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ASTRONOMIE | ASTROPHYSIQUE | RELATIVITÉ RESTREINTE
RELATIVITÉ GÉNÉRALE | COSMOLOGIE | THÉORIE DES CORDES

Dernière mise à jour de ce chapitre: 2017-12-31 17:56:19 | {oUUID 1.728}
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LISTE DES SUJETS TRAITÉS SUR CETTE PAGE

Comme nous l'avons vu dans le chapitre précédent, la relativité restreinte est une réussite remarquable d'un point de vue théorique aussi bien que d'un point de vue pratique en formant un continuum d'espace-temps où les grandeurs d'espace et de temps se voient donner la même dimension physique (celle d'une distance métrique pour rappel!). Cependant, celle-ci s'applique aux repères euclidiens seulement et aux référentiels inertiels/Galiléens (à vitesse constante pour rappel... ). Il convient donc de généraliser l'ensemble de la mécanique d'abord en exprimant ses principes et ses résultats fondamentaux sous une forme généralisée indépendante du type de systèmes de coordonnées choisi (in extenso: du type d'espace) en faisant usage du calcul tensoriel et ensuite de prendre en compte les systèmes non inertiels. L'équivalence des systèmes inertiels par le relativité restreinte et la non-équivalence des systèmes non inertiels peut être donc résumé (un peu sommairement...) en disant que la vitesse est relative mais l'accélération est absolue. Ainsi, nous ne pouvons jamais distinguer le repos d'un mouvement uniforme, mais nous pouvons distinguer ceux-ci d'un mouvement accéléré.

Il convient aussi de prendre en compte que le fait que la relativité restreinte ne s'applique qu'aux référentiels Galiléens est restrictif car toute masse crée un champ gravitationnel dont la portée est infinie. Pour pouvoir trouver un vrai référentiel galiléen, il est donc nécessaire de se situer infiniment loin de toute masse. La mécanique relativiste bâtie à partir de la relativité restreinte ne constitue donc qu'une approximation des lois de la nature, dans le cas où les champs gravitationnels ou les accélérations sont suffisamment faibles. Cette limitation d'application n'est plus adaptée à l'astrophysique relativiste dont l'activité s'est intensifiée à la fin du 20ème siècle.

C'est ici qu'encore une fois intervient Albert Einstein et nombre de ses confrères à travers le temps!

POSTULATS ET PRINCIPES

Einstein croyait en une physique ne devant privilégier aucun référentiel puisque telle était à ses yeux la réalité de l'Univers (nous en avons déjà fait mention). Mais comment se soustraire alors au phénomène d'accélération? L'idée géniale fut d'énoncer le "postulat d'équivalence" ci-dessous (qui encore aujourd'hui en ce début du 21ème siècle n'est toujours pas pris en défaut par les expériences récentes) en plus du postulat d'invariance et du principe cosmologique que nous avons énoncés dans le chapitre de Relativité Restreinte et de l'hypothèse selon laquelle le mouvement d'une particule qui ne subit aucune autre interaction que la gravitation est une ligne géodésique (voir plus loin la démonstration).

POSTULAT D'ÉQUIVALENCE

Dans un premier temps, Albert Einstein va améliorer le postulat d'équivalence dont les versions les plus anciennes sont dues à Galilée et à Newton:

Postulat: L'accélération (uniforme!) d'une masse (hors champ gravitationnel) due à l'application d'une force mécanique et l'accélération de cette même masse soumise à un champ gravitationnel (uniforme!) sont supposées parfaitement équivalentes. Ainsi, les résultats des analyses mathématiques dans un cas, peuvent s'appliquer dans l'autre (déjà là c'est fort mais cohérent... l'idée est très très bonne encore fallait-il l'avoir...!)

Autrement dit, le champ de gravité possède une propriété fondamentale qui le distingue de tous les autres champs connus dans la nature: le mouvement de chute libre des corps est universel, indépendant de la masse et de la composition des corps.

Corollaire: La masse au repos d'un corps doit alors être la même qu'elle soit mesurée dans un référentiel dans un champ gravitationnel ou hors champ gravitationnel (nous parlons alors de masse inertielle et de masse pesante comme nous l'avons vu au tout début de notre étude de la mécanique classique).

Donc tout champ de gravitation statique et uniforme est équivalant à un référentiel accéléré dans le vide. Nous pouvons physiquement considérer tout champ de gravitation comme statique et uniforme dans une région assez petite de l'espace et pendant un laps de temps assez court pour éviter les effets de marées. Nous sommes donc amenés à poser le "principe d'équivalence faible" (PEF): Pour tout événement de l'espace-temps dans un champ de gravitation arbitraire, nous pouvons choisir un référentiel dit "référentiel localement inertiel" tel que dans un voisinage de l'événement en question le mouvement libre de tous les corps (qui sont donc aussi dans le champ de gravité) soit rectiligne et uniforme tel qu'on puisse y appliquer les transformations de Lorentz (cf. chapitre de Relativité Restreinte).

Si nous mettons expérimentalement PEF en défaut, alors nous mettons en défaut le principe d'équivalence lui-même... ce qui n'a jamais pu être réalisé en laboratoire à ce jour!

Donc le principe d'équivalence (qui inclut le principe d'équivalence faible) affirme finalement que la force de Newton:

  (50.1)

et celle de la gravitation selon la forme de la loi de Newton-Poisson (cf. chapitre d'Astronomie):

  (50.2)

sont équivalentes telles que la masse inerte égale la masse pesante et l'accélération égale la pesanteur et qu'il n'est pas possible de distinguer les deux:

  (50.3)

  (50.4)

En quoi ce postulat permet-il de résoudre toutes les difficultés alors ? C'est simple ! L'idée est la suivante:

Lorsque nous allons considérer un corps en accélération, nous allons d'abord toujours assimiler celle-ci à l'accélération due à la chute dans un champ gravitationnel (de par l'application du principe d'équivalence). Ensuite, nous allons supposer, et devrons le vérifier (démonstration plus bas) en retrouvant la loi de Newton, que l'accélération due à ce champ gravitationnel n'est pas due au champ lui-même mais à la géométrie de l'espace déformé par la présence de la masse (in extenso l'énergie) qui crée le champ gravitationnel. Ainsi, l'objet n'est plus en "chute libre" mais sera vu comme glissant sur la trame spatiale déformée pour acquérir ainsi son accélération.

Au fait, l'enjeu est double:

1. Si le calcul tensoriel permet d'exprimer les lois de la mécanique classique et relativiste restreinte dans n'importe quel système de coordonnées, il est alors possible de voir comment le système de coordonnées (la métrique) agit sur l'expression des lois de l'Univers (Albert Einstein ne le savait pas tant qu'il n'avait pas terminé ses calculs mais le pressentait)!

2. Si l'expression tensorielle naturelle des lois de la mécanique fait apparaître le glissement (in extenso l'accélération) sur la trame spatiale suivant la métrique (locale) considérée, alors le pari est gagné et alors l'accélération peut être vue comme un effet dont la cause est purement géométrique.

Ainsi, l'extension de la relativité restreinte ne se fait plus en prenant en compte seulement les systèmes non inertiels mais la géométrie du système!! Nous pouvons (et arrivons!) ainsi (à) contourner le problème initial et le pire... c'est que cela marche!!!!

Exemple:

Supposons que deux fusées, que nous nommerons A et B, se trouvent dans une région de l'espace éloignée de toute masse. Leurs moteurs sont arrêtés ce qui se traduit physiquement par un mouvement rectiligne uniforme. Dans chaque fusée, des physiciens réalisent des expériences de mécanique avec des objets dont ils connaissent la masse inerte. Soudain, le moteur de la fusée A démarre et lui communique une accélération dont l'effet ressenti à l'intérieur du vaisseau spatial est une force d'inertie qui plaque les objets vers le plancher. Pour les physiciens de la fusée A les lois de la mécanique sont alors les mêmes que celles que l'on observe dans un champ gravitationnel. Ils sont donc logiquement amenés à interpréter la force d'inertie comme la manifestation d'un champ gravitationnel. À l'aide d'une balance, ils peuvent alors peser leurs objets et leur attribuer une masse gravitationnelle.

Supposons que les physiciens de la fusée B puissent observer ce qui se passe dans la fusée A. Ils savent que ce que leurs collègues interprètent comme le poids des objets n'est en fait qu'une force d'inertie. La force d'inertie étant proportionnelle à l'accélération et à la masse inerte. Si la masse gravitationnelle était différente de la masse inerte les physiciens de la fusée A pourraient distinguer les effets des forces d'inertie de ceux d'un champ de gravitation car les masses mesurées seraient distinctes. Or, nous savons que la masse inerte et la masse gravitationnelle sont équivalentes (principe d'équivalence Galiléen). Il s'ensuit que les physiciens de la fusée A n'ont aucun moyen de faire la différence entre des forces d'inertie résultant d'un mouvement accéléré de leur vaisseau spatial et les forces d'attraction gravitationnelles.

Il faut toutefois tempérer les conclusions de cette expérience: les vrais champs de gravitation se distinguent d'un référentiel accéléré dans la mesure où l'accélération gravitationnelle varie avec la distance qui sépare les corps alors que dans un référentiel accéléré, l'accélération est identique en tout point de l'espace. Cependant, localement, un champ gravitationnel et un référentiel accéléré ne peuvent être différenciés.

Nous sommes amenés maintenant à énoncer le "principe d'équivalence d'Einstein" (PEE) tel que l'a fait Einstein: localement, toutes les lois de la physique sont les mêmes dans un champ gravitationnel et dans un référentiel uniformément accéléré.

Ceci a une conséquence: Si la masse (qui est équivalente à de l'énergie comme nous l'avons vu en relativité restreinte) d'un objet n'est pas différenciable que nous soyons dans un champ gravitationnel ou dans un référentiel uniformément accéléré c'est que tous les types d'énergie (énergie de cohésion nucléaire, énergie électrostatique, énergie gravifique propre de l'objet, etc.) de cet objet ne sont pas différenciables. Donc les lois de la relativité restreinte sont elles aussi valables quel que soit le référentiel considéré!

Si les lois ne sont pas les mêmes, alors PEE est mis en défaut, donc in extenso PEF aussi et plus généralement le principe d'équivalence dans sa généralité mais ceci n'est encore jamais arrivé expérimentalement.

Étant donné qu'en relativité générale, le champ gravitationnel est censé être décrit par la métrique (dont est munie la variété différentiable à 4 dimensions que constitue l'espace-temps), nous pouvons voir un référentiel localement inertiel comme un système de coordonnées de l'espace-temps dans lequel la métrique devient plate (pseudo-Riemannienne):

  (50.5)

Un tel système de coordonnées existe toujours, ce qui traduit l'existence, pour tout champ gravitationnel, de référentiels localement inertiels!

Lorsque la métrique n'est cependant pas plate, les coordonnées sont appelées "coordonnées normales de Riemann" et la métrique décrit alors un espace Riemannien (espace courbe) et dépend elle-même de manière non triviale des coordonnées du système.

PRINCIPE DE MACH

Si le principe d'équivalence met en évidence l'égalité des masses inerte et gravitationnelle, il ne nous éclaire pas sur la nature de ces deux masses. Finalement, que sont les masses inerte et gravitationnelle?

La nature profonde de la masse inerte devrait nous renseigner sur celle de l'inertie elle-même. L'inertie se manifeste sous une forme passive - le principe d'inertie - et une forme active - la seconde loi de Newton. D'une manière générale, elle exprime un comportement universel des corps à résister au changement du mouvement. Or nous savons que le mouvement inertiel est relatif, c'est-à-dire qu'il n'existe aucun référentiel absolu. En est-il de même du mouvement accéléré? Considérons, pour illustrer cette interrogation, une fusée dans laquelle se trouve un physicien et réalisons deux expériences:

- Première expérience. La fusée accélère: le physicien est soumis à une force d'inertie orientée dans la direction opposée à celle de l'accélération.

