Astronomia

Como posso obter dados de observação brutos de estrelas ao redor de Sgr A *?

Como posso obter dados de observação brutos de estrelas ao redor de Sgr A *?


We are searching data for your request:

Forums and discussions:
Manuals and reference books:
Data from registers:
Wait the end of the search in all databases.
Upon completion, a link will appear to access the found materials.

Existe algum telescópio disponível publicamente que oferece a sensibilidade para observar as estrelas ao redor de Sgr A *? Se não, há algum dado bruto disponível que eu possa baixar?


As observações de estrelas próximas a Sgr A * são feitas no infravermelho próximo, geralmente com óptica adaptativa. A maioria deles é feita por dois grupos: o grupo de Andrea Ghez na UCLA, usando os telescópios Keck no Havaí, e o grupo de Reinhard Genzel no MPE (Max-Planck-Institute for Extraterrestrial Physics), usando o Very Large Telescope do European Southern Observatory (VLT) No Chile.

Ambos os telescópios têm arquivos de dados públicos, então, em princípio, você posso recupere os dados brutos para essas observações, desde que as observações tenham pelo menos um ano (o que a maioria tem). Você precisa saber quais são os instrumentos relevantes; NACO foi usado para a maioria das imagens no VLT, e eu acho que NIRC2 foi usado em Keck. (Existem também observações espectroscópicas usando ambos os telescópios.)

Assim, você poderia, por exemplo, pesquisar usando o formulário de pesquisa específico do NACO no arquivo ESO. Sugiro inserir "Sgr A *" no campo "Nome do alvo", restringindo o campo "Caixa de pesquisa" a algo como 30 segundos de arco (altere o padrão "00 10 00" para "00 00 30"). Observe que essas observações envolvem grande quantidade de exposições curtas em diferentes filtros, e sem outras restrições na pesquisa, você obterá mais de 10.000 exitos.

(Para realmente recuperar os dados, você precisará se registrar como um usuário do arquivo, que é gratuito.)

Algo semelhante pode funcionar para o Arquivo do Observatório Keck, embora eu nunca tenha realmente usado isso.

Você precisará estar familiarizado com a redução e análise de imagens de infravermelho próximo para obter qualquer coisa dos dados, é claro. O ESO fornece software "pipeline" que pode fazer parte da redução (pesquise em seu site).

Em princípio, você pode se inscrever para usar o VLT por conta própria, mas, a menos que realmente saiba o que está fazendo, é muito improvável que ganhe tempo competindo com, digamos, o grupo de Genzel. Além disso, o NACO foi retirado do VLT; seu instrumento substituto, ERIS, não estará disponível até algum momento em 2020. (Você geralmente não pode se inscrever para o tempo de Keck, a menos que esteja em uma de suas instituições membros.)


Não ficará muito visível no comprimento de onda óptico, pois a região será muito brilhante ou nada será visível. Você pode observar em raios-X praticamente como os buracos negros emitem radiação síncrotron e isso é bastante visível na região de raios-X. Assim, você pode escrever uma proposta para o CXO e fazê-los entender sua necessidade de observá-los Sag A * e eles reservarão seu tempo. Então você pode processar isso.


Buraco negro supermassivo ejeta estrela de hipervelocidade

É difícil para a maioria de nós compreender algumas das enormes velocidades que estão relacionadas à exploração, viagem ou descoberta do espaço.

A velocidade média de vôo de uma aeronave de passageiros 747, que muitas pessoas já experimentaram, é de cerca de 900 km / h. O mais rápido que um ser humano já viajou foi pelos astronautas da Apollo 10, que voaram ao redor da Lua a 39.897 km / h voltando para a Terra. Em novembro de 2018, o Parker Solar Probe da NASA atingiu a marca de 343.180 km / h - estabelecendo o recorde mundial do Guinness.

Nós nos imaginamos tentando imaginar o quão rápido isso seria, ou mesmo parecido, do ponto de vista do motorista, comparando mentalmente nossas experiências de dirigir carros e aviões.

Mas nossos cérebros não podem calcular a velocidade observada de um novo objeto massivo, uma estrela maior que o nosso Sol, movendo-se através de nossa galáxia, a Via Láctea, a mais de 6.000.000 km / h. Na velocidade em que esta estrela recém-descoberta está viajando - você pode circundar o equador da Terra quase 150 vezes na mesma hora ou voar de Sydney a Londres em menos de 10 segundos.

Como poderia tal objeto, receber energia suficiente para explodir através do espaço em velocidades extremas? E o que poderia ser maior para lhe dar esse impulso?

Astrônomos australianos, trabalhando como parte de uma colaboração internacional, descobriram a estrela da sequência principal que se move mais rápido em sua jornada para deixar a Via Láctea, depois de encontrar as enormes forças do buraco negro supermassivo da Galáxia 4,8 milhões de anos atrás.

“Esta descoberta é muito emocionante!” disse Geraint Lewis, professor de astrofísica da Universidade de Sydney, além de ser um dos líderes do projeto S 5.

“Uma estrela que passou sua vida no centro da Via Láctea foi cuspida em uma interação violenta com nosso buraco negro supermassivo e agora está acelerando para fora da Galáxia. Que segredos das partes internas da Galáxia ela revelará? ” ele disse.

A estrela, chamada S5-HVS1, é um quente (

9.600K) Estrela da sequência principal de classe A (significando que o hidrogênio ainda está se fundindo em seu núcleo), tornando-a um pouco maior que o Sol, com 2,35 vezes sua massa. Ele está atravessando o céu do sul, atualmente na constelação de Grus (o Guindaste) a uma velocidade impressionante de 6 milhões de km / h.

Traçando sua trajetória e velocidade para trás, os pesquisadores indicaram que S5-HVS1 é provavelmente parte de um sistema binário que imaginou perto de Sgr A * (pronuncia-se "Sagittarius A-Star") o buraco negro supermassivo no centro de nosso galáxia. Infelizmente para o parceiro binário de S5-HVS1, a proximidade com Sgr A * significa que foi capturado enquanto a estrela sobrevivente recebeu um enorme chute de energia - impulsionando-o para longe do Centro Galáctico.

“Fiquei realmente surpreso quando encontramos uma estrela indo tão rápido. Só afundou quando obtivemos observações de acompanhamento que confirmaram a velocidade ”, disse o Dr. Jeffrey Simpson, pesquisador de pós-doutorado na escola de física da UNSW, co-autor do artigo.


Como posso obter dados de observação brutos de estrelas ao redor de Sgr A *? - Astronomia

O centro da Via Láctea, com o buraco negro supermassivo de Sagitário A * (Sgr A *) localizado no meio, é revelado nessas imagens. Conforme descrito em nosso comunicado à imprensa, os astrônomos usaram o Observatório de Raios-X Chandra da NASA para dar um grande passo na compreensão de por que o gás em torno de Sgr A * é extraordinariamente fraco em raios-X.

A imagem grande contém raios-X do Chandra em azul e emissão infravermelha do Telescópio Espacial Hubble em vermelho e amarelo. A inserção mostra uma visão ampliada de Sgr A * apenas em raios-X, cobrindo uma região com meio ano-luz de largura. A emissão difusa de raios X é proveniente do gás quente capturado pelo buraco negro e sendo puxado para dentro. Este gás quente se origina de ventos produzidos por uma distribuição em forma de disco de jovens estrelas massivas observadas em observações infravermelhas (passe o mouse sobre a imagem para ver a distribuição dessas estrelas massivas).

