2行是總積分光譜乘以線偏振度得到的偏振光譜. 在虛線的速度范圍內(nèi)可以觀測到發(fā)射線有較為明顯的偏振成分.這表明對應的速度空間的發(fā)射線流量有部分來自散射成分.Fig.7 The polarization spectra of B3 1637+436A. The top and bottom rows are the spectra of June and September 2003,respectively. The left column are Hβ emission line and the right column are Hα. For each panel, the total integral spectrum is shown above and polarization spectrum is shown down. In the velocity ranges marked by dotted lines, the obvious polarization components of emission lines can be detected. This suggests that part of the emission line flux in the corresponding velocity ranges originates from the scatter.

從圖中可以看到, 偏振光譜在Hβ、HeII和Hα的對應波長處均出現(xiàn)了寬發(fā)射線特征, 且除2003年9月觀測外, 偏振光譜都出現(xiàn)了整體紅移. 偏振光譜中的Hβ寬發(fā)射線速度范圍約為500–4500 km·s-1,Hα寬發(fā)射線的速度范圍約為1000–6000 km·s-1. 藍移和紅移成分的偏振度存在顯著差異. 我們估計B3 1637+436A的升華半徑0.7 pc≈800光天(L46是以1046erg·s-1為單位的熱光度,T1500是以1500 K為單位的溫度. 我們?nèi)〉湫椭礣1500= 1). 我們使用盤模型擬合得到B3 1637+436A外盤外半徑約為30光天, 這顯著小于升華半徑. 這提示我們, B3 1637+436A寬發(fā)射線偏振度與速度的相關性可能是散射物質不均勻導致的.

5 B3 1637+436A射電性質

B3 1637+436A在射電波段也有較強的輻射.B3 1637+436A位 于NRAO Very Large Array(VLA)射電望遠鏡陣列的Faint Images of the Radio Sky at Twenty-cm (FIRST)巡天計劃的視場.FIRST巡天的探測流量下限為1 mJy, 空間分辨率為5′′. B3 1637+436A的FIRST圖像如圖8所示.

圖8 B3 1637+436A的FIRST巡天的圖像. B3 1637+436A有明顯的射電瓣. 通過核心和射電瓣的流量比, 我們估計噴流的傾角約為31°.Fig.8 The image of B3 1637+436A in FIRST survey.Obvious two lobes are detected in the image. According to the ratio of core to lobe emission, the inclination can be derived as about 31°.

根據(jù)射電圖像, B3 1637+436A在巡天波段的單色光度約為1.11×1042erg·s-1. 其中核心部分和射電瓣部分的流量比為1.33. 對于延展的射電源,我們可以根據(jù)核心部分和射電瓣部分的流量比來估計噴流的傾角[29]. 考慮到在射電圖像中, 我們在射電瓣上觀測到了明顯的斑點, 結合前文計算的流量比, B3 1637+436A的噴流的傾角約為31°[30]. 如果我們認為AGN噴流和吸積盤是垂直的,那意味著我們從射電觀測得到的吸積盤的傾角也為31°. 這個結果和前文盤模型擬合結果中外盤的傾角基本是一致的, 但和內(nèi)盤的傾角有接近20°的偏差. 如前文所述, 這種偏差一方面可能來自盤模型擬合中的模型誤差. 另一方面, 可能是暗示B3 1637+436A的吸積盤有更復雜的結構.

6 總結與展望

我們從B3 1637+436A的光學測光數(shù)據(jù)中發(fā)現(xiàn), 目標的V波段流量在幾年內(nèi)存在明顯的光變,光變幅度約1.2星等. 我們在SDSS和BOSS的光學光譜中發(fā)現(xiàn)B3 1637+436A的Hα寬發(fā)射線存在顯著的雙峰特征. 對比發(fā)現(xiàn)SDSS光譜中的高速成分(6000–12000 km·s-1)在BOSS光譜中基本消失. 為了更好地研究B3 1637+436A的寬發(fā)射線光變, 我們從Keck archive下載了Keck LRIS低分辨率光譜儀于2003年6月29日和2003年9月28日拍攝的光學光譜, 通過對Keck LRIS觀測數(shù)據(jù)的處理, 我們得到了B3 1637+436A的光譜和偏振信息. 我們使用SDSS的光譜對Keck進行流量定標, 并使用[O III]窄發(fā)射線確認定標結果是可信的. 我們發(fā)現(xiàn), SDSS和Keck光譜中Hα存在的高速成分, 在BOSS觀測時基本消失了. 我們假設消失的成分來自吸積盤的內(nèi)盤氣體, BOSS光譜中的雙峰成分來自外盤氣體. 這種假設也可以同時解釋B3 1637+436A的連續(xù)譜光變. 我們用橢圓盤模型擬合BOSS光譜中Hα的外盤部分, 微調參數(shù)后用得到的外盤模型加上一個半徑更小的內(nèi)盤模型擬合SDSS和Keck光譜中Hα輪廓. 擬合取得了不錯的結果, 得到的B3 1637+436A外盤的內(nèi)外半徑分別約為1000Rg和3000Rg,內(nèi)盤的內(nèi)外半徑分別為300Rg和900Rg. 我們認為內(nèi)盤氣體流量消失的原因, 最有可能是這部分氣體被進一步吸積到了吸積盤內(nèi)側.我們估計B3 1637+436A的中心黑洞質量約為2×108M⊙, 由此得到的內(nèi)盤的內(nèi)外半徑分別為3.6光天和8.1光天. 我們用9λLλ(5100°A)估計熱光度約為2.7×1045erg·s-1(SDSS)和1.0×1045erg·s-1(BOSS).我們假設能量轉化效率η～0.1, 這樣得到的吸積率約為0.46M⊙·yr-1(SDSS)和0.17M⊙·yr-1(BOSS).我們使用標準盤模型α-Disk來估計內(nèi)盤的質量, 約為105M⊙.這遠遠大于實際觀測到的吸積率可以吸積的物質質量. 這提示我們B3 1637+436A的吸積盤在3.6–8.1光天范圍內(nèi)的結構與標準薄盤模型差異很大,其結構可能是不連續(xù)的. 我們對B3 1637+436A的偏振光譜進行了分析. B3 1637+436A總體的線偏振度約在0.01–0.02左右, 說明絕大部分流量沒有經(jīng)過散射, 直接被望遠鏡接收. 我們將總積分光譜和偏振光譜進行對比, 發(fā)現(xiàn)寬發(fā)射線的偏振度與速度相關, 紅端的偏振度高于藍端. 我們估計B3 1637+436A的升華半徑約為800光天, 顯著大于B3 1637+436A的外盤外半徑, 這提示B3 1637+436A的寬發(fā)射線偏振度與速度的相關性可能是散射物質不均勻導致的.

寬發(fā)射線雙峰輪廓為吸積盤的研究提供了良好的指針, 我們通過用盤發(fā)射模型擬合雙峰輪廓來探究吸積盤的結構. 我們把這種方法應用到B3 1637+436A的光學光譜, 取得了不錯的效果. 后續(xù)的研究可以尋找更多的測光數(shù)據(jù)存在光變同時寬發(fā)射線輪廓存在光變的目標, 用盤發(fā)射模型擬合來研究吸積盤的結構, 也可以使用更多的偏振光譜以及近紅外光譜來討論type-2型AGN的吸積盤結構.