- Deuxième expérience. Maintenant supposons que l'on imprime à l'ensemble de l'Univers - à l'exception de la fusée qui se déplace selon un mouvement inertiel - une accélération exactement opposée à celle de la fusée lors de l'expérience précédente.

Si le mouvement accéléré est relatif alors, pour un observateur, il n'est pas possible de distinguer les deux expériences. Notamment, le physicien situé à l'intérieur de la fusée doit observer l'apparition d'une force d'inertie absolument identique à celle qu'il a notée lors de la première expérience. La masse inerte trouverait alors son origine dans les interactions de la masse gravitationnelle des corps avec l'ensemble des masses gravitationnelles de l'Univers! Tout se passe comme si en déplaçant toutes les masses de l'Univers, celles-ci entraînaient avec elles les objets se trouvant dans la fusée, donc le physicien ressent alors une force qui le tire dans le même sens que l'accélération appliquée aux étoiles.

Selon Ernst Mach, un physicien et philosophe du 19ème siècle, le mouvement quel qu'il soit, inertiel ou accéléré, serait relatif.

Cette théorie fut baptisée par Einstein "principe de Mach". Jusqu'à ce jour, le principe de Mach n'a pas été confirmé, mais pas davantage infirmé. Il est vrai que sa vérification expérimentale dépasse de beaucoup les capacités humaines!

MÉTRIQUES

Einstein supposa donc que la gravitation n'était que la manifestation de déformations de l'espace-temps. Pour tenter d'illustrer de façon simpliste mais très imagée l'idée d'Einstein, considérons une roue dentée roulant à vitesse constante (disons une dent à la seconde) sur une crémaillère. Imaginons que nous ayons le pouvoir de modifier simultanément le pas de la crémaillère et celui de la roue quand et où nous le désirons. Faisons alors en sorte que le pas de la crémaillère augmente légèrement d'une dent à l'autre. Pour des observateurs fixes la roue est alors animée d'un mouvement uniformément accéléré car, en effet, à chaque tour celle-ci parcourt une distance toujours plus grande. En revanche, si l'on choisit la crémaillère comme référentiel et le pas de celle-ci comme étalon de mesure, le mouvement de la roue est alors uniforme (une dent par seconde). L'accélération de la roue est la conséquence de l'augmentation du pas de la crémaillère.

Poursuivons l'analogie: le pas de la crémaillère joue le rôle d'étalon de mesure local dans notre espace à une dimension que constitue la crémaillère. En géométrie, il porte le nom de "métrique". La métrique est ce qui permet de déterminer la distance entre deux points, elle représente en quelque sorte l'étalon infinitésimal d'un espace. En géométrie euclidienne la métrique est une constante, ce qui nous permet de créer des étalons de mesure universels. Bernhard Riemann, inventa une géométrie où la métrique peut varier d'un point à un autre de l'espace, ce qui lui permit de décrire des espaces courbes comme la surface d'une sphère par exemple (cf. chapitre de Géométries Non-Euclidiennes).

Lors de notre étude du calcul tensoriel, des géométries non-euclidiennes et de la géométrie différentielle (chapitres dont la lecture est plus que recommandée!!!), nous avons vu que la mesure de la distance ds entre deux points positionnés dans un espace à deux ou trois dimensions peut s'effectuer au moyen d'un grand nombre de système de coordonnées par "l'équation métrique" (cf. chapitre de Calcul Tensoriel):

  (50.6)

En relativité générale, l'idée est de rendre le modèle théorique indépendant du fond et donc le construire sous une forme covariante (ce que certains assimilent à un postulat sous le nom de "principe de covariance"). Un excellent candidat pour ce type de démarche est donc d'utiliser le formalisme tensoriel. Raison pour laquelle l'équation de métrique en constitue aussi un des piliers.

Exemples:

E1. Les coordonnées rectangulaires (dans ):

  (50.7)

Si la distance au carré satisfait à cette relation alors nous sommes dans un espace plat (cf. chapitre de Géométries Non-Euclidiennes).

E2. Les coordonnées polaires (dans ):

  (50.8)

d'où:

  (50.9)

d'où:

  (50.10)

Si la distance au carré satisfait à cette relation alors nous sommes dans un espace plat (cf. chapitre de Géométries Non-Euclidiennes).

E3. Les coordonnées cylindriques (dans ) pour lesquelles nous avons:

  (50.11)

à remplacer dans  nous obtenons de façon quasiment identique à précédemment:

  (50.12)

Si la distance au carré satisfait à cette relation alors nous sommes dans un espace courbe (de type cylindrique) mais qui localement peut être plat (cf. chapitre de Géométries Non-Euclidiennes). En réalité, pour avoir la métrique de la surface du cylindre et non pas simplement du plan exprimé en coordonnées cylindriques, il faudra prendre la métrique suivante:

  (50.13)

dont l'origine a été démontrée dans le chapitre de Géométrie Différentielle.

E4. Les coordonnées sphériques (dans ) pour lesquelles nous avons:

  (50.14)

à remplacer dans  nous obtenons:

  (50.15)

Petit rappel préalable:

  (50.16)

Donc:

  (50.17)

Après une première série de mise en commun et de simplifications élémentaires des termes identiques, nous obtenons:

  (50.18)

Si la distance au carré satisfait à cette relation alors nous sommes dans un espace courbe (de type sphérique) mais qui localement peut être plat (cf. chapitre de Géométries Non-Euclidiennes). En réalité, pour avoir la métrique de la surface de la sphère et non pas simplement du plan exprimé en coordonnées sphériques, il faudra prendre la métrique suivante:

  (50.19)

dont l'origine a été démontrée dans le chapitre de Géométrie Différentielle. Nous avions par ailleurs vérifié dans le chapitre de Calcul Tensoriel, que la courbure de Ricci de la métrique sphérique antéprécédente était nulle. Par contre, nous avions tout de suite après vérifié que si nous prenions la métrique précédente de la surface de la sphère, la courbure de Ricci était non nulle (et c'est encore heureux!).

Jusque-là, vous vous demandez peut-être où nous voulons en venir. Au fait, nous cherchons à définir à partir de ces relations, un être mathématique qui en concordance avec l'hypothèse d'Einstein, exprime les propriétés géométriques d'espaces donnés.

Comment allons-nous faire?: Nous allons d'abord changer d'écriture tout simplement. Au lieu d'utiliser les symboles  nous allons écrire . Attention! Les chiffres en suffixes ne sont pas des puissances. Ce sont des valeurs muettes qui sont là uniquement pour symboliser la x-ème coordonnée d'un repère donné.

Écrivons maintenant à nouveau nos équations métriques avec cette nouvelle notation en considérant qu'il ne s'agit que d'exemples particuliers qui n'ont pas nécessairement un sens physique pertinent (nous l'avons par ailleurs mentionné précédemment!):

- Coordonnées rectangulaires: 

  (50.20)

- Coordonnées polaires: 

  (50.21)

- Coordonnées cylindriques: 

  (50.22)

- Coordonnées sphériques: 

  (50.23)

Maintenant rappelons encore une fois que le "tenseur métrique" (nommé ainsi car il étalonne l'espace-temps) noté:

  (50.24)

intervient dans l'équation métrique de la manière suivante:

  (50.25)

et remarquez que les composantes de la matrice sont sans dimensions aussi.

Cet être mathématique qui est un tenseur contient donc les paramètres de la courbure (nous disons parfois aussi de la "contrainte" ou de la "tension") dans lequel un espace se trouve. Mais alors que contient le tenseur métrique d'espace-temps pour un espace euclidien plat?

Selon la convention d'écriture de sommation d'Einstein (cf. chapitre de Calcul Tensoriel) par exemple, pour  nous avons:

  (50.26)

Donc si nous revenons à notre tenseur pour l'espace euclidien plat, nous savons déjà (cf. chapitre de Calcul Tensoriel) que m et n vont de 1 à 3 et que nous avons dans notre tenseur  pour  et  pour (tenseur symétrique). Donc:

    (50.27)

Ainsi:

  (50.28)

où comme d'habitude sur ce site nous faisons l'abus de notation (déjà mentioné dans le chapitre de Calcul Tensoriel) de ne pas mettre entre crochets (puisqu'un tenseur et sa forme matricielle sont normalement deux choses distinctes en toute rigueur).

Ce résultat est remarquable, car le tenseur métrique va donc nous permettre de définir les propriétés d'un espace à partir d'un simple être mathématique facilement manipulable formellement.

En coordonnées polaires le tenseur  s'écrit:

  (50.29)

Vérification:

  (50.30)

 En coordonnées cylindriques le tenseur  s'écrit:

  (50.31)

La vérification ne se fait même plus tellement le résultat est évident.

En coordonnées sphériques le tenseur  est un peu plus complexe et s'écrit:

  (50.32)

La vérification ne se fait même plus tellement le résultat est évident.

En relativité restreinte, nous avons vu que les notions d'espace et de temps étaient implicitement liées. Ainsi, pour étudier la physique (cela intéresse peu le mathématicien), nous avons besoin d'ajouter à notre tenseur métrique la composante du temps pour obtenir ce que nous appelons le "tenseur métrique d'espace-temps".

Pour déterminer l'écriture de ce tenseur, nous allons nous placer dans un premier temps dans un espace de Minkowski où nous avions rappelons-le (cf. chapitre de Relativité Restreinte):

  (50.33)

qui est donc l'intervalle infinitésimal d'espace-temps entre deux événements infiniment voisins (ou considérés comme tels à une certaine échelle...).

Ainsi, en posant:

  (50.34)

Nous avons:

  (50.35)

avec la "signature":

  (50.36)

Nous verrons par la suite d'autres métriques beaucoup moins intuitives une fois que nous aurons démontré bien plus loin l'équation d'Einstein des champs.

CRITÈRE DE SCHILD

Nous allons maintenant voir que pour étudier la gravitation, la géométrie courbe est nécessaire après quoi (il nous faudra démontrer l'équation des géodésiques avant!) nous montrerons qu'elle est également suffisante. Nous verrons que la gravitation telle qu'elle est formulée en mécanique newtonienne est entièrement descriptible à partir d'une formulation de courbure de l'espace-temps.

Imaginons d'abord une tour d'une très grande hauteur h construite à la surface de la Terre. Un homme A se trouve au pied de la tour, et envoie un signal de pulsation à son collègue B situé en haut de la tour. Il se trouve, et nous allons de suite le démontrer, que la pulsation de l'onde reçue par B diffère de selon:

  (50.37)

D'où:

  (50.38)

Ce décalage des pulsations (respectivement des fréquences) dans un champ gravitationnel est ce que nous appelons "l'effet Einstein", ou encore "redshift gravitationnel".

Nous allons démontrer cette relation à l'aide d'arguments classiques et connus maintenant.

Un corps matériel envoyé du sol vers le ciel doit lutter contre la force de gravitation qui l'attire vers le bas. Il perdra donc une certaine quantité d'énergie, équivalant à l'énergie potentielle gravitationnelle gagnée durant le trajet. L'énergie du corps au niveau du sol est donc son énergie de masse à laquelle s'ajoute l'énergie potentielle à la hauteur de la tour:

  (50.39)

L'énergie de ce corps une fois arrivé en haut de la tour est simplement son énergie de masse:

  (50.40)

car il a dû dépenser la quantité d'énergie mgh durant le trajet. Le rapport des énergies est alors:

  (50.41)

Ce rapport étant indépendant de la masse, on peut prendre la limite afin d'avoir la relation pour le photon. Nous obtenons alors:

  (50.42)

ce qui implique:

  (50.43)

Nous allons maintenant étudier ce phénomène dans le cadre de l'espace-temps de Minkowski. Nous verrons apparaître une contradiction, ce qui motivera le passage vers un espace-temps courbe: c'est l'argument en faveur d'une géométrie courbe qui a été utilisé par Schild.