Essas novas descobertas são o resultado de uma das maiores campanhas de observação já realizadas pela Chandra. Durante 2012, Chandra coletou cerca de cinco semanas de observações para capturar imagens de raios-X sem precedentes e assinaturas de energia de gás multimilionário girando em torno de Sgr A *, um buraco negro com cerca de 4 milhões de vezes a massa do Sol. A apenas 26.000 anos-luz da Terra, Sgr A * é um dos poucos buracos negros no Universo onde podemos testemunhar o fluxo de matéria nas proximidades.

Os autores inferem que menos de 1% do material inicialmente sob a influência gravitacional do buraco negro atinge o horizonte de eventos, ou ponto sem retorno, porque grande parte dele é ejetado. Consequentemente, a emissão de raios-X do material próximo a Sgr A * é notavelmente fraca, como a da maioria dos buracos negros gigantes em galáxias no Universo próximo.

O material capturado precisa perder calor e momento angular antes de poder mergulhar no buraco negro. A ejeção da matéria permite que essa perda ocorra.

Este trabalho deve impactar os esforços usando radiotelescópios para observar e compreender a "sombra" lançada pelo horizonte de eventos de Sgr A * contra o pano de fundo da matéria brilhante circundante. Também será útil para entender o impacto que estrelas em órbita e nuvens de gás podem causar com a matéria fluindo em direção e para longe do buraco negro.


2. OBSERVAÇÕES E REDUÇÃO DE DADOS

Em outubro de 2012, com o advento da passagem da nuvem G2 em relação a Sgr A * (por exemplo, Gillessen et al. 2012 Narayan et al. 2012), o monitoramento da densidade de fluxo de rádio de Sgr A * começou (ver Bower et al. 2015b, que usam os mesmos dados de observações do serviço NRAO que usamos aqui). Cada observação durou por

2 horas, usando até 2 GHz de largura de banda contínua girando através das frequências de observação padrão centradas em 1,5, 3,0, 5,5, 9,0, 14,0, 21,2, 32,02 e 41 GHz. Os tempos típicos na fonte por configuração de frequência foram de cerca de 6 minutos. A densidade de fluxo foi calibrada em relação a 3C286 e as formas de passagem de banda foram determinadas usando NRAO 530 e 3C286.

Os dados foram calibrados e fotografados no AIPS inicialmente e a análise de acompanhamento foi feita com CASA. Para corrigir as instabilidades de fase durante as varreduras, a autocalibração apenas de fase foi aplicada (em todas as observações). Devido à natureza compacta de Sgr A * e do magnetar, usamos configurações de matriz estendida (A e amp B) e altas frequências. 6 A densidade de fluxo absoluta dessas observações pode ser imprecisa em até 10%, já que a elevação do calibrador de fluxo primário na maioria das execuções de observação é muito diferente daquela do centro galáctico, introduzindo erros na modelagem da transmissão atmosférica nas frequências mais altas. Essas medições são consistentes com os dados de monitoramento de milímetros, indicando uma densidade de fluxo estável de Sgr A * durante o mesmo período (Bower et al. 2015b). Como as densidades de fluxo medidas do magnetar que se encontra a 23 SE de Sgr A * estão vinculadas à densidade de fluxo de Sgr A *, isso fornece uma excelente plataforma para realizar medições de densidade de fluxo do magnetar.

Também apresentamos a densidade de fluxo do magnetar e Sgr A * de três épocas diferentes de observações em 4 de agosto de 2011 (JD2455777), 21 de fevereiro de 2014 (JD 2456710) e 09 de março de 2014 (JD 2456732). Os detalhes dessas longas observações feitas na configuração A são descritos em Yusef-Zadeh et al. (2014b, 2015).


2 MÉTODOS

O Chandra O Projeto Visionário de Raios-X (XVP) para observar o SMBH da Via Láctea, Sgr A * de 6 de fevereiro de 2012 a 29 de outubro resultou em aproximadamente 3 Ms de dados requintados, abrindo um regime completamente novo de percepção sobre o acúmulo de BH. Chandra e o programa XVP nos ofereceu uma excelente oportunidade de observar diretamente a dinâmica do gás quente em torno de um BH e, com modelagem adequada, elucidar o funcionamento interno da classe enigmática de objetos conhecida como LL-AGN. Combinando esses dados observacionais com simulações RRIOS 2D (Ostriker et al., Em preparação), tentamos restringir diretamente a estrutura de acreção por meio do poder de ajuste MCMC Bayesiano.

2.1 Preparação de dados

Para uma descrição mais detalhada da redução de dados e geração de imagens de raios-X quiescentes, recomendamos o leitor a Wang et al. (2013). No entanto, em resumo, os dados são reduzidos por meio de rotinas de processamento ciao padrão (versão 4.5 Banco de dados de calibração versão 4.5.6). Uma vez que as diferenças entre os pontos de observação individuais estão dentro de 14 segundos de arco, os dados mesclados são tratados como uma única observação. Wang et al. (2013) não encontraram problemas de calibração aparentes. Flares são removidos dos dados quiescentes por meio da detecção com a rotina de 'blocos bayesianos' (Neilsen et al. 2013), levando a um tempo de exposição quiescente total de 2,78 Ms. A imagem quiescente observada em toda a banda espectral (1-9 keV) pode ser visto na Fig. 1. O canto sudeste da imagem é excluído no ajuste devido à emissão significativa de um recurso não modelado na região (destacado por linhas brancas na Fig. 1 ver também Wang et al. 2013). A região usada para o ajuste se estende a um raio de aproximadamente 0,5 rb. Como a fonte está no eixo, a largura total na metade do máximo (FWHM) do instrumento é comparável ao tamanho do pixel. Para utilizar informações espaciais adicionais do pontilhamento das observações, construímos a chamada imagem de "super-resolução" com um tamanho de pixel de 0,123 segundos de arco de um lado (Wang et al. 2013). A imagem de banda completa é então dividida em três bandas, para colocar algumas restrições espectrais no ajuste e reduzir a degenerescência. As bandas (1–4, 4–5,5 e 5,5–9 keV) foram escolhidas de forma que as estatísticas de contagem sejam aproximadamente semelhantes em cada imagem.

Conta a imagem de Sgr A * na banda de 1–9 keV tirada com uma exposição de 2775 578 s usando Chandra. A barra de cores representa a contagem total em um pixel.


5 DISCUSSÃO E RESUMO

Com a emissividade e o coeficiente de absorção do modelo RIAF para o candidato a buraco negro do Centro Galáctico Sgr A *, resolvemos a transferência radiativa usando o código de rastreamento de raios para obter as imagens de sombra simuladas de Sgr A * com um conjunto arbitrário de parâmetros geométricos, ie eu e Θ. Levando em consideração o espalhamento interestelar, podemos obter as imagens aparentes em diferentes comprimentos de onda.

