Fig.10.20 –Effets induits par la microlentille pour le mod`ele ATMO-13. L´egende identique `a la Fig. 10.8.
Fig.10.21 –Effets induits par la microlentille pour le mod`ele ATMO-14. L´egende identique `a la Fig. 10.8.
Fig.10.22 –Effets induits par la microlentille pour le mod`ele ATMO-15. L´egende identique `a la Fig. 10.8.
10.5.4 Discussion et interpr´ etations
Nous discutons et interpr´etons dans un premier temps les variations com- munes aux diff´erents mod`eles de vents. Nous d´etaillons ensuite l’effet de param`etres particuliers (i,Vrot), ainsi que de l’introduction d’un disque dans le plan ´equatorial dans les sections se rapportant `a chaque type de g´eom´etrie de vent.
Int´eressons nous premi`erement `a l’amplification µ de la source de conti- nuum. Cette derni`ere peut ˆetre relativement ´elev´ee dans le cas d’une source poss´edant des dimensions proches du rayon d’Einstein de la microlentille (`a savoir ici Rin = 0.5 rE). Dans la Fig. 10.23, nous explicitons ce point en repr´esentant la variation deµ, Weq etW1 pour quatre tailles de la source de continuum allant deRin= 0.1rE `aRin= 2.0rE, dans le cas d’un vent en ex- pansion sph´erique (mod`ele ATMO-1). Nous observons que lorsque la taille de la source de continuum augmente, le facteur d’amplification maximal affec- tant cette derni`ere diminue. Notons cependant que malgr´e cette diminution, les variations de la largeur ´equivalente de la raie restent ´elev´ees.
La partie en ´emission du profil de raie subit dans tous les cas (Fig. 10.8 `a 10.22) une amplification parfois substantielle, alors que la r´egion de laquelle cette derni`ere est issue est relativement ´etendue par rapport `a la section efficace rE de la microlentille. Cette amplification substatielle provient du fait que la loi d’opacit´e radiale consid´er´ee dans les mod`eles de vents ´etudi´es pr´esente un profil relativement piqu´e dans les r´egions centrales du vent. Ainsi la majeure partie de l’´emission est g´en´er´ee dans une r´egion dont les dimen- sions g´eom´etriques sont proches de la taille de la r´egion ´emettant le conti- nuum. Lors du transit de la caustique, cette r´egion pourra donc subir des amplifications proches de celles observ´ees pour le continuum.
Int´eressons-nous maintenant `a la variation de la largeur ´equivalente Weq du profil lors de l’effet de microlentille. Remarquons dans un premier temps que les courbes de variation de Weq produites `a l’aide de notre m´ethode num´erique ont une forme similaire `a celles publi´ees par Hutsem´ekers et al. [1994] sur base d’un calcul analytique. Nous observons un comportement pratiquement identique pour les variations de Weq quel que soit le mod`ele de vent concern´e. Ce comportement est d´etaill´e dans la Fig. 10.24. Lorsque la caustique se rapproche de la r´egion ´emettant le continuum (point a dans la Fig. 10.24), les r´egions `a l’origine de l’´emission sont dans un premier temps amplifi´ees, conduisant `a une augmentation de Weq. Une fois que la r´egion
´emettant le continuum entame son transit `a travers la caustique (point b dans la Fig. 10.24), la contribution du continuum absorb´e par le vent est augment´ee par rapport `a la composante en ´emission, expliquant la diminu- tion de Weq et le passage par un minimum. Lorsque la source de continuum
Fig. 10.23 – Dans cette figure, nous repr´esentons la variation de µ,Weq et W1 pour une microlentille de type Chang-Refsdal (κc = 0.0,γ = 0.5) transitant devant le mod`ele de vent ATMO-1. Quatre cas sont repr´esent´es : T1 :Rin= 0.1 rE, T2 : Rin = 0.5rE, T3 : Rin= 1.0 rE et T4 : Rin= 2.0 rE. La trajectoire de la lentille est repr´esent´ee par un trait continu sur chaque carte d’amplification, et le cercle repr´esente la taille de la source ´emettant le continuum.