Considérons à nouveau le schéma d'expérience de l'homme A qui envoie une onde vers son ami B. Soit le temps mis par A pour émettre exactement 1 cycle de l'onde (cf. chapitre de Mécanique Ondulatoire):

  (50.44)

et le temps mis par B pour recevoir ce cycle:

  (50.45)

À cause de l'effet Einstein, nous savons que et donc en temps propre! Soit en fait que le temps passe plus lentement pour quelqu'un au sol (A) que pour une autre personne en haut d'une montagne (B)!

Mais comme nous sommes en géométrie plate et que le champ gravitationnel est supposé statique, nous en déduisons que les trajectoires d'espace-temps décrites par les signaux doivent être parallèles. Ceci mène à la conclusion que l'intervalle de temps propre serait (selon la relativité restreinte).

Si nous optons pour un espace courbe, nous pouvons préserver la relation , c'est-à-dire le fait que le temps avance plus lentement pour A que pour B. Ceci se traduit simplement par le fait qu'en géométrie courbe, le temps propre (!) d'un observateur dépend de la métrique.

Les mêmes développements peuvent être faits en assimilant l'expérience précédente à un train qui se déplace avec une accélération constante g. L'observateur A se trouve dans le compartiment arrière (équivalant au sol de la Terre dans l'expérience précédente) et envoie une onde à son collègue B situé à l'avant du train (à une distance h).

L'observateur B reçoit l'onde après un temps . Durant ce laps de temps, le train a accéléré, et sa vitesse a augmenté d'une valeur . Par conséquent, l'onde perçue par B sera altérée par l'effet Doppler conventionnel (cf. chapitre de Mécanique Ondulatoire):

  (50.46)

Nous retrouvons le résultat initial de l'effet Einstein en écrivant simplement:

  (50.47)

ce qui donne glorieusement:

  (50.48)

Nous retrouvons plus souvent cette relation sous la forme ci-dessous dans la littérature en utilisant les relations entre pulsation et fréquence et la force de gravitation de Newton pour expliciter g et en posant h comme valant 1:

  (50.49)

Nous retrouvons également cette dernière relation sous la forme condensée suivante:

  (50.50)

Le même résultat peut être obtenu en utilisant la métrique de Schwarzschild (voir plus loin), d'où le nom de cet effet qui peut aussi être obtenu à partir des outils de la relativité générale d'Einstein. Nous démontrerons simplement plus tard à l'aide de cette métrique que le temps s'écoule effectivement moins vite dans un champ gravitationnel (hypothèse que nous avons faite quelques paragraphes plus haut).

Nous voyons dans tous les cas que  puisque le terme de droite est positif et non nul. Cela signifie simplement que l'onde électromagnétique en analogie au spectre des couleurs se décale vers le rouge. Ainsi, l'effet Einstein est bien un redshift gravitationnel.

La différence de fréquence est très faible et par conséquent difficilement mesurable même avec les meilleurs spectroscopes. La moindre perturbation peut totalement masquer l'effet Einstein. Il faudra véritablement attendre 1960 pour que l'expérience de Pound et Rebka permette de mesurer un décalage de fréquences avec une précision de 1% ne laissant dès lors plus aucun doute quant à la réalité du phénomène.

ÉQUATIONS DU MOUVEMENT

Nous allons démontrer ici que l'équation du mouvement d'une particule libre est constante le long de sa ligne d'Univers en nous limitant d'abord au cas d'un espace plat (de type espace de Minkowski). Après quoi, nous généraliserons ce résultat à tout type d'espace en utilisant un développement simple, pour montrer de manière assez évidente que l'équation du mouvement est indépendante de la masse et suit la courbure de l'espace!!! Enfin, nous présenterons une deuxième démonstration dans tout type d'espace en utilisant le principe variationnel.

Commençons donc par démontrer l'équation du mouvement d'une particule libre dans un espace plat.

Lors de notre étude de la relativité restreinte, nous avons démontré le lagrangien relativiste d'une particule libre donné par (attention! la notation m est celle de la masse au repos de la particule conformément à ce que nous avons montré dans le chapitre de Relativité Restreinte!!!):

  (50.51)

et pour cela nous étions partis de l'action (hypothétique):

  (50.52)

et nous étions arrivés à écrire:

  (50.53)

Maintenant, montrons quelque chose d'intéressant. Rappelons que pour l'espace-temps de Minkowski, nous avons obtenu:

  (50.54)

en nous restreignant à une seule dimension spatiale, nous obtenons comme relation:

  (50.55)

et alors... eh bien voilà au fait, si nous posons:

  (50.56)

nous avons finalement:

  (50.57)

nous retrouvons donc la même action à partir d'une forme plus générale (pure) de l'action qui est:

  (50.58)

résultat que nous avions aussi démontré dans le chapitre d'Électrodynamique!! Nous pouvons même faire mieux en termes d'élégance...! Si nous observons bien les développements des lignes précédentes, nous observons qu'au fait la relation:

  (50.59)

est le cas particulier à une dimension de la relation:

  (50.60)

avec comme défini plus haut:

  (50.61)

et donc:

  (50.62)

Effectivement, si nous prenons le cas à une dimension dans un espace plat de Minkowski:

  (50.63)

Ainsi, nous avons le facteur de Fitzgerald-Lorentz qui est donné en toute généralité par:

  (50.64)

comme généralisation de la Relativité Restreinte!

Ceci étant fait, revenons à nos moutons... Dans un espace sans champ de potentiel, nous avons démontré dans le chapitre de Mécanique Analytique que le lagrangien se réduit à la simple expression de l'énergie cinétique tel que:

  (50.65)

Si nous souhaitons généraliser cette relation pour qu'elle soit valable dans n'importe quel type d'espace (courbe ou plat), il nous faut introduire les coordonnées curvilignes telles que nous les avons étudiées en calcul tensoriel (cf. chapitre de Calcul Tensoriel).

Dans un premier temps, cela donne:

  (50.66)

où rappelons-le ds est l'abscisse curviligne de la trajectoire.

Et nous avons démontré en calcul tensoriel que:

  (50.67)

Cette dernière relation s'écrit dans le contexte de la mécanique relativiste de manière plus standard:

  (50.68)

t étant un paramètre qui correspond en mécanique au temps propre de la particule et qui dans la littérature spécialisée est souvent noté.

Avant de nous intéresser aux espaces courbes décrits par la métrique (ce que nous ferons lors de notre démonstration du lagrangien libre généralisé), restreignons-nous à l'espace euclidien avec la métrique (ce sera un bon exercice pour bien comprendre) donnée par la matrice de Minkowski (cf. chapitre de Relativité Restreinte):

  (50.69)

que nous noterons pour la différencier des autres (car plus souvent utilisée). Nous avons finalement dans l'espace euclidien:

  (50.70)

Maintenant, appliquons le principe variationnel:

  (50.71)

La variation de ds peut être trouvée plus simplement à partir de la variation de :

  (50.72)

nous trouvons:

  (50.73)

Le facteur "2" provient du fait que par symétrie de l'espace euclidien, les variations de et sont égales.

Remarque: Comme nous le verrons après, cette relation de ne sera plus identique lorsque nous traiterons des espaces courbes.

En simplifiant un peu, nous obtenons:

  (50.74)

Ce qui est équivalant à écrire:

  (50.75)

Nous pouvons maintenant revenir à l'action:

  (50.76)

Nous réécrivons l'intégrale précédente (ce sera plus simple à traiter):

  (50.77)

Effectivement, vérifions que cette forme est bien équivalente:

  (50.78)

Donc revenons à notre intégrale:

  (50.79)

Nous avons donc deux intégrales qu'il va être un peu plus simple d'analyser. La première intégrale:

  (50.80)

donne simplement une expression évaluée aux extrémités temporelles . Dès lors, comme les valeurs de sont parfaitement connues aux extrémités temporelles, le variationnel est nul aux deux bornes et cette intégrale est nulle.

Il ne nous reste alors plus que l'intégrale:

  (50.81)

Donc pour que le principe variationnel (cf. chapitre de Mécanique Analytique) soit respecté, il faut que nous ayons:

  (50.82)

Or, nous pouvons réécrire une partie de cette expression. Effectivement, nous avons:

  (50.83)

Rappelons par ailleurs que nous avons démontré plus haut que:

  (50.84)

et que nous avons:

  (50.85)

Donc:

  (50.86)

Maintenant, rappelons que lors de notre étude de la relativité restreinte, nous avons démontré le cheminement qui nous amenait à définir le quadrivecteur d'énergie impulsion:

  (50.87)

Donc finalement, ce qui annule le variationnel de l'intégrale d'action peut s'écrire:

  (50.88)

Nous retrouvons donc l'équation de conservation de la quantité de mouvement (conservation de l'impulsion) que nous appelons dans le cadre de la relativité générale "équation du mouvement". Cette forme de l'équation du mouvement semble dépendante de la masse mais en fouillant un peu, nous verrons qu'il n'en est rien.

En multipliant cette relation par nous pouvons aussi écrire:

  (50.89)

et de même pour un autre observateur:

  (50.90)

En d'autres termes, l'impulsion de la particule reste constante sur toute sa ligne d'Univers.

Mais nous pouvons aussi écrire:

  (50.91)

donc:

  (50.92)

Une forme plus importante encore de l'équation du mouvement peut être obtenue. Effectivement:

  (50.93)

alors:

  (50.94)

cette relation est donc la forme "sans masse" de l'équation du mouvement dans un espace euclidien ou autrement dit, dans un espace-temps de type Minkowski. Autrement dit, il existe donc un système de coordonnées en chute libre dans lequel le mouvement de la particule est celui d'un déplacement uniforme dans l'espace-temps.

Il sera très intéressant de la comparer avec l'équation du mouvement dans un espace courbe que nous verrons plus loin (appelée "équation des géodésiques").

Remarque: Il est équivalent d'écrire les relations des équations du mouvement par rapport à l'abscisse curviligne propre ds ou au temps propre dt (noté traditionnellement )

Nous pouvons maintenant montrer que l'équation du mouvement, au même titre que l'équation des géodésiques que nous verrons de suite après, est invariante par transformation de Lorentz:

  (50.95)

Maintenant, voyons une forme plus générale de l'équation du mouvement pour tout type d'espace. L'objectif ici est de mettre en évidence, et ce en quelques lignes de calculs, que le mouvement suivi par une particule libre est indépendant de sa masse (vous pouvez déjà anticiper sur l'interprétation de la trajectoire d'un photon dans un espace courbe...!).

Nous avons démontré en calcul tensoriel (et précédemment) que:

  (50.96)

ce qui donne pour le lagrangien généralisé d'une particule libre avec (nous retrouvons bien l'expression générale de l'énergie cinétique):

  (50.97)

où t est le temps propre de la particule, c'est un invariant !

Rappel: Le temps propre est une sorte d'horloge imaginaire qui voyage sur la particule et quels que soient les observateurs qui regardent l'horloge, ils seront mathématiquement d'accord sur la valeur de l'intervalle de temps entre deux "TIC" de l'horloge.

Ce qui nous permet d'écrire (attention il faut bien se rappeler des différentes relations que nous avions déterminées lors de notre étude du formalisme lagrangien dans le chapitre traitant de la Mécanique Analytique):

  (50.98)

Effectivement, soit  un vecteur de coordonnées  et soit:

  (50.99)

Les  ne sont pas symétriques a priori, mais nous pouvons écrire:

  (50.100)

Nous posons ensuite:

  (50.101)

Donc:

  (50.102)

et les sont symétriques.