A comparação dos tamanhos de imagem simulados com aquelas medidas em 7 e 3,5 mm parece preferir um RIAF com um grande ângulo de inclinação e pequeno ângulo de posição para Sgr A *. Mas, grandes incertezas nas medidas de tamanho e na relação de espalhamento interestelar tornam-nas muito incertas no momento. No entanto, nossas simulações mostram que as futuras imagens VLBI submilimétricas de Sgr A * revelariam um desvio significativo da estrutura gaussiana única, que pode ser usada para sondar a geometria do RIAF de Sgr A *.

A análise das imagens ampliadas também mostra que um comprimento de onda de observação de 1,3 mm ou menor é necessário para identificar a forma da sombra. No entanto, atualmente é difícil construir uma matriz VLBI operada a 1,3 mm para obter tal imagem. Portanto, primeiro realizamos a transformada de Fourier para obter as funções de visibilidade correspondentes de imagens em 1,3 e 0,8 mm, em seguida, analisamos esses perfis de visibilidade ao longo de algumas direções específicas. Ao introduzir vários comprimentos de linha de base característicos (Σn e Σn) e as diferenças normalizadas (Sn), demonstramos que é possível determinar parâmetros fundamentais (eu e Θ) de Sgr A * das detecções limitadas em algumas linhas de base de observações de VLBI em um comprimento de onda de 1 mm ou mais curto (cf. Figs 5 e 6). Podemos compreender a geometria da região emissora de rádio em torno de Sgr A *, mesmo sem imaginá-la com um (você, v) cobertura de uma matriz VLBI de submilímetro / milímetro.

Deve ser mencionado que as quatro direções escolhidas em nossa análise são de alguma forma arbitrárias. Quaisquer outras combinações também forneceriam restrições úteis na estrutura de Sgr A *. Por exemplo, seria interessante escolher essas duas fatias específicas, uma ao longo do plano galáctico e a outra perpendicular a ele. Na prática, podemos realizar simulações semelhantes com as linhas de base projetadas para serem exatamente as mesmas dos experimentos VLBI submilimétricos reais no futuro. Claro, o modelo de RIAF adotado aqui ainda é bastante simples. Definimos o buraco negro estático, usamos o potencial pseudo-newtoniano (Yuan et al. 2003) e simplesmente assumimos uma distribuição gaussiana da densidade como a estrutura vertical do fluxo de acreção. Além disso, o possível papel dinâmico de um campo magnético ordenado não é considerado. Também negligenciamos o efeito Doppler dos movimentos radiais e angulares do fluxo de acreção no cálculo da transferência radiativa. No entanto, em princípio, a análise de visibilidade delineada neste artigo deve ser aplicável mesmo se Sgr A * for um buraco negro giratório ou com outras geometrias de fluxo de acreção e modelos de emissão. Como uma primeira etapa necessária para tentar resolver este problema complicado, este trabalho definitivamente precisa de mais esforços em modelagem e observações. Um estudo mais quantitativo será necessário em trabalhos futuros.

Além disso, o fato de que os comprimentos da linha de base característicos são de cerca de 103 km e o comprimento de onda de observação esperado é de cerca de 1 mm nos encoraja a propor o desenvolvimento de um arranjo VLBI submilimétrico. Espera-se que a imagem da vizinhança do buraco negro previsto em Sgr A * seja mais facilmente detectada do que qualquer outro candidato a buraco negro supermassivo por causa de sua distância mais próxima de nós. Se a imagem da sombra puder ser finalmente observada, será uma forte evidência para a teoria da relatividade geral.

Gostaríamos de agradecer a dois revisores anônimos por seus comentários críticos sobre o manuscrito. Este trabalho foi apoiado em parte pela Fundação Nacional de Ciências Naturais da China (bolsas 10543003, 10573029, 10625314 e 10633010) e o Programa de Inovação de Conhecimento da Academia Chinesa de Ciências, e patrocinado pelo Programa de Cientista Chefe Assunto de Xangai (06XD14024) e Xangai Programa Pujiang. ZQS e FY reconhecem o apoio do Programa Cem Talentos da Academia Chinesa de Ciências.


4. Análise

4.1. Estatísticas NIR Flare

Dada a habilidade de HST para produzir observações contínuas ao longo de muitos períodos de visibilidade orbital de 45 minutos, junto com sua estabilidade fotométrica de longo prazo, os dados do NIR NICMOS fornecem uma maneira excelente de investigar a distribuição da força do flare em muitos episódios de flare. A Figura 16 mostra um histograma da emissão líquida do flare de 1,70 μm do NICMOS para os 7 dias de dados obtidos nesta campanha. A emissão líquida do flare é medida subtraindo primeiro a emissão de fundo para cada dia antes que o excesso de fluxo acima do fundo seja selecionado. Assim, os pontos de dados selecionados não amostram o pico de emissão do flare, mas sim o fluxo associado à atividade de flare. O pico de valores centrados em um fluxo líquido de zero representa a emissão de Sgr A * durante os períodos "quiescentes". A metade positiva do histograma, por outro lado, mostra uma cauda de eventos de emissão de flare estendendo-se até

10 mJy. A distribuição "quiescente" é mais bem ajustada com uma gaussiana, que é esperada a partir do nível de ruído aleatório nas observações. A cauda de emissão do flare pode ser equipada com uma distribuição de lei de potência com um índice de -1,19 ± 0,27 e um corte de baixa energia em Sν = 1 mJy. A linha pontilhada na figura mostra o resultado dos ajustes gaussianos e da lei de potência simultâneos para esses dois componentes.

Figura 16. Gráfico de histograma dos sinais detectados e do ruído a 1,70 μm, bem como o ajuste gaussiano único simultâneo e o ajuste da lei de potência tanto para o ruído quanto para os flares. As linhas pontilhadas mostram os ajustes gaussianos e da lei de potência.

Yusef-Zadeh et al. (2006b) relataram que a distribuição da atividade de flare vista em nossas observações mais limitadas do NICMOS de 2004 poderia ser ajustada por dois perfis gaussianos simultâneos. Uma reanálise desses dados, no entanto, agora mostra que uma distribuição de lei de potência com um corte de baixa energia produz um bom ajuste aos dados de época de 2004 também. A Figura 17 mostra um histograma dos dados de 2004 de 1,60 μm, com ajustes gaussianos e de lei de potência para os dois componentes mostrados pelas linhas pontilhadas. O melhor ajuste de lei de potência para esses dados tem um índice de -1,11 ± 0,13, com um corte de baixa energia de Sν = 0,25 mJy. Isso é notavelmente consistente com o índice de lei de potência de melhor ajuste dos dados de 2007. Observamos que a fração do tempo de observação em que a atividade de flare foi detectada nas campanhas de 2004 e 2007 é & # x226532% e & # x226537%, respectivamente.

Figura 17. Semelhante à Figura 16, espere que o histograma de 2004 da atividade do flare (Yusef-Zadeh et al. 2006b) seja traçado em 1,60 μm.

Os histogramas de flare NIR para as duas épocas mostram que a probabilidade de medir o fluxo Sν em qualquer instante é aproximadamente proporcional a 1 /Sν. Presumivelmente, isso reflete as estatísticas do comportamento de queima de Sgr A * em comprimentos de onda NIR. Para explorar isso, construímos um modelo fenomenológico simples para a queima simulando uma curva de luz e, em seguida, fazemos uma amostra para construir um histograma simulado. Este modelo mostra que o observado 1 /Sν o comportamento surge naturalmente, mas restringe as estatísticas da queima.