Fig. 10.24 – Illustration de la variation de la largeur ´equivalente du profil de raie produit dans un vent en expansion sph´erique (Mod`ele ATMO-1) lors d’un
´ev`enement de microlentille. La figure de gauche repr´esente la carte d’amplification et la trajectoire suivie par la microlentille. Le cercle repr´esente l’extension de la r´egion ´emettant le continuum (Rin). Lors du transit, nous distinguons trois points particuliers (voir texte).
et le vent se situent `a l’int´erieur des caustiques (point cdans la Fig. 10.24), les amplifications de la composante en ´emission et du continuum absorb´e sont sensiblement identiques, Weq revenant `a une valeur plus proche de celle du cas non affect´e par la microlentille (voir cas T1 de la Fig. 10.23). Une variation sym´etrique est observ´ee lorsque la source de continuum termine son transit (partie de la trajectoire du transit `a droite du point c dans la Fig. 10.24).
Nous n’observons pas (ou rarement) de variations chromatiques dans la partie en absorption du profil de raie lors du transit de la microlentille. Par contre, des effets chromatiques peuvent ˆetre rencontr´es dans la partie en
´emission. On peut notamment observer des variations du redshift du pic d’´emission ou encore des amplifications diff´erentielles des parties “rouges” et
“bleues” de la raie. Nous discutons ces effets dans les sections suivantes.
Le cas du vent en expansion sph´erique
Les variations impliqu´ees par le transit de la microlentille devant les mod`eles se rapportant au cas de vents en expansion sph´erique sont repr´esen- t´ees dans les Figs. 10.8, 10.10 et 10.11. Remarquons dans un premier temps que, comme on s’y attend, les variations observ´ees le long des trajectoires T1 et T2 sont identiques dans le cas des mod`eles pr´esentant une sym´etrie sph´erique (ATMO-1, ATMO-3 et ATMO-4).
En comparant les Figs. 10.8, 10.10 et 10.11, nous constatons une variation accrue de W1 lorsque le gradient de vitesse au sein du vent augmente (i.e.
β diminue). Ce comportement refl`ete l’asym´etrie de la raie lors de l’effet microlentille mais ´egalement une influence accrue des fr´equencesX ´eloign´ees
du centre du profil de raie lorsque les profils de raies sont plus ´etendus (cf.
le facteur X dans le calcul de W1, Sect. 10.4.4). Etant donn´e la sym´etrie sph´erique du vent, la variation est identique lors du premier contact avec la caustique et lors du dernier contact, ainsi que pour les trajectoires de transit T1 et T2.
Notons d’abord le fait que si le vent ´etait de sym´etrie sph´erique parfaite et que si l’on n´eglige l’occultation par la source de continuum et la turbulence, le momentW1 resterait constant lors du transit. La variation deW1 observ´ee ici peut s’expliquer comme suit. Lorsqu’il n’y a pas d’effet de microlentille, W1 <0 ´etant donn´e la pr´esence de la turbulence (d´ecalant l’´emission du cˆot´e
“rouge”) et l’occultation. Lorsque la lentille commence `a amplifier l’´emission proche du continuum (cf. point a de la Fig. 10.24), nous observons une di- minution de W1. Cette variation n’est pas due `a une variation du profil en absorption, celui-ci restant inchang´e apr`es la normalisation au continuum.