La forme quadratique q peut donc toujours s'écrire avec une matrice symétrique, il y a même bijection. La conclusion étant qu'un tenseur métrique doit être symétrique si l'on veut le caractériser par la forme quadratique qu'il définit.

L'interlude mathématique étant terminé, continuons notre développement physique. En conséquence de la dernière relation, l'expression de l'hamiltonien devient bien évidemment:

  (50.103)

puisque nous considérons être dans un espace sans champ de potentiel. Le carré de la vitesse étant dès lors constant sur toute la trajectoire, nous avons:

  (50.104)

Établissons maintenant les équations du mouvement de tout corps. Nous avons:

     et      (50.105)

et comme:

  (50.106)

alors:

  (50.107)

d'où:

  (50.108)

en mettant en commun:

  (50.109)

que nous pouvons écrire identiquement pour les  en procédant de façon identique à ci-dessus.

La relation précédente donne donc la trajectoire d'un corps en mouvement, dans un espace sans champ de potentiel, en fonction de ses coordonnées curvilignes et de la métrique de l'espace considéré.

Ce qui est particulièrement intéressant dans ce résultat, c'est que la masse m (à nouveau) s'élimine identiquement dans cette équation du mouvement:

  (50.110)

Remarquez, que nous aurions pu utiliser aussi un autre paramètre invariant que le temps propre tel que l'abscisse curviligne ds. Dès lors l'équation précédente s'écrirait:

  (50.111)

Nous pouvons encore simplifier cette relation mais nous garderons cette simplification pour la deuxième démonstration de l'équation du mouvement dans un espace quelconque (en faisant usage du principe variationnel cette fois) juste après.

Il est très (très) intéressant d'observer que si nous restreignons la métrique à celle d'un espace euclidien:

  (50.112)

avec:

  (50.113)

Nous obtenons alors la simplification:

  (50.114)

Nous retrouvons donc la première équation du mouvement obtenue pour un espace plat! Le résultat est remarquable !

Conclusion: Aux mêmes conditions initiales de position et de vitesse curvilignes dans un espace (plat ou courbe) sans champ de potentiel (c'est ce que nous pourrions penser du moins selon nos hypothèses initiales...), correspond la même trajectoire quelle que soit la masse m de la particule (même pour les photons - la lumière - dont la masse est nulle!!).

Nous pouvons maintenant étudier le principe de moindre action dans le but de rechercher le plus court chemin (aussi bien au niveau spatial que temporel) entre deux points dans un espace de géométrie donnée avant de s'attaquer au cas beaucoup plus complexe du lagrangien qui prend en compte le tenseur des champs...

ÉQUATION DES GÉODÉSIQUES

Intéressons-nous maintenant à obtenir le même résultat mais en faisant usage cette fois-ci du principe variationnel. Nous retomberons sur la même équation que précédemment pour tout type d'espace à la différence que cette fois-ci, nous prendrons la peine de la simplifier pour arriver à "l'équation des géodésiques".

En partant de (voir développements précédents):

  (50.115)

avec une paramétrisation telle que  et  sont fonction d'un paramètre temporel ou spatial.

Pour une surface donnée sous forme paramétrique, nous cherchons donc à minimiser la longueur d'un arc  ds en appliquant donc le principe variationnel (non dépendant du temps car les photons ne peuvent avoir un chemin plus rapide au sens temporel du terme entre deux points mais uniquement un chemin plus court - au sens métrique du terme):

  (50.116)

en unités naturelles. Or:

  (50.117)

En développant, et comme les indices ont le même domaine de variation:

  (50.118)

d'où (nous avons déjà multiplié l'expression après la seconde égalité par ds/ds par anticipation de l'intégrale qui va suivre):

  (50.119)

Ensuite, il nous faut donc introduire ce développement sous l'intégrale:

  (50.120)

En  travaillant sur la seconde intégrale (après l'égalité), nous posons:

 et   (50.121)

Donc par l'intégration par partie (cf. chapitre de Calcul Différentiel Et Intégral):

  (50.122)

devient:

  (50.123)

Soit finalement:

  (50.124)

Le terme non intégré ci-dessous est négligeable à cause de la présence du facteur :

  (50.125)

Donc nous avons:

  (50.126)

Nous effectuons un changement d'indice:

  (50.127)

ce qui nous permet de factoriser  :

  (50.128)

Comme  et  sont différents de zéro, c'est l'intégrande qui doit être nulle:

  (50.129)

En développant le second terme:

  (50.130)

Qui s'écrit encore:

  (50.131)

et qui se simplifie en:

  (50.132)

Nous obtenons (à nouveau!!!) le système d'équations qui définit les "géodésiques", c'est-à-dire les droites de . Ces dernières constituent donc les extrémales de l'intégrale qui mesure la longueur d'un arc de courbe joignant deux points donnés dans .

Cette dernière équation, est celle qui nous intéresse dans le cas du lagrangien libre. Effectivement, si nous prenons le cas extrême de la lumière (ou des photons si vous préférez), cette dernière ne va pas chercher le chemin le plus rapide (le plus vite) au niveau temporel. Ce serait totalement en contradiction avec le postulat d'invariance de voir la lumière accélérer en fonction du chemin!!! Dans ce contexte, cela signifie que sur la trame spatio-temporelle, la seule chose qui a un sens est le plus court chemin spatial et non le plus court chemin temporel! C'est la raison pour laquelle cette dernière équation est appelée "équation des géodésiques" ou encore "équation d'Euler-Lagrange généralisée".

Cependant, nous pouvons écrire cette dernière équation de façon plus condensée en introduisant les symboles de Christoffel si la métrique est un tenseur symétrique tel que . Effectivement:

  (50.133)

et comme le symbole de Christoffel de première espèce (cf. chapitre de Calcul Tensoriel) est défini par:

  (50.134)

Alors l'équation d'Euler-Lagrange s'écrit:

  (50.135)

La multiplication contractée (cf. chapitre de Calcul Tensoriel) de la relation précédente dans la base canonique par nous donne:

  (50.136)

dans la littérature un changement d'indice est souvent effectué afin d'avoir au final (c'est toujours la même expression étant donné que les indices ont le même domaine de variation!):

  (50.137)

avec étant donc le symbole de Christoffel de deuxième espèce (cf. chapitre de Calcul Tensoriel) donné par:

  (50.138)

et est appelé dans le cadre de la relativité générale la "connexion affine" ou encore "coefficients de connexion" et qui permet de trouver le système de coordonnées (via la résolution d'un système d'équations différentielles) en chute libre dans lequel l'équation de la particule est celle d'un déplacement uniforme dans l'espace-temps en fonction d'un système de référence (les deux systèmes étant donc reliés par la connexion affine!).

Cette relation, de la plus haute importance, nous permet de déterminer comment un corps en mouvement va naturellement se déplacer dans un espace courbe et ce peut-être... indépendamment de sa masse !!! Elle nous donne donc la métrique dans laquelle nous devons poser un référentiel pour qu'il soit inertiel par rapport au corps considéré.

L'équation des géodésiques antéprécédente est aussi l'équation différentielle du second ordre que doit donc satisfaire la représentation paramétrique d'une ligne sur une surface où s est la longueur le long de la ligne afin que sa longueur totale soit extrémale.

Selon le principe d'équivalence, nous sommes donc en droit d'interpréter cette relation comme l'équation du mouvement dans un champ de gravitation quelconque, et donc d'interpréter le deuxième terme supplémentaire de l'équation comme l'opposé d'un terme de force gravitationnelle par unité de masse, c'est-à-dire comme l'opposé d'un champ gravitationnel.

Encore une fois, si nous nous restreignons à un espace-temps plat, nous voyons trivialement que nous retombons sur la première équation du mouvement que nous avions obtenue:

  (50.141)

car les composantes de la métrique de Minkowski étant constantes les coefficients de Christoffel sont tous nuls.

Les solutions de cette dernière équation sont des lignes droites ordinaires données par:

  (50.142)

Bien évidemment, dans un espace-temps courbe général, les géodésiques ne pourront pas être globalement représentées par des lignes droites. Cependant avec une approximation au deuxième ordre en développement de Taylor (cf. chapitre sur les Suites Et Séries) nous arrivons à nous ramener à des droites (ce qui revient à ramener l'espace courbe à un espace plat).

L'important dans tout cela, c'est que l'équation des géodésiques permet de constater que la courbure de l'espace détermine les trajectoires des corps qui s'y meuvent quelle que soit leur masse, qu'ils soient en mouvement uniforme ou non (observez la dérivée seconde dans l'équation des géodésiques!). Il ne nous reste plus alors qu'à effectuer la fin du travail et de mettre en relation la courbure de l'espace-temps avec l'énergie qui s'y trouve !

LIMITE NEWTONIENNE

Nous avons montré plus haut (argument de Shild) que pour étudier la gravitation (en particulier l'effet Einstein), la géométrie courbe est nécessaire. Nous avions promis de montrer aussi qu'elle était suffisante. Il est temps maintenant de le faire !

Définition: La "limite Newtonienne" est une situation physique où les trois conditions ci-dessous sont satisfaites:

C1. Les particules se déplacent lentement par rapport à la vitesse de la lumière. Ce qui s'exprime comme le fait que les variations des composantes spatiales de leur quadrivecteur sont très inférieures à celles de la composante temporelle (t étant le temps propre):

  (50.143)

C2. Le champ de gravitation est statique. En d'autres termes, toute dérivée temporelle de la métrique est nulle.

C3. Le champ gravitationnel est faible, c'est-à-dire qu'il peut être vu comme une faible perturbation d'un espace plat:

avec   (50.144)

et où est constant (seul dépend des coordonnées).

Considérons l'équation des géodésiques obtenue précédemment:

  (50.145)

La première condition (C1) nous amène à la simplifier sous la forme:

  (50.146)

Les deux autres conditions (C2 et C3 dont l'application a été mise en évidence dans le développement ci-dessous) nous offrent plusieurs simplifications dans l'expression du symbole de Christoffel de deuxième espèce:

  (50.147)

L'équation des géodésiques devient alors:

  (50.148)

et vaut alors pour la composante temporelle () :

  (50.149)

Or (rappel de la métrique de Minkowski) pour et pour nous avons (métrique statique) . Donc obligatoirement, nous devons conclure que est une constante (et ce quel que soit le choix de la signature de la métrique de Minkowski).

Quant aux composantes spatiales, nous savons que lorsque réduit à sa partie spatiale est une simple matrice identité , ce qui donne pour chaque composante spatiale dans le cas où nous choisissons (par tradition uniquement!) la signature - + + + de la métrique de Minkowski:

  (50.150)

Bien évidemment, le lecteur peut s'amuser à faire le développement qui va suivre avec la signature inverse (+ - - - ) et il verra que cela change seulement le signe du potentiel dans le résultat final du développement):

Notons maintenant le temps propre comme il est d'usage. Nous avons alors:

  (50.151)

En divisant par et en rétablissant , nous obtenons:

  (50.152)

À partir d'ici nous posons (car nos illustres prédécesseurs ont tâtonné avant nous):

  (50.153)

tel que (relation qui nous sera très utile lors de l'étude de la métrique de Schwarzschild plus loin):

  (50.154)

où est le potentiel gravitationnel, nous retrouvons l'expression de l'accélération gravitationnelle (équation de Newton-Poisson) de la mécanique Newtonienne (cf. chapitre de Mécanique Classique):

  (50.155)

avec .

Ce développement, simple mais néanmoins remarquable par son interprétation, prouve que la géométrie courbe est suffisante pour décrire la gravitation (et donc la théorie de Newton)!! Cette vérification est nommée par certains le "principe de correspondance".