Nosso modelo fenomenológico representa o flare como uma sequência de 100 perfis gaussianos ocorrendo em 100 unidades de tempo arbitrárias, com flare eu caracterizado por pico de fluxo Seu, momento do pico teu, e o desvio padrão do flare σeu, de modo que a curva de luz líquida pode ser escrita como

Os parametros Seu, teu, e σeu são desenhados aleatoriamente e uniformemente a partir dos intervalos [0, 1], [0, 100] e [0, σmax], respectivamente, e a curva de luz resultante é amostrada uniformemente a cada 0,2 unidades de tempo para criar um histograma de reflexo. Observe que σmax é o único parâmetro independente deste modelo, pois o aumento do número de flares e a alteração da amplitude máxima do flare podem ser acomodados redimensionando as unidades de fluxo e tempo. Além disso, alterar a taxa de amostragem ou o número de flares não afeta as estatísticas, desde que a curva de luz já tenha sido adequadamente amostrada (que é o caso de nossa taxa de amostragem adotada de 50 por unidade de tempo). Encontramos que σmax 0,5 produz o observado 1 /Sν comportamento.

Uma curva de luz simulada típica e o histograma correspondente para σmax = 0,5 são dados na Figura 18 (a) e (b), respectivamente. A inclinação de S −1 ν é desenhado na Figura 18 (b). Valores maiores de σmax levar a uma sobreposição significativa entre os flares, tendendo a dar uma dependência mais plana da probabilidade de fluxo em Sν. Isso, é claro, não prova definitivamente que os flares se comportam conforme determinado pela Equação (1). Outras opções de forma funcional ou estatísticas diferentes para Seu também pode render o 1 /Sν comportamento do histograma. No entanto, parece exigir que os eventos de flare não se sobreponham significativamente.

Figura 18. (a) Curva de luz sintética construída a partir da soma de 100 perfis Gaussianos com posições de pico e desvios padrão traçados uniformemente entre -1,5 a 101,5 e 0 a 0,5 unidades de tempo, respectivamente a distribuição de probabilidade dos fluxos de pico são distribuídos como 1 / (pico fluxo) entre 0,01 e 1 unidades de fluxo. (b) Distribuição dos valores de fluxo amostrados uniformemente nos flares simulados. A linha tracejada indica uma inclinação de 1 /Sν.

4.2. Distribuição do índice espectral entre 1,45 μm e 1,70 μm

Construímos uma distribuição log – log do índice espectral com base nos dados NICMOS 1,45 μm e 1,70 μm. A Figura 19 mostra a distribuição de "cor" de todos os dados selecionados com S / N = 3. A linha diagonal (em vermelho) mostra o índice espectral de β = 0,6, onde Fν ∝ ν −β. Para comparação, β de −4, −2, 2 e 4 também são plotados. Esta figura mostra uma tendência para o índice espectral de valores de fluxo baixo ser mais íngreme do que 1, enquanto os valores de fluxo alto são representados por uma distribuição mais plana do índice espectral. Como os pontos de dados usados ​​na criação da Figura 19 não são tomados simultaneamente em dois comprimentos de onda diferentes, tentamos estimar os valores de índice espectral de pontos de dados adjacentes, onde o fluxo de Sgr A * não varia rapidamente, como durante o aumento rápido ou queda de chamas individuais. As imagens NICMOS de 1,45 e 1,7 μm foram adquiridas consecutivamente em longas sequências, nas quais as exposições dentro de cada par são separadas no tempo por cerca de 2,5 minutos. Os pontos mostrados na Figura 19 representam todos os pares adjacentes de medições (significado adjacente

Separação de 2,5 minutos) para o qual o S / R nas medições individuais é maior do que 3 (portanto, nem todos os pares disponíveis da Figura 3 estão incluídos). O fato de que o fluxo geral de Sgr A * pode estar mudando dentro dessa escala de tempo de 2,5 minutos é uma preocupação e é por isso que os valores do índice espectral listados na Tabela 1 foram tirados apenas das medições onde pudemos ver nas curvas de luz que o Sgr A geral * o fluxo não estava mudando muito nisso

Escala de tempo de 2,5 minutos. As curvas de luz total também indicam que o fluxo geral de Sgr A * não muda com frequência em escalas de tempo tão curtas e, portanto, o número de medições suspeitas na Figura 19 deve ser uma fração relativamente pequena de todas as medições. Portanto, apenas deduzimos tendências gerais desse diagrama.

Figura 19. gráfico log – log dos fluxos NIR nos filtros F170 e F145 do NICMOS a 1,70 μm e 1,45 μm, respectivamente. A linha espessa em vermelho mostra o índice espectral β = 0,6. As linhas pontilhadas finas à direita e à esquerda da linha β = 0,6 correspondem a β = −2, - 4 e β = +2, + 4, respectivamente.

Tabela 1. Distribuição de índice espectral usando NICMOS

Evento F(1,45 μm ± σ) F(1,70 μm ± σ) β ± σ
5A 8.55 ± 0.4 9.61 ± 0.4 0.73 ± 0.39
2A 6.77 ± 0.6 7.92 ± 0.5 0.97 ± 0.68
2C 4.54 ± 0.1 6.54 ± 0.7 2.29 ± 0.27
4A 4.77 ± 0.1 6.14 ± 0.3 1.59 ± 0.33
5B 2.31 ± 0.5 3.62 ± 0.4 2.82 ± 1.51
7A 2.85 ± 0.3 3.63 ± 0.2 1.52 ± 0.74

Identificamos cinco conjuntos de pontos de dados associados a cinco flares diferentes, durante os quais o fluxo geral de Sgr A * não varia rapidamente. A Tabela 1 mostra o fluxo correspondente e os valores de índice espectral usando dados amostrados em intervalos de 144 s. Os dois flares mais brilhantes, 5A e 2A, têm índices espectrais 0,73 ± 0,16 e 0,97 ± 0,27, enquanto os flares mais fracos têm índices mais íngremes do que β = 1,5. Essas medições individuais são consistentes com a tendência do índice espectral mostrada na Figura 19. Também descobrimos que o índice espectral dos flares mais brilhantes são consistentes com as medições Keck recentes, que geram um índice espectral de 0,6 (Hornstein et al. 2007). O índice espectral de valores de fluxo baixo também é consistente com as medições de VLT, que mostram um espectro íngreme para flares fracos (Eisenhauer et al. 2005 Gillessen et al. 2006). Essas medições sugerem que o índice espectral de flares varia com a força do flare NIR, apóiam as medições anteriores de Gillessen et al. (2006) e discordam das medidas de Hornstein et al. (2007) que afirmam um índice espectral constante em comprimentos de onda NIR. A variação do índice espectral com emissão de flare em comprimentos de onda NIR tem implicações importantes no mecanismo de espalhamento Compton inverso de emissão de raios-X e raios γ suaves de Sgr A * (Yusef-Zadeh et al. 2006b), bem como na hipótese de que A emissão de raios-X é devido ao mecanismo síncrotron (Dodds-Eden et al. 2009). É possível que flares fracos com um índice de energia de partículas acentuado estejam associados à atividade de baixo nível do disco de acreção de Sgr A *, enquanto os flares brilhantes representam os eventos quentes dominados magneticamente que são lançados do disco. As características de polarização dos flares fracos e fortes podem restringir os modelos de emissão do flare. A correlação do índice espectral e fluxo foi discutida no contexto de aquecimento e resfriamento de elétrons por um campo magnético turbulento (Bittner et al. 2007). No cenário síncrotron, o valor mais alto do índice espectral em fluxos de NIR baixos pode ser uma indicação da quebra de resfriamento.