Par contre le profil en ´emission lui est affect´e par la microlentille. Lorsque la lentille entame son transit en amplifiant la r´egion proche de la source de continuum (ici le vent consid´er´e est tel qu’il n’y a pas d’effet chromatique, la partie rouge du profil est amplifi´ee de fa¸con identique `a la partie bleue), on observe une diminution de W1 une fois l’´emission renormalis´ee au conti- nuum. La lentille continuant son transit, elle va amplifier la r´egion `a l’origine du continuum et dans une moindre mesure la r´egion en ´emission, conduisant
`
a une augmentation deW1. Les variations observ´ees sont d’autant plus fortes que l’´emission est produite dans des zones proches de la r´egion o`u est ´emis le continuum, ce qui correspond bien aux cas o`u le gradient de vitesse est grand (i.e. β faible).
Le cas du vent ´equatorial
Les variations introduites dans les profils de raies par le transit d’une microlentille dans le cas d’un vent purement ´equatorial sont pr´esent´ees dans les Figs. 10.12 `a 10.19. Notons toutefois que, hormis dans le cas des vents ATMO-11 (Fig. 10.18) et ATMO-12 (Fig. 10.19), nous consid´erons la pr´esence d’une ´emission intrins`eque de g´eom´etrie polaire, repr´esent´ee par un double cˆone d’ouvertureπ/2−∆θ.
Consid´erons dans un premier temps les effets induits par le transit de la microlentille en fonction de l’angle d’observationipour un vent ne pr´esentant pas de rotation. Les Figs. 10.13, 10.15 et 10.17 repr´esentent ces variations pour trois angles d’observation diff´erents :i= 0◦ (disque vu de face),i= 45◦ (vue interm´ediaire) et i = 90◦ (disque vu par la tranche), respectivement.
Dans chaque cas, nous observons une amplification significative de la com- posante en ´emission. Lorsque l’angle de vue augmente, nous observons une
augmentation des variations de W1 : alors qu’elles sont pratiquement nulles lorsque le disque est vu de face et `a un angle interm´ediaire, ces derni`eres deviennent relativement intenses lorsque le vent est vu par la tranche. Dans ce dernier cas, les variations observ´ees sont alors proches de celles du cas du vent en expansion sph´erique d´ecrites ci-dessus et ont la mˆeme origine. No- tons la sym´etrie des courbes deW1 pour chaque transit de lentille consid´er´e, except´e selon la trajectoire 2 dans le cas du disque vu sous un angle in- term´ediaire (panel T2 de la Fig. 10.15). La faible asym´etrie pr´esente dans ce cas s’explique par le fait que les surfaces d’´egales fr´equences correspondant aux r´egions ´emettant le cˆot´e bleu et le cˆot´e rouge de la raie ne sont plus sym´etriques par rapport `a la trajectoire consid´er´ee et la ligne de vis´ee.
Lorsque l’on ajoute la rotation, les effets observ´es sont plus vari´es et consistent notamment en des amplifications s´electives de r´egions en ´emission et des d´ecalages de la position du maximum de l’´emission. Discutons dans un premier temps ces effets dans le cas d’un vent en expansion sph´erique auquel on a int´egr´e une composante en rotation. La Fig. 10.9 se rapporte `a ce cas dans lequel l’axe de rotation est perpendiculaire au plan ´equatorial d´efini par le disque. Aussi le transit de la microlentille selon la trajectoire 1 est-il perpendiculaire `a l’axe de rotation, alors qu’il est paral`elle `a ce dernier selon la trajectoire 2. Nous constatons, dans le cas d’un transit selon la trajectoire 1, de fortes variations du profil de raie et plus particuli`erement, en plus des variations d’intensit´e de la raie en ´emission, un net d´ecalage de la position de son maximum. En effet, ´etant donn´e le sens de rotation choisi pour le vent, la lentille va tout d’abord amplifier la r´egion ´emettant la partie bleue du profil de raie, conduisant de ce fait `a une variation caract´eristique deW1 ainsi qu’`a un d´ecalage du pic d’´emission vers les courtes longueurs d’ondes (i.e. X <0, voir Fig. 10.9). Dans un second temps (dernier contact lors du transit), c’est la partie rouge de la composante en ´emission qui subit une amplification significative, expliquant le d´ecalage du maximum d’´emission vers les grandes longueurs d’ondes (X >0). Lorsque le transit s’effectue selon une trajectoire parall`ele `a l’axe de rotation (trajectoire 2) les effets chromatiques observ´es sont moindres, mais cependant toujours pr´esents.