TENSEUR D'ÉNERGIE-IMPULSION

Le tenseur d'énergie-impulsion (T.E.I.) est un outil mathématique utilisé (notamment) en relativité générale afin de représenter la répartition de masse et d'énergie dans l'espace-temps.

Prenons pour exemple le T.E.I. qui considère en relativité générale la matière comme pouvant être approximée par un fluide parfait. Dans le chapitre de Mécanique Des Milieux Continus nous avons démontré:

  (50.156)

où  a les unités d'une force et  celles d'une surface. Ainsi avec une écriture plus conventionnelle:

  (50.157)

Sous forme variationnelle cela donne:

  (50.158)

Calculons maintenant:

  (50.159)

En supposant que seuls le volume et le temps font que la force varie (ce qui suppose une densité constante quand même et que le système est inertiel) nous avons alors:

  (50.160)

Ce qui donne simplement (cf. chapitre de Calcul Tensoriel) le produit tensoriel des vitesses:

  (50.161)

Si nous généralisons cette relation aux quadrivecteurs-vitesse de la relativité restreinte, nous avons alors par définition le "tenseur d'énergie-impulsion":

  (50.162)

ou sous forme indicielle:

  (50.163)

soit sous forme contravariante:

  (50.164)

Cette relation est la justification pour laquelle la relativité générale est aussi indiquée comme étant une théorie des milieux continus par certains spécialistes.

Maintenant démontrons que la dérivée:

  (50.165)

Remarque: Ce qui comme nous l'avons déjà signalé dans le chapitre de Calcul Tensoriel s'écrit  dans les vieux livres.

D'abord, rappelons que (cf. chapitre de Relativité Restreinte):

  (50.166)

et admettons que nous sommes dans les faibles vitesses telles que . Dès lors dans une métrique de Minkowski (+, -, -, -):

  (50.167)

Or, nous reconnaissons dans les parenthèses l'équation de continuité (conservation de la masse) que nous avons démontré dans le chapitre de Thermodynamique et qui nous le savons est nulle! Ainsi:

  (50.168)

Regardons par ailleurs ce que contient la composante  du T.E.I.:

  (50.169)

En termes d'unités, il s'agit d'une densité d'énergie (nous voyons directement que cette grandeur ne peut être que positive).

Regardons maintenant les autres composantes avec et :

  (50.170)

où  a les unités d'une densité de quantité de mouvement.

Regardons maintenant les composantes du tenseur lorsque  (nous omettons donc la première ligne et la première colonne):

  (50.171)

Nous retrouvons donc les composantes du tenseur des contraintes d'un fluide parfait.

Donc finalement, le T.E.I. peut s'écrire sous la forme d'une matrice réelle symétrique:

  (50.172)

Dans le cas où les vitesses sont faibles, c'est-à-dire , nous avons:

  (50.173)

Nous retrouvons donc dans ce tenseur les interprétations suivantes des grandeurs physiques (bien que rigoureusement toutes les composantes aient des unités qui peuvent être vues comme densité d'énergie soit comme une pression).

-  est la densité volumique d'énergie (elle est positive)

-  sont les densités de moments

-  sont les flux d'énergie

Nous comprenons alors mieux pourquoi les anglo-saxons appellent aussi bien cette matrice "Energie-Momentum Tensor" que "Stress-Energy-Momentum Tensor" puisque implicitement il s'agit de modèliser l'espace par une fluide parfait sous des contraintes de cisaillement (forces tangentielles) et de tension (forces normales).

Bref, pour résumer sous forme covariante:

  (50.175)

Montrons que la dérivée covariante (cf. chapitre de Calcul Tensoriel) du tenseur d'énergie-impulsion est nulle telle que:

  (50.176)

Donc:

  (50.177)

Commençons par développer le premier terme:

  (50.178)

Or, nous avons:

  (50.179)

d'où:

  (50.180)

Nous retrouvons entre les crochets l'équation de continuité qui est nulle. Par contre, le premier terme entre parenthèses est non nul comme nous l'avons vu lors de notre étude du quadrivecteur accélération dans le chapitre de Relativité Restreinte:

  (50.181)

Mais selon le principe d'équivalence faible (PEF), nous pouvons toujours nous placer dans un référentiel tel que localement l'accélération soit nulle tel que (pour rappel, on ne met pas de flèches de vecteur pour les quadrivecteurs):

  (50.182)

et il vient alors:

  (50.183)

Donc nous avons maintenant:

  (50.184)

Regardons ce que donne ce dernier terme mais en rappelant d'abord que dans le chapitre de Relativité Restreinte nous avions démontré que la quadri-accélération s'exprimait selon:

  (50.185)

Soit (nous ne prenons que les deux premières composantes comme exemples):

  (50.186)

Nous allons maintenant au fait montrer que:

  (50.187)

Commençons par montrer que :

  (50.188)

Or:

 et   (50.189)

d'où:

  (50.190)

Maintenant montrons que  (les autres composantes se vérifiant alors automatiquement):

  (50.191)

et donc nous avons bien:

  (50.192)

mais selon le PEF  alors:

  (50.193)

et nous avons donc bien finalement:

  (50.194)

qui est l'expression de la conservation de l'énergie en relativité générale! En abaissant les indices, il vient:

  (50.195)

ÉQUATION D'EINSTEIN DES CHAMPS

Il est temps maintenant de nous attaquer au plus beau, à l'une des équations les plus fameuses de notre époque et qui fait briller les yeux de beaucoup de jeunes étudiants: l'équation d'Einstein des champs. Celle qui explique pourquoi la matière (l'énergie) courbe l'espace. Il existe plusieurs manières de l'obtenir. Les deux plus courantes consistent soit:

1. À avoir une approche "à l'ingénieur": C'est-à-dire que nous procédons par comparaison avec un résultat limite connu qui est la loi de gravitation de Newton (c'est celle que nous avons choisie)

2. À avoir une approche "matheuse" (très élégante mais un peu tombée du ciel): C'est-à-dire que nous utilisons le formalisme lagrangien et cherchons par tatonnements une densité lagrangienne qui nous permet de retomber sur quelque chose de connu.

Bon ceci ayant été dit, rappelons avant de commencer quelques résultats que nous avons obtenus jusqu'ici. Premièrement, nous avons réussi à démontrer avec brio que toute particule (supposée libre mais cela est laissé à l'interprétation... dans un espace courbe...) suit l'équation du mouvement des géodésiques:

  (50.196)

Dans le chapitre de Calcul Tensoriel, nous avons démontré (non sans peine) que ce que nous appelons le "tenseur d'Einstein" (qui est une constante dans un espace Riemannien donné) est donné par:

  (50.197)

où est le tenseur de Ricci (cf. chapitre de Calcul Tensoriel).

Puisque la dérivée covariante du tenseur d'Einstein est nulle et que nous avons démontré que la dérivée covariante de T.E.I. l'est aussi, il est tentant de poser:

  (50.198)

où  est un constante de normalisation et devant satisfaire la relation pour qu'elle soit homogène au niveau des unités. Ainsi, il vient:

  (50.199)

Pour trouver l'expression de la constante, nous allons nous placer en limite Newtonienne et exiger que la relation précédente reproduise l'équation de Poisson pour le potentiel gravitationnel  (cf. chapitre d'Astronomie):

  (50.200)

Nous avons montré plus haut que dans la limite Newtonienne (approximation du champ faible):

  (50.201)

et dans notre définition du T.E.I., pour une distribution de matière au repos (ou dans un référentiel comobile c'est selon....) seule la composante suivante est non nulle:

  (50.202)

Il vient dès lors que l'équation de Poisson peut s'écrire:

  (50.203)

Maintenant revenons sur la relation:

  (50.204)

En contractant les deux membres de la relation précédente, il vient:

  (50.205)

Or, le scalaire de Ricci (cf. chapitre de Calcul Tensoriel) est donné par . Il vient donc:

  (50.206)

Or dans la métrique de Minkowski (avec la signature -,+,+,+) il est immédiat que:

  (50.207)

Donc:

  (50.208)

En utilisant cette dernière relation, l'équation:

  (50.209)

qui peut s'écrire aussi:

  (50.210)

peut finalement se mettre sous la forme:

  (50.211)

Intéressons-nous à la composante  telle que la relation précédente s'écrive:

  (50.212)

Explicitons cette dernière relation en utilisant la définition du tenseur de Ricci (cf. chapitre de Calcul Tensoriel):

  (50.213)

Il vient alors:

  (50.214)

Or, le tenseur de Riemann-Christoffel sous forme développée dans ce cas particulier est donné par (cf. chapitre de Calcul Tensoriel):

  (50.215)

À l'approximation du champ faible lentement variable dans le temps, les symboles de Christoffel sont d'ordre O et leurs produits sont d'ordre  et les dérivées temporelles sont négligeables devant les dérivées spatiales. Il reste donc seulement les termes d'ordre O tel que:

  (50.216)

Or, nous avons vu dans le chapitre de Calcul Tensoriel que:

  (50.217)

Dès lors:

  (50.218)

Or dans l'approximation du champ faible la variation de la métrique par rapport au temps étant négligeable par rapport à la variation spatiale (l'approximation est un peu tirée par les cheveux il faut dire...):

  (50.219)

Par conséquent, la relation:

  (50.220)

devient:

  (50.221)

et nous constatons immédiatement qu'il s'agit de l'équation de Poisson si et seulement si:

  (50.222)

constante qui est parfois appelée "constante d'Einstein". Il s'ensuit immédiatement que le scalaire de Ricci est positif et donc que nous sommes localement dans un espace à courbure de type sphérique.

L'équation d'Einstein des champs est donc sous forme définitive:

  (50.223)

ou de manière plus conventionnelle:

  (50.224)

La partie de gauche représente la courbure de l'espace-temps telle qu'elle est déterminée par la métrique et l'expression de droite représente une modélisation du contenu masse/énergie de l'espace-temps. Cette équation peut alors être interprétée comme un ensemble d'équations décrivant comment la courbure de l'espace-temps est reliée au contenu masse/énergie de l'Univers. Ces équations, ainsi que l'équation de la géodésique, forment le coeur de la formulation mathématique de la relativité générale.

L'équation d'Einstein est donc une équation dynamique qui décrit comment la matière et l'énergie modifie la géométrie de l'espace-temps. Cette courbure de la géométrie autour d'une source de matière est alors interprétée comme le champ gravitationnel de cette source. Le mouvement des objets dans ce champ étant décrit très précisément par l'équation de sa géodésique.

Par ailleurs, nous venons aussi de voir que l'équation d'Einstein se réduit aux lois de la gravité de Newton en utilisant l'approximation des champs faibles et des mouvements lents.

Puisque le tenseur d'énergie-impulsion comporte 16 composantes dont au fait 10 sont réellement uniques (indépendantes) puisque le tenseur est symétrique, nous pouvons voir l'équation d'Einstein des champs comme dix équations différentielles du second ordre couplées sur tenseur de champ métrique .

Ces équations différentielles sont en général cauchemardesques à résoudre, les scalaires et tenseurs de Ricci sont des contractions du tenseur de Riemann, qui incluent les dérivées et les produits des symboles de Christoffel, qui eux-mêmes sont construits sur le tenseur métrique inverse et sur les dérivées de celui-ci. Pour corser le tout, il est possible de construire des tenseurs d'énergie-impulsion qui peuvent invoquer la métrique aussi. Il est donc très difficile de résoudre les équations d'Einstein des champs dans le cas général et nous devons donc souvent nous appuyer sur des hypothèses simplificatrices.