4.3. Análise de espectro de potência NIR

Genzel et al. (2003) relataram uma possível periodicidade NIR de 17 minutos com implicações para o giro do buraco negro. Nosso 2004 anterior HST dados (Yusef-Zadeh et al. 2006b) mostraram uma detecção marginal de potência em 33 ± 2 minutos. Investigamos o espectro de potência dos dados de flare obtidos com as novas medições NICMOS. Criamos periodogramas Lomb-Scargle (Scargle 1982) para pesquisar periodicidades em nossas medições NIR com espaçamento desigual. Realizamos 1000 simulações de cada curva de luz, com a mesma amostragem e variância dos dados, e com ruído simulado seguindo uma lei de potência (P(f) ∝ f −δ) escolhido para coincidir com o periodograma dos dados o mais próximo possível (seguindo Timmer & amp Konig 1995 Mauerhan et al. 2005), normalmente com um índice δ de 1,5 ou 2. Sinais artificiais são vistos no período orbital de 90 minutos de HST, e o ciclo de troca de filtro de 144 s e com desconto. Para cada ponto em uma curva de luz, identificamos a simulação do periodograma no enésimo (onde n = 99, 99,9) percentil da distribuição e, assim, criar linhas abaixo das quais n% das simulações caem. A Figura 20 mostra o espectro de potência como uma linha sólida e as linhas pontilhadas mostram o espectro do ruído usando distribuições de lei de potência. Apenas um HST a observação mostra qualquer potência acima da linha do percentil 99,9, em 4 de abril de 2007, perto de 2 horas.

Figura 20. As caixas superior e inferior mostram a curva de luz de 4 de abril de 2007 com base em HST observações e o espectro de potência correspondente do fluxo residual de Sgr A *, respectivamente. As linhas tracejadas mostram a significância do espectro de potência em níveis de confiança de 99% e 99,9%. Explicamos o significado do pico no texto.

O percentil 99,9 se refere à distribuição local, entretanto, a chance de obter um ponto acima da linha do percentil 99,9 deve ser calculada considerando todos os ensaios (Benlloch et al. 2001). Amostramos 158 frequências acima de 10,8 minutos, o limite inferior do nosso software de simulação, e realizamos sete observações, portanto, nosso total é 1106 observações, sugerindo

1 pico acima da linha do percentil 99,9. Temos dois pontos adjacentes acima da linha do percentil 99,9, mas esses pontos provavelmente não são independentes. Alterar o índice δ dentro de uma faixa consistente com os dados não altera a intensidade do sinal. Concluímos que a importância desta possível periodicidade não é particularmente forte.

A falta de qualquer potência significativa entre 17 e 20 minutos apóia os resultados de uma análise anterior de HST dados em 2004 (Yusef-Zadeh et al. 2006b). A análise recente dos dados obtidos com o VLT combinado e as observações de Keck não mostra nenhum poder significativo em escalas de tempo curtas (Do et al. 2008 Meyer et al. 2008).


APÊNDICE B: TAMANHOS APARENTES DE OBJETOS COMPACTOS

As observações do tamanho de uma região emissora compacta são necessariamente afetadas por fortes lentes gravitacionais. Nas teorias métricas da gravidade, os objetos associados a poços de potencial profundo parecerão maiores para os observadores no infinito. O tamanho aparente da região está diretamente relacionado ao tamanho físico e ao desvio para o vermelho do objeto compacto. Assim, relacionar o tamanho real de uma região emissora compacta com o tamanho observado requer alguma compreensão da estrutura do espaço-tempo em torno do objeto. Esta é, obviamente, uma das razões pelas quais escolhemos lançar as restrições sobre a existência de um horizonte, descrito na Seção 3, em termos de Ruma e não um tamanho de objeto físico. No entanto, para completar, discutimos o procedimento aqui.

Normalmente é muito difícil calcular a relação entre o tamanho físico e observado e a forma de um objeto emissor compacto. No entanto, no caso especial de um espaço-tempo esférico simétrico, ele é geralmente tratável, independente da forma particular da métrica. Nós presumimos

Onde gtt e grr são funções de r sozinho. Então, no plano equatorial, as geodésicas nulas são definidas por

onde as equações para dt/ dλ e d / dλ estão associados à existência de vetores Killing semelhantes ao tempo e azimutais, respectivamente, a equação para dθ / dλ é fixada por simetria vertical e a equação para dr/ dλ surge da condição de raio nulo. Nesses b é o parâmetro de impacto no infinito e λ é um parâmetro afim arbitrário. O raio mínimo atingido por uma dada geodésica nula ocorre em seu ponto de viragem interno, no qual. Alternativamente, isso corresponde ao máximo b que uma geodésica nula pode ter e ainda impactar uma superfície de raio r. Assim, o raio aparente, Ruma, de um objeto com raio físico R e simples

Alguns cuidados devem ser tomados, no entanto, quando R é menor do que a órbita do fóton. Isso ocorre porque os raios que cruzam a órbita do fóton não têm pontos de viragem radiais e, portanto, serão em todos os casos capturados. Isso fica claro na definição da órbita do fóton, rγ:

que corresponde à posição do máximo do "potencial efetivo" na equação radial. Thus, if

As a consequence, the apparent radius of objects for which R < rγ is the same as that for objects with R = rγ. Thus, generally,

In the case of the Schwarzschild metric, this gives the well known result

For a rapidly rotating Kerr spacetime, the apparent radius in the equatorial plane may also be computed without undue difficulty (though in this case care must be taken into account for the non-diagonal components of the metric). Generally, this is given by

in which r±γ is the radius of the prograde/retrograde photon orbit. Since these differ for rotating black holes, we generally have three conditions. In the case of a maximally rotating black hole (uma = 1), this expression is especially simple:

Onde R is the object radius in Boyer–Lindquist coordinates. Enquanto r = M in these coordinates for uma = 1, there remains a finite proper distance between the photon orbit and the horizon, the equality being an artifact of the coordinates themselves. For this reason, we distinguish between these formally, though it makes no difference (since Ruma = 9/2 for all R between r and the horizon), as it must not given that Ruma is a gauge invariant quantity as a consequence of its definition.

Most important for the present discussion is the fact that Ruma for the Schwarzschild and equatorial Kerr spacetimes differs by only about 15%. Thus, despite the vastly different coordinate sizes, an object with R = 1 M embedded in a maximal Kerr spacetime has roughly the same apparent size as an object with R = 3 M embedded in a Schwarzschild spacetime. As a consequence, if the present limit upon the size of the submillimeter emitting region in Sgr A* of 37 μas (Ruma = 3.5 M) is interpreted as a photosphere surrounding the stopping region, it constrains the size of a central emitting region to lie well within the photon orbit of both a Kerr and Schwarzschild black hole.