Lorsque l’on consid`ere une composante ´equatoriale dans le vent, les effets induits par la rotation lors du transit de la microlentille ont une origine identique `a celle d´ecrite ci-dessus. A cela s’ajoute le fait que la g´eom´etrie axiale implique, en fonction de l’angle d’observation, une perte de sym´etrie suppl´ementaire par rapport aux trajectoires consid´er´ees. Ainsi, dans le cas du vent ATMO-5 (disque vu de face, Fig. 10.12), aucune variation de W1 n’est caus´ee par le transit de la microlentille alors que pour les vents ATMO- 7 et ATMO-9 (Figs. 10.14 et 10.16 respectivement) ces variations peuvent s’av´erer importantes et r´ev`eler un caract`ere asym´etrique marqu´e.
Le cas du vent `a deux composantes
Les variations de profils se rapportant au cas de mod`eles de vent `a deux composantes (ATMO-13, ATMO-14 et ATMO-15) sont pr´esent´ees dans les Figs. 10.20, 10.21 et 10.22.
En comparant le vent en expansion sph´erique seul (Figs. 10.8) au mod`ele de vent ATMO-13 (Fig. 10.20), nous constatons que l’introduction d’un disque dans le plan ´equatorial ne modifie pas significativement les courbes de Weq. Par contre, les variations du momentW1 deviennent plus intenses, mais restent sym´etriques. En fait, l’introduction du disque renforce les variations de W1 discut´ees dans la Sect. 10.5.4. Cette augmentation des variations de W1 est similaire `a celle observ´ee lorsque β est modifi´e. En effet nous avions vu que lorsque le gradient de vitesse augmentait (i.e.β diminuait), les dimen- sions de la r´egion dans laquelle la raie en ´emission ´etait produite diminuent, augmentant les variations de W1. Ici, ce sont les dimensions du disque qui provoquent ces variations. Etant donn´e les lois d’opacit´e utilis´ees, l’´emission du disque est encore plus concentr´ee dans les r´egions centrales du mod`ele que l’´emission issue du vent polaire de sorte que cette r´egion subit un effet microlentille plus intense.
Lorsque l’on consid`ere des mod`eles avec rotation (Fig. 10.21), on ob- serve des caract´eristiques typiques induites par le transit de la microlen- tille telles que le d´ecalage du pic en ´emission et l’asym´etrie de la variation de W1. Par contre lorsque le transit de la microlentille est perpendiculaire au plan ´equatorial, les asym´etries disparaissent quelque peu, ´etant donn´e la plus grande sym´etrie du vent. Lorsque le vent est observ´e `a i = 0◦ (disque
´equatorial vu de face), les variations sont identiques `a celles observ´ees pour le vent polaire en expansion seul (Fig. 10.8) la sym´etrie du vent ´etant semblable.
10.5.5 Conclusions
Nous avons ´etudi´e les variations spectrales induites pour le transit d’une microlentille en consid´erant une s´erie de mod`eles de vent pouvant repr´esenter les r´egions internes des quasars poss´edant des raies en absorption larges ou non. Les cas pr´esent´es dans cet atlas th´eorique sont ´evidemment id´ealis´es (transit de caustique perpendiculaire ou parall`ele au plan du disque ´equato- rial, angle de vue choisi), mais permettent de rendre compte de la variation de param`etres mesurables (profil de raie, Weq, W1) lors d’un ´ev`enement mi- crolentille.