SOLUTION DE SCHWARZSCHILD

La "métrique de Schwarzschild" (1916) est une solution approximative de l'équation d'Einstein dans le cas d'un champ gravitationnel isotrope et à grande distance de la source. Elle fournit les trois preuves principales de la Relativité Générale: le décalage des horloges, la déviation de la lumière par le Soleil et l'avance du périhélie de Mercure. Ces trois preuves sont très importantes car l'équation d'Einstein n'était pas démontrée expérimentalement à l'époque.

Pour introduire cette métrique imaginons une source (par exemple le Soleil) qui produit un champ de gravitation à l'aide de sa masse M. Nous cherchons, pour comparer par rapport à l'expérience, les solutions de l'équation d'Einstein (en d'autres termes: la métrique) en dehors de la source (du Soleil donc...) de masse M.

En d'autres termes, cela revient à avoir dans la région de l'espace qui nous intéresse (en considérant qu'il n'y a que l'astre en question et rien d'autre autour, n'y même l'énergie/masse propre au champ gravitationnel) la propriété suivante:

  (50.225)

Donc l'équation d'Einstein des champs démontrée juste plus haut:

  (50.226)

devient alors:

  (50.227)

Mais nous avions montré plus haut que cette dernière relation peut aussi s'écrire à l'aide de la définition du scalaire de Ricci :

  (50.228)

et comme la paratnèse n'est pas nulle puisque nous avons démontré plus haut que , il reste:

  (50.229)

et donc in extenso le scalaire de Ricci est nul aussi.

Nous devons donc trouver la métrique qui satisfait cette relation (en d'autres termes, une métrique qui loin de la source correspond à un espace plat puisque le tenseur de Ricci est nul). Comme il y en a plusieurs intéressons-nous à un cas particulièrement élégant avec comme les aiment les physiciens... plein de symétries.

L'idée est donc de trouver une métrique si possible indépendante du temps (donc le champ gravitationnel aussi) et... à symétrie sphérique (l'astre étant lui-même de cette forme), prenant en compte la masse de l'astre central (c'est l'objectif majeur!) et telle qu'assez loin de la source (...) ou lorsque la masse est nulle nous retrouvions la métrique classique connue vue plus haut:

  (50.230)

Mais ceci n'est pas totalement exact! Effectivement, nous travaillons dans l'espace-temps. Or, nous avons vu que l'équation de la métrique curviligne est donné dans un espace-temps plat par:

  (50.231)

en passant en coordonnées sphériques nous avons alors:

  (50.232)

Et c'est sur cette équation de la métrique que nous devons retomber lorsque nous sommes éloignés de la source ou que la masse de celle-ci est extrêmement faible (la métrique de Schwarzschild doit donc être asymptotiquement plate, c'est-à-dire correspondre alors à l'espace plat de Minkowski).

Donc mettons-nous à la tâche. D'abord, nous partons de ce que nous savons (vaut mieux!). C'est-à-dire que:

  (50.233)

et en coordonnées sphériques avec le temps nous avons pour composantes . En toute rigueur, nous notons:

  (50.234)

les "coordonnées de Schwarzschild".

Sur un total de 16 termes qu'implique la relation antprécédent, nous en retenons finalement 10 à savoir les 4 termes de la diagonale et 6 autres termes d'interaction de sorte d'obtenir:

  (50.235)

où A, B, C, ...sont des coefficients à déterminer.

Avant de s'attaquer à ce travail, nous savons que selon une de nos contraintes de départ, lorsque la masse est faible ou que nous sommes éloignés de la source, nous devons donc retomber sur:

  (50.236)

dès lors intuitivement nous pouvons déjà écrire:

  (50.237)

ce qui admettons-le... est un net progrès...!

Si comme nous nous le sommes imposés au début, l'équation de la métrique est indépendante du temps, nous pouvons par symétrie du temps (hypothèse...) faire le changement de variable suivant:

  (50.238)

sans que cela ne change quoi que ce soit dans notre . Or, nous nous rendons tout de suite compte que cela ne sera pas le cas. Immédiatement, pour que cela soit satisfait il faut:

  (50.239)

ce qui nous amène (c'est déjà mieux!) à:

  (50.240)

Maintenant si le système est bien sphérique, l'équation de la métrique doit être invariante par la transformation  (le contraire se saurait depuis longtemps si ce n'était pas le cas expérimentalement) et/ou également pour la transformation .

Donc pour que cela soit juste, nous voyons immédiatement que dans la relation précédente, nous devons imposer:

  (50.241)

Donc finalement nous n'avons plus que:

  (50.242)

où A, B, C, D seront bien évidemment indépendants du temps (le contraire contredirait notre contrainte initiale) mais peuvent par symétrie de la sphère être dépendants de r tel que:

  (50.243)

Maintenant, imaginons-nous sur la sphère (rigoureusement  c'est une hypersphère mais cela aide quand même...) à une distance r fixe du centre de la source du champ à un instant donné t fixé. Nous n'avons alors plus que:

  (50.244)

puisque dt est nul (temps fixé) et dr aussi (distance r fixée).

Nous avons par ailleurs enlevé le signe - car nous avons anticipé le fait qu'il va s'éliminer à la troisième égalité qui va suivre et nous le remettrons ensuite.

Maintenant, imaginons-nous proche du pôle nord de la sphère  nous n'avons alors plus qu'en première approximation:

  (50.245)

et à l'équateur :

  (50.246)

Par symétrie du champ, un déplacement angulaire infinitésimal en chacune de ces deux zones particulières doit pourtant être égal. Dès lors, nous ne pouvons que poser:

  (50.247)

Dès lors, l'équation de la métrique se réduit à:

  (50.248)

Montrons maintenant que nous pouvons choisir un système de coordonnées pour lequel .

Introduisons pour cela une distance définie par:

  (50.249)

d'où:

  (50.250)

Il vient dès lors:

  (50.251)

d'où:

  (50.252)

Ce qui se simplifie encore en:

  (50.253)

Mettons le tout au carré et divisons à gauche et à droite par :

  (50.254)

d'où:

  (50.255)

Dès lors, l'équation de la métrique s'écrit:

  (50.256)

C'est donc comme si :

  (50.257)

Donc:

  (50.258)

Soit:

  (50.259)

et le tenseur métrique contravariant correspondant (dont nous allons avoir besoin plus loin):

  (50.260)

tel que pour rappel (cf. chapitre de Calcul Tensoriel):

  (50.261)

Maintenant, pour déterminer les coefficients restants (soit A et B) nous allons nous aider de la relation que doit satisfaire la métrique si elle est effectivement localement de type Minkowski (plate):

  (50.262)

et dès lors la première identité de Bianchi (cf. chapitre de Calcul Tensoriel) sera automatiquement satisfaite.

Soit sous forme développée (cf. chapitre de Calcul Tensoriel):

  (50.263)

avec bien évidemment (cf. chapitre de Calcul Tensoriel):

  (50.264)

C'est dire que l'on a du travail sur la planche... Bon d'abord puisque la métrique est simple les seules dérivées non nulles sont:

  (50.265)

Nous en déduisons simplement les 9 éléments non nuls de la connexion (les détails sont donnés suite à la demande d'un lecteur):

  (50.266)

  (50.267)

  (50.268)

  (50.269)

  (50.270)

  (50.271)

  (50.272)

  (50.273)

  (50.274)

Soit pour résumer (nous avons repris les résultats avec la signature -, +, +, + de la métrique au lieu de +, -, -, - pour être conforme à la tradition mais cela ne change rien au résultat final):

  (50.275)

Maintenant que nous avons ces termes de la connexion, il nous faut calculer leur dérivée pour pouvoir exprimer les deux premiers termes de:

  (50.276)

Il y a alors 10 termes non nuls qui sont:

  (50.277)

Nous avons finalement pour chaque composante du tenseur de Ricci:

  (50.278)

Les seuls éléments directement non nuls sont alors:

  (50.279)

Sous une forme plus conventionnelle (conforme à la littérature) nous pouvons simplifier un peu et par ailleurs ne garder que les trois premières équations:

  (50.280)

Si nous additionnons les deux premières équations, il nous reste:

  (50.281)

ce qui équivaut à:

  (50.282)

et cela nous donne aussi:

  (50.283)

Nous avons donc:

  (50.284)

qui devient:

  (50.285)

où nous avons divisant par 2A lors du passage de la deuxième à la troisième ligne.

Le lecteur pourra vérifier qu'une solution de l'équation différentielle est:

  (50.286)

où S est une constante réelle non nulle. En conséquence, la métrique pour une solution statique, symétriquement sphérique et dans le vide (...), s'écrit:

  (50.287)

Il nous reste à déterminer un coefficient. Mais comme:

  (50.288)

il vient:

  (50.289)

soit:

  (50.290)

Donc finalement:

  (50.291)

Notons que l'espace-temps représenté par cette métrique est asymptotiquement plat, ou, en d'autres termes lorsque , la métrique s'approche de celle de Minkowski, et la variété de l'espace-temps ressemble à celle de l'espace de Minkowski.

Pour calculer les constantes K et S, nous utilisons l'approximation du champ faible. En d'autres termes, nous nous plaçons loin du centre, là où le champ de gravitation est faible. Dans ce cas, la composante de la métrique peut être calculée.

Effectivement, nous avions étudié plus haut la limite newtonienne et avions obtenu la relation suivante:

  (50.292)

avec (cf. chapitre d'Astronomie) . Donc in extenso nous pouvons poser sans trop de crainte:

  (50.293)

soit:

 et   (50.294)

Finalement nous avons pour la "métrique de Schwarzschild":

  (50.295)

soit en unités naturelles:

  (50.296)

Ce qui donne donc au final le tenseur métrique de Schwarzschild:

  (50.297)

Attention!!! Certains ouvrages de référence ont la métrique de Schwarzschild avec des signes différents car ils prennent la métrique -,+,+,+ au lieu de la métrique +,-,-,-.

Une singularité toute (physiquement) apparente apparaît lorsque:

  (50.298)

ou en d'autres termes, lorsque la coordonnée du rayon r vaut:

  (50.299)

Ce rayon, que nous avions déjà déterminé lors de notre étude la mécanique classique, est appelé "rayon de Schwarzschild".

Le rayon de Schwarzschild est défini comme le rayon critique prévu par la géométrie de Schwarzschild, en deçà duquel rien ne peut s'échapper: si une étoile ou tout autre objet atteint un rayon égal ou inférieur à son rayon de Schwarzschild (qui dépend de sa masse, cf. ci-dessous), alors elle devient un Trou Noir, et tout objet s'approchant à une distance de celui-ci inférieure au rayon de Schwarzschild ne pourra s'en échapper. Le terme est utilisé en physique et en astronomie pour donner un ordre de grandeur de la taille caractéristique à laquelle des effets de relativité générale deviennent nécessaires pour la description d'objets d'une masse donnée. Les seuls objets qui ne sont pas des trous noirs et dont la taille est du même ordre que leur rayon de Schwarzschild sont les étoiles à neutrons (ou pulsars), ainsi, curieusement, que l'univers observable en son entier.

Maintenant que nous avons la métrique de Schwarzschild revenons sur le critère de Schild que nous avions vu lors de notre étude classique de l'effet Einstein.

Si nous réécrivons la métrique de Schwarzschild pour un corps immobile, nous avons la métrique qui se simplifie en:

  (50.300)

En faisant intervenir le potentiel gravitationnel (cf. chapitre d'Astronomie):

  (50.301)

la métrique s'écrit:

  (50.302)

d'où en introduisant le temps propre:

  (50.303)

d'où:

  (50.304)

soit:

  (50.305)

Le développement au deuxième ordre en série de Maclaurin (cf. chapitre de Suite Et Séries) de la racine négative donne:

  (50.306)

Ainsi, nous avons:

  (50.307)

Donc cela démontre que la courbure (la gravitation) engendre une dilatation du temps d'autant plus importante (dans le sens qu'il s'écoule plus vite) que le champ de gravité est intense (la masse M est grande) ou que nous sommes près du corps sous l'influence du champ (rayon r petit).