On the other hand, the anomalously small apparent radius might appear unphysical within the context of GR. However, this is easily rectified if the emission region is interpreted instead as the visible arc of an oncoming accretion disk (as a result of Doppler boosting and Doppler shifts, the receding side being considerably dimmer for the same reason Broderick & Loeb 2006a). While the equatorial extent of the arc can be significantly smaller than the minimum apparent radius in this situation, the vertical extent is still roughly 2Ruma (see, e.g., Broderick et al. 2009 Broderick & Narayan 2006). Hence, unless the projected baseline was extraordinarily fortuitously aligned, again we would expect large measured sizes for central emission regions larger than the photon orbit radius. It is possible to coincidentally fit the existing spectral, polarization, and millimeter-VLBI observations using orbiting accretion flow models (Broderick et al. 2009). However, this is due at least in part to the fact that the existing millimeter-VLBI size constraint is essentially restricted to the east–west direction. Future millimeter-VLBI observations will be critical to unambiguously determining the morphology of the emitting region (Fish et al. 2009).


3 Applications to individual sources

3.1 Sgr A*

Fig. 1 shows the calculated spectrum for Sgr A* together with the observational data taken from Narayan et al. (1998) except that the new Chandra data denoted by a filled square is taken from Baganoff et al. (in preparation). The thin solid line is for a truncated ADAF with the dashed line is for a jet, and the thick-solid line denotes the total spectrum of the ADAF-jet system. The truncation radius The dotted line is for the ‘not-truncated’ ADAF with the same parameters and outer boundary conditions except Even though we adopt such a weak magnetic field, we find that the synchrotron process still emits too much radio flux and the Comptonization of the synchrotron photons produces an X-ray flux well above the observational measurement. Compared with the ‘not-truncated’ ADAF, the radio flux is significantly suppressed in the truncated ADAF and the X-ray emission is also reduced as a result of the reduction of Comptonized synchrotron photons. From the figure we find that the spectrum below ∼50 GHz is mainly contributed by the jet while those above is principally produced by the disc and the fit to the observation is good.

Although the accretion rate favoured in our model is ∼6 times smaller than the numerical simulation of Coker & Melia (1997), we note that such a discrepancy could be reduced by ∼3 times if we adopted a larger viscous parameter because of the scaling law In this case, the viscous dissipation will produce more energy hence the electron temperature will increase. As a result, more radio flux will be emitted by the synchrotron process. Then the conflict between the ‘not-truncated’ ADAF and the observation will be more serious, while in the truncated ADAF model, a slightly larger truncation radius Rtr is then required to give a satisfactory fit.

Fig. 2 shows the predicted size-frequency relationship of our ADAF-jet model together with the observational data taken from Lo et al. (1998) (for 43 GHz) and Krichbaum et al. (1998) (for 86 and 215 GHz). 1 The solid one is the result of our ADAF-jet model, with the line below and above the break frequency at around ∼50 GHz resultant from the jet and the truncated ADAF respectively. For comparison, we also show by the dashed line the prediction of a best-fitting ‘not-truncated’ ADAF model similar with that in Quataert & Narayan (1999), 2 but with a smaller accretion rate of because of the new Chandra upper limit. Other parameters are e Note in this ADAF model, Ωout is large so it is of disc-like hence &Ṁ is smaller than our Bondi-like model. We see that the two models are both compatible with the data at 86 and 215 GHz, but our ADAF-jet model gives a better fit to the observation at 43 GHz because of the inclusion of the jet. In this context, we note that although the ‘ADAF+wind’ model of Quataert & Narayan (1999) could also interpret the spectrum, even though the high accretion rate favoured by simulation were adopted, the predicted size-frequency relationship would be in conflict with observation at 43 GHz, since that model should produce a similar size-frequency relationship with the ‘not-truncated’ ADAF model.

3.2 Nearby elliptical galaxies

Encouraged by the above success, we further apply our model to the six ellipticals presented in Di Matteo et al. (2000), where jets also exist. As a result of the successful applications of Falcke's jet model to other sources like M81, GRS 1915+105, and NGC 4258 ( Falcke & Biermann 1999), we assume here that for our purpose this model can give enough description to the weak jets (excluding M87) in ellipticals as well. We find that owing to the suppression of the radio flux by the truncation of the disc, the predicted spectra are in good agreement with the observations. We present below three sources as illustrations. The observational data are taken from Reynolds et al. (1996) (for M87) and Di Matteo et al. (1999) (for NGC 4649 and NGC 4636).

3.2.1 NGC 4649

We first model NGC 4649 because it has the best observational constraints in Di Matteo et al.'s (2000) sample. Fig. 3 shows the predicted spectrum of this source together with the observation. The long-dashed line is the result of the truncated ADAF disc, the short-dashed line is for the jet, and the solid line shows the sum. As clearly shown, this source, which can be matched well by the ADAF with winds, also can be matched quite well by a truncated ADAF. However, in the wind model, if we assume the wind were to start at the outer boundary 10 4 Rg, the radius where the accretion starts, a fairly strong suppression of the X-ray emission above ∼5 keV is introduced, which is in conflict with the ASCA data ( Di Matteo et al. 2000). As stated by Di Matteo et al. (2000), this is because the introduction of winds at 10 4 Rg strongly decreases the bremsstrahlung emissivity at where the X-ray emission ≳10 keV mainly originates from. Therefore, in their model, they have to assume the winds to start at a certain radius much smaller than 10 4 Rg, which is not easy to understand. 3 In our model, the X-ray emission above ∼5 keV does not show any suppression, in agreement with ASCA observations. This is because out of the (small) truncation radius Rtr, ADAF is the canonical one in the sense that no winds are introduced. In addition, owing to the introduction of the jet, the radio flux near 1 GHz, which ADAF with winds model underpredict it greatly, can be interpreted as the contribution from the jet, as in the case of Sgr A*.

The predicted spectrum of the ADAF-jet model for NGC 4649 together with the observation. The long-dashed line is the result of the truncated ADAF, the short-dashed line is for the jet, and the solid line shows the sum. The parameters are e

The predicted spectrum of the ADAF-jet model for NGC 4649 together with the observation. The long-dashed line is the result of the truncated ADAF, the short-dashed line is for the jet, and the solid line shows the sum. The parameters are e

3.2.2 NGC 4486 (M87)

This is the only source in our examples for which we have clear observational evidence for the existences of a strong jet and a disc. Its jet is famous, while telescópio espacial Hubble (HST) spectroscopy of its nucleus has given strong evidence for a rapidly rotating ionized gas disc at its centre (e.g. Ford et al. 1994). Although its high frequency radio data are consistent with the canonical ‘not-truncated’ ADAF model, the X-ray emission in this case is due to Comptonization of the synchrotron photons and the predicted slope is too soft to be consistent with the ASCA data. Therefore the radio flux must also be significantly smaller than the prediction of a canonical ADAF ( Di Matteo et al. 2000). Fig. 4 shows the predicted radio spectrum of this source by the truncated ADAF together with the observation. Three points need to be emphasized. First, compared with the wind model, the truncated ADAF can fit the 100-GHz VLBI data much better. Although the 5-GHz VLBI data is still strongly underpredicted, the excess may again be as a result of the contribution of the jet, like in the cases of Sgr A* and NGC 4649. Secondly, both winds and the truncated ADAF models can give a good match to the spectrum of this source (and others), but they are intrinsically different. One point reflecting the difference is that, the wind starts at a much larger radius, typically several hundreds of Rg, while in the latter, the theoretically predicted truncation radius at which the jet forms is much smaller. For M87, this radius equals 24Rg. Were it larger, the ADAF would predict a radio flux well below the observed one. On the other hand, as a triumph of precision astronomy, the excellent 43-GHz observation for this source by Junor, Biretta & Livio (1999) indicates that the jet is formed on scales smaller than ∼30Rg from the black hole, in excellent agreement with our prediction.