Alors que la largeur ´equivalente des raies simul´ees varie de fa¸con intense mais quasiment similaire lors des diff´erents transits de microlentilles, nous remarquons l’apparition d’asym´etries dans la variation du moment W1 en
fonction du mod`ele de vent choisi. Ces variations sont d’autant plus fortes que les r´egions `a l’origine de la composante en ´emission ont des dimensions faibles (i.e. inf´erieure ou de l’ordre de rE). Nous constatons notamment une amplification diff´erentielle des r´egions participant au profil en ´emission et se traduisant par un d´ecalage en longueur d’onde du pic d’´emission en accord avec les ´etudes traitant de l’effet des microlentilles sur la BLR uniquement (e.a. Lewis & Ibata [2004], Abajas et al. [2002]). Le profil en absorption ne subit en g´en´eral pas de (ou de tr`es faibles) d´eformations de profil.
En g´en´eral l’introduction d’une composante en rotation dans le vent in- duit des asym´etries caract´eristiques dans les courbes du moment W1. Ces asym´etries peuvent ´egalement ˆetre induites par un angle de vue interm´ediaire par rapport au disque ´equatorial. Dans les vents `a deux composantes, ´etant donn´e le couplage radiatif entre les diff´erentes composantes du vent, les varia- tions observ´ees sont plus difficiles `a interpr´eter. Elles peuvent cependant tou- jours nous fournir d’importantes indications quant aux propri´et´es du mod`ele sous-jacent.
A ce titre le suivi spectrophotom´etrique d’´ev`enements de microlentilles dans les quasars BAL devrait nous permettre de placer des contraintes sur la g´eom´etrie et la cin´ematique des r´egions `a l’origine de ces raies notamment en surveillant les variations du moment W1. Un tel suivi devrait permettre,
´etant donn´e sa signature caract´eristique, de renforcer l’id´ee selon laquelle les vents dans la r´egion BAL pourraient ˆetre soumis `a une rotation significative, comme indiqu´e par de r´ecentes observations spectropolarim´etriques (Young et al. [2007], Wang et al. [2007]) et par nos ajustements de profils (Borguet
& Hutsem´ekers [2009]).
Finalement, nous r´esentons dans la Fig. 10.25 les variations de profils induites par le transit d’une microlentille se d´epla¸cant selon la trajectoire 1 (cf. Fig. 10.7) dans le cas des deux mod`eles permettant de reproduire la raie de r´esonance du CIV dans le quasar BAL Q0041-4023 (mod`eles M1 et M22de Borguet & Hutsem´ekers [2009], Fig. 5). Nous remarquons un comportement diff´erent de W1 dans le cas du mod`ele de vent vu par la tranche (M1) par rapport au cas du mod`ele dans lequel le disque est vu de face (M2). Le suivi r´egulier d’effets microlentille pourrait ainsi nous permettre de lever la d´eg´en´erescence existant entre les mod`eles permettant d’ajuster les profils de raies BAL.
2Afin de r´eduire le temps de calcul des mod`eles de vents pr´esent´es ici, nous avons, lors de la production des images I(ν, x, y), utilis´e Rout = 25 Rin comme dans tous les mod`eles de vents de l’atlas (cf. Sect. 10.4.3), tout en utilisant les param`etres pr´esent´es dans Borguet & Hutsem´ekers [2009]. Ceci explique la l´eg`ere diff´erence de profil au centre de la raie (l’opacit´e ´etant un peu plus ´elev´ee dans ce cas ci), par rapport `a la Fig. 5 de Borguet & Hutsem´ekers [2009].
Fig.10.25 –Un suivi spectrophotom´etrique d’un transit microlentille devrait per- mettre de distinguer entre les mod`eles possibles repr´esentant les r´egions internes des quasars BAL. Ici nous montrons comment la variation de signature spectrale permet de lever la d´eg´en´erescence existant entre deux mod`eles de vents reprodui- sant raisonnablement bien le profil de raie observ´e pour la raie CIV dans le quasar Q0041-4023 (Fig. 5 de Borguet & Hutsem´ekers [2009]).