Or, pour la Terre, le terme:

est relativement faible. Mais pour un Trou Noir ou une étoile à Neutrons, ce n'est plus vraiment le cas et la dilatation devient importante et les effets accessibles à la mesure.

VÉRIFICATIONS EXPÉRIMENTALES

Nous allons maintenant passer en revue les quatre vérifications expérimentales classiques du 20ème siècle de la théorie de la relativité générale qui sont:

1. La précession du périhélie qui au niveau des résultats numériques nous posait problème avec les outils de la mécanique classique (cf. chapitre d'Astronomie).

2. La déflexion des ondes électromagnétiques (lumière) passant proches d'un corps stellaire massif qui au niveau des résultats numériques nous posait aussi problème avec les outils de la mécanique classique (cf. chapitre d'Astronomie).

3. La démonstration du critère de Schild (déjà faite dans les paragraphes précédents) comme seul moyen d'expliquer rigoureusement le redshift gravitationnel et l'hypothèse de ralentissement du temps dans un champ gravitationnel.

4. Le retard des signaux électromagnétiques se propageant près du corps massif. Retard désigné sous le nom "d'effet Shapiro" dont les applications numériques sont utilisées pour le fonctionnement du G.P.S et que nous verrons plus loin.

PRÉCESSION DU PÉRIHÉLIE DE MERCURE

Traitons donc maintenant un des plus fameux exemples de la relativité générale: la précession du périhélie de Mercure. Nous avions déjà traité ce cas dans le chapitre d'Astronomie, mais nous avions mentionné que le résultat théorique numérique ne correspondait pas à l'expérience. Nous allons voir en l'équivalent d'une dizaine de pages A4 de développements détaillés comment la relativité générale permet de réconcilier théorie et expérience.

Pour étudier ce cas, nous allons utiliser le formalisme lagrangien vu dans le chapitre de Mécanique Analytique.

D'abord, rappelons que nous avons obtenu pour la métrique de Schwarzschild:

  (50.308)

Ce que nous noterons en divisant par :

  (50.309)

et pour abréger les notations, nous posons  tel que:

  (50.310)

Maintenant rappelons que (cf. chapitre de Mécanique Analytique) en unités naturelles:

  (50.311)

Donc (c'est très grossier mais cela fonctionne... c'est aussi ça parfois la physique...):

  (50.312)

Enfin cela signifie que le lagrangien est:

  (50.313)

Les équations de Lagrange nous donnent pour la coordonnée :

  (50.314)

avec donc:

  (50.315)

d'où:

  (50.316)

et:

  (50.317)

d'où finalement pour la coordonnée :

  (50.318)

Faisons de même pour  . Nous avons d'abord:

  (50.319)

et:

  (50.320)

et il vient immédiatement de par l'application de l'équation d'Euler-Lagrange:

  (50.321)

Faisons de même pour t:

  (50.322)

et il vient ici aussi immédiatement:

  (50.323)

Dès lors:

  (50.324)

Maintenant nous allons supposer que le mouvement de Mercure est dans le plan équatorial tel que . Dès lors, la relation obtenue plus haut:

  (50.325)

se simplifie en:

  (50.326)

d'où:

  (50.327)

Nous avons aussi dès lors l'expression de la ligne d'Univers qui pour rappel est:

  (50.328)

qui puisque (qui est donc une constante) se simplifie en:

  (50.329)

Faisons mainentenant le remplacement suivant:

    (50.330)

qui est donc une constante comme nous l'avons démontré juste plus haut ainsi que le remplacement suivant (qui est aussi une constante comme nous l'avons démontré juste plus haut):

  (50.331)

dans l'élément de ligne d'Univers et nous obtenons::

  (50.332)

Considérons aussi r comme fonction  alors:

  (50.333)

d'où:

  (50.334)

Ainsi, nous pouvons réécrire la ligne d'Univers sous la forme:

  (50.335)

Faisons un changement de variable en posant:

  (50.336)

d'où:

  (50.337)

Ce qui donne pour notre ligne d'Univers:

  (50.338)

ou:

  (50.339)

en différenciant:

  (50.340)

ou écrit autrement:

  (50.341)

ce qui se simplifie et se factorise en:

  (50.342)

La première solution possible est bien évidemment:

  (50.343)

d'où comme r=1/u:

  (50.344)

Le mouvement circulaire est donc aussi une solution du problème de Kepler en relativité générale dans un champ de Schwarzschild.

L'autre solution sera:

  (50.345)

Soit écrit autrement:

  (50.346)

elle correspond à l'orbite du problème de Kepler.

Faisons la comparaison en considérant en mécanique de Newton le mouvement d'une particule de masse m dans un potentiel U. Le lagrangien (cf. chapitre de Mécanique Analytique) est alors:

  (50.347)

En coordonnées polaires nous avons déjà vu dans différents chapitres (de Calcul Vectoriel et d'Astronomie) que la vitesse s'écrit alors:

  (50.348)

En utilisant l'équation d'Euler-Lagrange nous avons l'équation du mouvement:

  (50.349)

ce qui donne:

 et   (50.350)

d'où:

  (50.351)

et comme nous l'avons vu dans le chapitre d'Astronomie:

  (50.352)

est la constante des aires. Introduisons:

  (50.353)

d'où:

  (50.354)

et donc:

  (50.355)

Ainsi:

  (50.356)

L'équation:

  (50.357)

devient alors:

  (50.358)

Or:

  (50.359)

d'où:

  (50.360)

soit:

  (50.361)

ou:

  (50.362)

Il s'agit donc de la "formule de Binet non relativiste" qui donne donc la relation entre u=1/r et  pour une force centrale (cf. chapitre d'Astronomie). Dans le cas d'un potentiel newtonien:

  (50.363)

d'où:

  (50.364)

avec pour rappel:

  (50.365)

Or, rappelons la forme de celle que nous avions obtenue avec la relativité générale:

  (50.366)

Ainsi, nous voyons que le terme analogue en relativité est:

  (50.367)

et que la relativité générale ajoute le terme . Or, comme en relativité générale:

  (50.368)

Alors:

  (50.369)

Or, dans le cas de l'approximation des champs faibles:

  (50.370)

d'où:

  (50.371)

donc finalement:

  (50.372)

Ceci dit, il est vraiment intéressant de remarquer que l'équation pour la relativité générale:

  (50.373)

peut être interprétée comme l'équation de Binet pour la mécanique classique:

  (50.374)

avec le potentiel:

  (50.375)

avec .

Revenons maintenant à notre équation:

  (50.376)

Nous aimerions savoir si le deuxième terme à droite de l'égalité est négligeable ou non par rapport au premier terme de droite de l'égalité et ce afin de pouvoir appliquer la théorie des perturbations.

Nous allons d'abord poser à l'aide de l'approximation des champs faibles faite plus haut:

  (50.377)

Maintenant calculons le rapport:

  (50.378)

Rappelons qu'en coordonnées polaires:

  (50.379)

en approximation, nous pouvons grossièrement poser que:

  (50.380)

Dès lors pour Mercure...:

  (50.381)

Donc nous voyons de suite que nous pourrons appliquer les théories variationnelles sur le terme . Ainsi, posons:

  (50.382)

L'équation:

  (50.383)

prend alors la forme:

  (50.384)

Pour résoudre cette équation différentielle, nous allons utiliser l'approche de la théorie des perturbations (cf. chapitre de Calcul Différentiel Et Intégral). Nous allons donc nous intéresser à une solution de la forme d'un développement de Taylor en deuxième ordre seulement en :

  (50.385)

où  sont bien évidemment dépendants de  et devront être déterminés! Pour cela, nous savons qu'il faut remplacer l'expression précédente dans l'équation différentielle telle que:

  (50.386)

Ce qui se simplifie en:

  (50.387)

où rappelons que:

  (50.388)

est l'équation classique obtenue plus haut:

  (50.389)

considérons la solution du type:

  (50.390)

où D est une constante arbitraire. Or, comme nous l'avons vu dans le chapitre d'Astronomie dans le cas de la précession du périhélie:

  (50.391)

est au fait une ellipse. Ce qui signifie que toute solution de la forme:

  (50.392)

est aussi une ellipse!

Pour l'équation en :

  (50.393)

qui se simplifie en:

  (50.394)

Puisque (cf. chapitre de Trigonométrie):

  (50.395)

Il vient:

  (50.396)

Pour déterminer , décomposons-le en trois termes:

  (50.397)

Ce qui nous donne immédiatement (en injectant les trois termes respectivement dans la dérivée seconde et le terme seul):

  (50.398)

Donc finalement:

  (50.399)

La solution cherchée est finalement:

  (50.400)

C'est donc avec:

  (50.401)

qu'il faut calculer le déplacement du périhélie (on y arrive...).

Nous voyons relativement vite en observant la relation précédente que le seul terme dont l'amplitude n'est pas constante est .

Rappelons alors que (cf. chapitre de Trigonométrie):

  (50.402)

Ce qui peut grossièrement s'écrire aussi en première approximation en utilisant les développement de Maclaurin au premier ordre (cf. chapitre de Suites Et Séries):

  (50.403)

d'où:

  (50.404)

Nous savons que l'orbite d'ordre zéro est:

  (50.405)

L'effet du dernier terme:

  (50.406)

est donc d'introduire une petite variation périodique dans la distance radiale. Ce terme n'affecte pas le déplacement du périhélie. C'est le terme  dans:

  (50.407)

qui introduit une non-périodicité qui peut être non négligeable dans le cas où  est grand.

Le périhélie (point le plus proche du Soleil) se présente donc quand r est minimum soit  maximum. Or, u est maximum quand le terme qui nous intéresse est maximum, c'est-à-dire:

  (50.408)

Nous avons approximativement:

  (50.409)

Pour deux périhélies successifs, nous avons un intervalle:

  (50.410)

au lieu de . Ainsi, le déplacement pour une révolution est:

  (50.411)

où K est donc la constante des aires et M la masse de l'astre central et puisque:

  (50.412)

Bref, nous avons au final:

  (50.413)

Relation à comparer avec celle que nous avons obtenue dans le chapitre d'Astronomie avec un traitement newtonien classique:

  (50.414)

Nous retrouvons donc à la perfection le facteur 6 qui manquait dans les traitements classiques!

Pour Mercure une application numérique donne:

  (50.415)

et l'expérience donne . De l'aveu même d'Einstein, en obtenant ce résultat il eut des palpitations et l'impression de frôler la crise cardiaque et satisfait de son effort herculéen qui l'avait totalement épuisé il prit une longue période de repos.

Pour terminer sur ce sujet, signalons une deuxième écriture fréquente dans la littérature concernant le résultat obtenu. Effectivement, nous avons démontré dans le chapitre d'Astronomie que le paramètre focal était donné par:

  (50.416)

Il reste donc:

  (50.417)

et nous avons démontré aussi dans le chapitre de Géométrique Analytique que:

  (50.418)

Il vient donc au final la forme la plus classique:

  (50.419)

DÉFLÉXION DE LA LUMIÈRE

Nous avons donc montré que:

  (50.420)

en remplaçant les facteurs par leurs valeurs respectives, nous avons:

  (50.421)

Mais nous avons vu plus haut que:

  (50.422)

et comme K est la constante des aires donnée par la conservation du moment cinétique lui-même constant (cf. chapitre de Mécanique Classique):

  (50.423)

Nous avons alors pour un photon .