The predicted spectrum of the truncated ADAF for NGC 4486 (M87) together with the observation. The parameters are e The truncation radius Rtr equals 24Rg.

The predicted spectrum of the truncated ADAF for NGC 4486 (M87) together with the observation. The parameters are e The truncation radius Rtr equals 24Rg.

3.2.3 NGC 4636

We can imagine that there may exist such a case that the jet originates at a moderate large radius so that the radio peak decreases a lot according to equation (1) and it is the jet rather than the disc dominates the radio spectrum. This might be the case for NGC 4636, as Fig. 5 illustrates. For this source, the wind model predicts a synchrotron peak with a much higher frequency than expected by the radio and sub-mm measurements ( Di Matteo et al. 2000). Actually, in that model to fit the peak correctly, a black hole with much larger mass, 10 9 M, than the observational value must be used. Fig. 5 shows this puzzle can be solved in the truncated ADAF model if the truncation radius is as large as 100Rg. To confirm this conclusion, polarization should be observed in radio band, and the future low-frequency radio observation should not exhibit ‘excess’ as in Sgr A*, NGC 4649 and M87.

The predicted spectrum of ADAF-jet model for NGC 4636 together with the observation. The long-dashed line is the spectrum of the truncated ADAF, the short-dashed line is for jet, and the solid line is the sum. The parameters are e

The predicted spectrum of ADAF-jet model for NGC 4636 together with the observation. The long-dashed line is the spectrum of the truncated ADAF, the short-dashed line is for jet, and the solid line is the sum. The parameters are e


Peering Into Our Galaxy's Hidden Dark Heart

Every large galaxy in the visible Universe hides a mysterious dark heart. Even our vast, starlit spiral Milky Way Galaxy holds in its secretive center a gluttonous heart of darkness--a supermassive black hole that weighs millions of times more than our Sun. However, our Galaxy's dark-hearted resident is puny in comparison to some others of its bizarre kind. Indeed, some supermassive beasts that haunt the hidden hearts of their galactic hosts can weigh as much as billions of times solar-mass. Our Milky Way's supermassive black hole is named Sagittarius A* ou Sgr A*, for short (pronounced Saj-A-Star), and it is a peaceful old black hole now, sleeping quietly most of the time--except for when a tasty morsel of some spaghettified star or cloud of doomed gas travels too close to its waiting maw. At that point, Sgr A* awakens for one brief shining moment to dine greedily and sloppily on this infalling banquet.

In astrophysics, the term spaghettification refers to the vertical stretching and horizontal compression of objects into long thin shapes in an extremely powerful and homogeneous gravitational field--giving these unfortunate objects a spaghetti-type appearance.

In May 2018, a team of astronomers announced that they have used a global array of telescopes, including the Atacama Pathfinder Experiment (APEX), in order to peer at the beast that lurks darkly in the heart of our Milky Way. This new study reveals the finest details collected so far on event horizon scales in the center of our Galaxy. O event horizon of a black hole is that dreaded point of no return from which nothing, nothing, nada mesmo--not even light--can escape from the gravitational grip of the beast, and is doomed to be swallowed.

APEX is a radio telescope 5,100 meters above sea level at the Llano de Chajntor Observatory located in the Atacama desert in northern Chile. This 12 meter radio telescope has been outfitted with special equipment including broad bandwidth recorders and a stable hydrogen maser clock for the purpose of performing joint inteferometric observations with other telescopes at short wavelengths. The goal of these observations is to obtain the best-ever image of the shadow of the hidden black hole. The addition of APEX para o Event Horizon Telescope (EHT), which until recently was composed of antennas only in the northern hemisphere, was able to uncover in new and unprecedented detail the long-enshrouded structure of the secretive Sgr A*. The greatly improved angular resolution provided by the APEX telescope can now show long-hidden details of the asymmetric and não point-like source structure, as small as 36 million kilometers. This corresponds to dimensions that are three times larger than the still-hypothetical size of our Galaxy's resident dark-hearted supermassive beast.

The team of astronomers are seeking the holy grail that will ultimately prove Albert Einstein's Theory of General Relativity (1915)--which is to obtain a direct image of the shadow of a black hole. Their quest to find this elusive shadow is greatly aided by combining radio telescopes that are spread all over the Earth using a technique called Very Long Baseline Interferometry (VLBI). The telescopes participating in this search are located at high altitudes--in order to minimize the disturbance caused by our planet's atmosphere--and are also situated at remote locations with normally clear skies. This allows astronomers to observe the secretive compact radio source that reveals the mysterious presence of Sgr A* lurking in the dark heart of our Milky Way.

Supermassive Beasts

O supermassive black holes, that haunt the hearts of large galaxies, can weigh millions to billions of times more than our Sun. However, a black hole of any size can be described by only three properties: electric charge, spin (angular momentum), and mass. In addition to supermassive gravitational beasts, there are also black holes of "only" stellar mass, that are born when a particularly massive star has managed to burn all of its necessary nuclear-fusing fuel, and has reached the terrible end of that long stellar road when it contains a core of iron. At that point, the massive star collapses in the fiery fury of a supernova tantrum that results in the erstwhile star becoming a black hole of stellar mass. After a stellar mass black hole has formed from the wreckage of its massive progenitor star, it can continue to acquire more and mais mass by "eating" ill-fated celestial objects that have wandered too close to its gravitational pull.

Black holes can be large or small, and these bizarre entities can be defined as an area of Spacetime where the tug of gravity has become so extreme that not even light can escape to freedom. The pull of gravity has grown intensely powerful because matter has been squeezed mercilessly into a very small space. Crush enough matter into a sufficiently small space, and a black hole will be born every time.

A maioria supermassive black holes, Como Sgr A*, accrete matter somewhat lazily. This unfortunately makes it difficult for astronomers to distinguish them from the galactic dark hearts in which they lurk. For this reason, Sgr A* provides a valuable exception to this very frustrating rule. This is because astronomers are able to obtain a close view of its rather gentle X-ray emission.

Fortunately, astronomers have been able to learn quite a lot about Sgr A*. Our Galaxy's central supermassive beast weighs-in at about four million times that of our Sun--which, incredibly, makes it a relative runt, at least as far as supermassive black holes go. Sgr A* is encircled by a cluster of glittering baby stars, some of which have been unlucky enough to have wandered in to within only a few billion miles of where the gravitational beast lurks secretively in wait for its dinner. Sgr A* is quiet now, in its old age, but this was apparently not the case about a century ago when it messily feasted on an unfortunate blob of material that had traveled too close to where it lay hidden. This feast is responsible for creating a multicolored shimmering, glimmering explosive fireworks display that lit up our Galaxy's hungry dark heart.

Because Sgr A* is located relatively close to our own planet, it provides important information about the way that extreme gravity behaves, and thus helps shed new light on General Relativity.

The Strange Lair Of Sgr A*

In August 1931, the American physicist, Karl Jansky (1905-1950)--considered to be the father of radio astronomy--detected a mysterious radio signal coming from a location at the heart of our Milky Way. The strange signal originated in the direction of the constellation Sagitário. Sgr A* itself was discovered on February 13 and 15, 1974, by astronomers Dr. Bruce Balick of the University of Washington and the late Dr. Robert Brown (1943-2014), using the baseline interferometer of the National Radio Astronomy Observatory (NRAO) in Charlottesville, Virgina. O nome Sgr A* was first used by Brown in a 1982 research paper. This is because he believed that the mysterious radio source was "exciting"--and excited states of atoms are denoted with asterisks--hence, Sgr A*.

On October 16, 2002, an international team of astronomers, led by Dr. Reinhard Genzel of the Max Planck Institute for Extraterrestrial Physics in Germany, reported that, for more than a decade, they had been observing the movement of a star, dubbed S2, situated near Sgr A*. The team of astronomers proposed that the data they had obtained eliminated the possibility that Sgr A* harbors a cluster of dark stellar objects or a mass of degenerate fermions. Their proposal strengthened the evidence for the existence of a supermassive black hole lurking in the dark heart of our Milky Way.

Sgr A* itself is a very compact, bright radio source, located near the border of the constellations Sagitário e Scorpius. It is a region located within a larger astronomical feature dubbed Sagittarius A.

Unfortunately, astronomers have not been able to observe Sgr A* in optical wavelengths. This is because it is enshrouded in a thick blanket of dust and gas that is situated between the source and our own planet. Several teams of astronomers have made the effort to image Sgr A* in the radio spectrum using very-long-baseline-interferometry (VLBI). At a distance of 26,000 light-years, the VLBI observations found that the mysterious radio source has a diameter of 44 million kilometers. By comparison, Earth is 150 kilometers from our Sun, and the innermost major planet Mercury is 46 million kilometers from our Sun when it is closest to it (perihelion).

As of April 2017, there have been direct radio images obtained of Sgr A* by astronomers using the Event Horizon Telescope (EHT). However, as of May 2018, this data is still being processed, and images have yet to be released. O EHT succeeded in combining images taken from widely spaced observatories at different locations on our planet. This was done in order for astronomers to obtain a higher picture resolution. It is hoped that the measurements will test Einstein's Theory of General Relativity more rigorously than earlier studies. If discrepancies exist between Einstein's theory and actual observations are found, it will suggests that scientists may have identified physical conditions under which the theory breaks down.

Current observations indicate that Sgr A*'s radio emissions are not being sent out into space by the black hole itself. Instead, the emissions seem to be originating from a bright region surrounding the black hole. This region is near the event horizon, possibly in the accretion disk. Alternatively, it could be a relativistic jet of material being hurled out from the disk. If the position of Sgr A* were precisely centered on the supermassive gravitational beast, it would be possible to observe it magnified larger than its actual size.This is because of the phenomenon of gravitational lensing. Lente gravitacional is a prediction of Relatividade geral proposing that the gravity of a foreground object can warp, bend, or magnify the light being emitted from a background object that it is aligned with. Desse modo, gravitational lensing is a natural gift, of sorts, to astronomers trying to observe remote objects that otherwise could not be seen--the foreground lens magnifies, or otherwise warps, the light emanating from the background object that is being lensed--thus making it visible to the prying eyes of curious astronomers. By using gravitational lensing as an observational tool, astronomers were able to determine that our Galaxy's resident supermassive black hole sports a mass of approximately 4 million times that of our Sun.

The Many Mysteries Of Our Galaxy's Heart Of Darkness

The research team of astronomers began their observations of Sgr A* in 2013, using the Very-Long-Baseline Interferometry (VLBI) telescopes located at four different sites. The telescopes that the researchers used include the APEX telescope, the Combined Array for Research in Millimeter Wave Astronomy (CARMA) array in California, the James Clerk Maxwell Telescope (JCMT) in Hawaii, the phased Submillimeter Array (SMA) in Hawaii, and the Submillimeter Telescope (SMT ) in Arizona. Sgr A* was spotted by all stations and the longest baseline length extended up to almost 10,000 kilometers. This suggests an ultra-compact and asymmetric (not point-like) source structure.

"The participation of the APEX telescope almost doubles the length of the longest baselines in comparison to earlier observations and leads to a spectacular resolution of 3 Schwarzschild radii only," commented Dr. Ru-Sen Lu in a May 24, 2018 Max Planck Institute for Radio Astronomy (MPIfR) Press Release. Dr. Lu is of of the MPIfR in Bonn, Germany, and is lead author of the paper describing the new research.

"It reveals details in the central radio source which are smaller than the expected size of the accretion disk," added Dr. Thomas Krichbaum in the same MPIfR Press Release. Dr. Krichbaum is the initiator of the mm-VLBI observations with APEX.

APEX's location in the southern hemisphere considerably improved the quality of the images for a source as far south in the sky as Sgr A*. De fato, APEX has succeeded in "paving the way" for the inclusion of the large and very sensitive ALMA telescope into the EHT observations, which are currently being undertaken one time annually.

"We have worked hard at an altitude of more than 5000 meters to install the equipment to make the APEX telescope ready for VLBI observations at 1.3 mm wavelengths," explained Dr. Alan Roy in the MPIfR Press Release. Dr. Roy, who is also from the MPRfR, leads the VLBI team at APEX. "We are proud of the good performance of APEX in this experiment," he added.

The team of astronomers used a model-fitting procedure in order to study the event-horizon-scale-structure de Sgr A*. "We started to figure out what the horizon-scale-structure may look like, rather than just draw generic conclusions from the visibilities that we sampled. It is very encouraging to see that the fitting of a ring-like structure agrees very well with the data, though we cannot exclude other models, e.g., a composition of bright spots," Dr. R-Sen Lu explained in the same MPRfR Press Release. Observations in the future with still more telescopes added to the EHT will help sort out residual ambiguities in the imaging.

Our Galaxy's resident supermassive heart of darkness is embedded in a dense interstellar medium. This may affect the propagation of electromagnetic waves along the line of sight. "However, the interstellar scintillation, which in principle may lead to image distortions, is not a strongly dominating effect at 1.3 mm wavelength," noted Dr. Dimitrios Psaltis in the May 24, 2018 MPRfR Press Release. Dr. Psaltis is the EHT project scientist at the University of Arizona in Tucson.

Dr. Sheperd Doeleman, of the Harvard-Smithsonian Center for Astrophysics (CfA) in Cambridge, Massachusetts, and director of the EHT project, noted in the same MPRfR Press Release that "The results are an important step to ongoing development of the Event Horizon Telescope. The analysis of new observations, which since 2017 also include ALMA, will bring us another step closer to imaging the black hole in the center of our Galaxy."

These new findings are published in The Astrophysical Journal.

Judith E. Braffman-Miller is a writer and astronomer whose articles have been published since 1981 in various journals, newspapers, and magazines. Although she has written on a variety of topics, she particularly loves writing about astronomy because it gives her the opportunity to communicate to others some of the many wonders of her field. Her first book, "Wisps, Ashes, and Smoke," will be published soon.


Assista o vídeo: Patrz w gwiazdy pokaz online: Kosmiczna pogoda (Novembro 2022).