Finalement l'équation du mouvement d'un photon se résume à:

  (50.424)

Posons maintenant pour simplifier les notations:

  (50.425)

alors:

  (50.426)

Le terme à droite de l'égalité est petit (vu les constantes qui y interviennent...) si bien qu'une forme approchée de l'équation différentielle est:

  (50.427)

Dont une solution particulière, qui nous le savons d'avance, est intéressante:

  (50.428)

Nous portons cette solution approximée dans l'équation différentielle initiale et nous obtenons:

  (50.429)

Soit:

  (50.430)

Soit:

  (50.431)

La suite va être très subtile (comment deviner quelque chose comme cela...?). D'abord nous allons créer une nouvelle équation différentielle:

  (50.432)

L'astuce consiste à multiplier cette équation par i et la sommer à l'équation différentielle d'origine:

  (50.433)

Ce que nous noterons:

  (50.434)

L'astuce est de chercher une solution particulière de la relation précédente sous la forme:

  (50.435)

Nous avons alors:

  (50.436)

Ceci injecté dans notre nouvelle équation différentielle donne:

  (50.437)

Nous en déduisons immédiatement:

  (50.438)

Une solution particulière de l'équation différentielle d'origine est donc:

  (50.439)

Soit en utilisant les relations trigonométriques remarquables:

  (50.440)

Il vient:

  (50.441)

La solution générale est finalement:

  (50.442)

Si nous admettons que la lumière est très faiblement déviée par le Soleil, le rayon de courbure (1/r) de sa trajectoire sera très faible.

Ainsi:

    (50.443)

tel que:

  (50.444)

Le premier terme est prédominant par rapport au deuxième à cause du facteur  qui est très petit sur le deuxième. Pour la suite, nous procédons comme dans le chapitre d'Astronomie (juste les notations changent) pour l'étude de l'angle de déflexion (si vous n'y revenez pas vous ne pourrez comprendre la justification de ce qui va être fait!). Nous posons sans perdre en généralité que:

  (50.445)

Soit:

  (50.446)

et comme:

  (50.447)

il vient:

  (50.448)

En utilisant les relations trigonométriques à nouveau:

  (50.449)

Il vient:

  (50.450)

 étant supposé très petit nous faisons un développement de Maclaurin  (cf. chapitre de Suites Et Séries) au premier ordre des fonctions trigonométriques:

  (50.451)

Ce qui donne:

  (50.452)

Donc après une série d'approximations... et d'hypothèses limites acceptables..., nous arrivons à:

  (50.453)

au lieu du résultat que nous avions obtenu selon l'approche newtonienne dans le chapitre d'Astronomie:

  (50.454)

Nous trouvons donc le facteur 2 qui faisait défaut au traitement classique du problème, relativement aux mesures expérimentales, que nous avons vues dans le chapitre d'Astronomie.

  (50.455)

Ce qui est souvent représenté de façon imagé dans les médias par le dessin suivant:

Cette déviation a pu être mise en évidence en mesurant la position des étoiles au voisinage du disque solaire lors de l'éclipse de 1919 par Arthur Eddington et son équipe. Après l'avance du périhélie de Mercure, il s'agissait du second test passé avec succès par la Relativité Générale. C'est cet événement qui a rendu Albert Einstein célèbre auprès du grand public. Aujourd'hui, la déviation des rayons lumineux a pu être mesurée avec beaucoup plus de précision en considérant les signaux radio émis par des sources extragalactiques (quasars, AGN, etc.): la prédiction de la Relativité Générale a été confirmée au millième près.

La déviation des rayons lumineux est aujourd'hui très importante en cosmologie observationnelle,
puisqu'elle est à l'origine du phénomène de mirage gravitationnel, encore appelée "lentille gravitationnelle".

Il est intéressant de remarquer que toute la théorie des mirages gravitationnels est basée
sur la relation:

  (50.456)

du moins pour un détecteur ponctuel. C'est le seul ingrédient de Relativité Générale utilisé dans le calcul des images.

EFFET SHAPIRO

En 1964, Shapiro démontra qu'un rayon lumineux n'était pas seulement dévié en passant près d'une masse, mais également que la durée de son trajet était allongée par rapport à une géométrie euclidienne. Il calcula que le retard devait atteindre environ 200 microsecondes, donc parfaitement mesurable, pour une ligne de visée rasant le Soleil. Il suggéra alors de mesurer systématiquement la durée mise par un signal radar pour effectuer le trajet aller-retour entre la Terre et une planète passant derrière le Soleil (pour que l'effet soit maximal). Cela fut d'abord accompli avec des échos radar sur Mars, Vénus ou Mercure, avec une précision de l'ordre de 20%. Le résultat est très net: la durée nécessaire à un signal radar pour faire l'aller-retour Terre-Planète augmente brutalement juste avant que la planète passe derrière le Soleil et diminue tout aussi brutalement quand celle-ci réapparaît.

Bien qu'il s'agisse d'un effet faible, on a pu le vérifier très précisément depuis l'arrivée des sondes Viking sur Mars en 1976, à l'aide de signaux envoyés depuis la Terre vers Mars et réfléchis sur cette dernière par les sondes (voir le principe de l'expérience sur la figure suivante). En outre, il existe même désormais un objet de plus en plus courant pour le fonctionnement duquel l'effet Shapiro doit être pris en compte: le "G.P.S." (Global Positioning System). En effet, malgré la faiblesse du champ de gravitation terrestre, une précision géographique de quelques mètres nécessite de tels détails dans les calculs. Toutefois, un satellite a été lancé récemment dont le but est de vérifier, dans le champ de gravitation terrestre, un effet encore plus faible prédit par la relativité générale et qui n'intervient même pas dans le GPS: l'entraînement de l'espace-temps, aussi nommé "effet Lense-Thirring".

Signalons pour le GPS que deux phénomènes d'erreur sont connus dans le cadre de la relativité:

1. Les satellites tournant autour de la Terre à une vitesse approximative de 20'000 kilomètres par heure retardent alors de 7 millionièmes de seconde par jour (relativité restreinte).

2. À l'altitude de 20'200 kilomètres, celle de l'orbite des satellites, le champ gravitationnel plus faible fait avancer les horloges satellitaires de 45 millionièmes de seconde par jour.

La somme des deux corrections donne une dérive de 38 millionièmes de seconde par jour, un chiffre ahurissant pour un système GPS dont la précision se doit d'être de 50 milliardièmes de seconde par jour.

Faisons le calcul pour un rayon frôlant la surface du Soleil. Pour cela, nous reprenons notre métrique de Schwarzschild:

  (50.457)

avec:

  (50.458)

Pour un photon, nous savons que  et donc l'équation de la métrique de Schwarzschild s'écrit alors:

  (50.459)

La trajectoire du photon ayant lieu dans le plan équatorial du Soleil, nous posons:

  (50.460)

ce qui simplifie encore l'équation de la métrique en:

  (50.461)

Pour simplifier encore plus nous faisons l'hypothèse que la trajectoire (en coordonnées polaires) du photon rasant le Soleil est rectiligne telle que (pour une des composantes polaires du plan):

  (50.462)

où  est le rayon du Soleil. Nous allons utiliser cette hypothèse pour simplifier l'équation de la métrique. Pour cela nous réarrangeons:

  (50.463)

Nous dérivons (cf. chapitre de Calcul Différentiel Et Intégral):

  (50.464)

Si nous mettons le tout au carré:

  (50.465)

d'où:

  (50.466)

Nous pouvons maintenant récrire l'équation de la métrique:

  (50.467)

En prenant la racine:

  (50.468)

Étant donné que  et que  alors:

  (50.469)

Dès lors nous avons en utilisant les développements de Maclaurin (cf. chapitre de Suites Et Séries) au premier ordre:

  (50.470)

Nous avons alors:

  (50.471)

Nous avons finalement une fois condensé:

  (50.472)

Ce qu'il est de tradition de noter (nous sortons le 1/c des différents termes):

  (50.473)

S'il n'y a pas de masse alors l'espace-temps est plat et . Dès lors:

  (50.474)

Nous pouvons ainsi distinguer le temps classique du temps supplémentaire engendré par l'espace courbe. Le "retard" sera donc donné par:

  (50.475)

Ensuite, pour intégrer les quatre fonctions de r il faut se placer dans un référentiel placé si possible au centre de l'astre principal (le Soleil typiquement) puisque la métrique de Schwarzschild est basée sur cette hypothèse pour rappel... Ainsi, pour connaître le retard d'un rayon lumineux partant du Soleil jusqu'à la Terre, nous choisirons logiquement comme rayon de départ celui du Soleil  lui-même et comme rayon d'arrivée, la distance Soleil-Terre (donc cela correspondra une fois les primitives calculées aux bornes d'intégration).

Figure: 50.1 - Temps d'aller-retour d'un signal en fonction de la position de Mars

Bon cela dit c'est bien joli de connaître les notations d'usage, mais c'est encore mieux de faire une application numérique! Nous allons donc d'abord déterminer la primitive de chacun des termes ci-dessous:

  (50.476)

Les deux premières primitives sont simples car il s'agit de primitives usuelles démontrées en détail dans le chapitre de Calcul Différentiel Et Intégral:

  (50.477)

où pour la dernière primitive nous avons préservé la constante d'intégration (contrairement à ce qui a été fait dans le chapitre de Calcul Différentiel Et Intégral car ).

Maintenant il nous reste les deux dernières intégrales. Commençons dans l'ordre par:

  (50.478)

En posant:

  (50.479)

et en utilisant les résultats démontrés dans le chapitre de Calcul Différentiel Et Intégral, nous avons alors:

  (50.480)

Puisque nous avons (cf. chapitre de Trigonométrie):

  (50.481)

Alors:

  (50.482)

Enfin, il reste la dernière primitive:

  (50.483)

Nous posons pour la suite:

    (50.484)

Il vient alors:

  (50.485)

Dans le chapitre de Calcul Différentiel Et Intégral nous avons démontré que:

  (50.486)

et que:

  (50.487)

Donc:

  (50.488)

Pour revenir à l'intégrale du début on se rappelle que . Donc:

  (50.489)

Nous avons donc au final en prenant tous les primitives calculés plus haut en en choississant une borne de départ et d'arrivée pour le calcul:

  (50.490)

Nous voyons dans le cas limite Newtonien où , cette relation se réduit comme peau de chagrin à:

  (50.491)

Donc pour un aller-retour (entre planète et satellite par exemple), il vient alors dans ce cas simplifié:

  (50.492)

TROUS NOIRS

En restant toujours à notre métrique de Schwarzschild....Une trajectoire radiale de type lumière implique:

  (50.493)  

donc:

  (50.494)

et dans une trajectoire radiale directe (par définition) nous avons aussi:

 et   (50.495)

donc:

  (50.496)

Dès lors:

  (50.497)

Il vient alors:

  (50.498)

D'où:

  (50.499)

Posons en unités naturelles . Il vient alors:

  (50.500)

Lorsque  le membre de droite de l'égalité tend vers , donc l'évolution du temps t (observateur extérieur) en fonction de r tend vers l'infini par rapport au temps propre de la lumière.

La sphère donnée par le rayon:

  (50.501)

définit "l'horizon du Trou Noir de Schwarzschild".

Vers cette frontière limite, la lumière semble mettre un temps infini par rapport à un observateur extérieur à se déplacer lorsqu'elle approche un Trou Noir. Elle ne parvient donc jamais vraiment à l'atteindre par rapport à l'observateur, d'où le fait que les Trous Noirs peuvent être entourés en fonction de leur environnement d'un halo lumineux aux abords du rayon de Schwarzschild. De plus, puisque le temps semble arrêté, la fréquence de la lumière environnant le Trou Noir tend vers zéro et donc vers l'infra-rouge.

Signalons encore un point très important. Avant Einstein, la géométrie était considérée comme partie intégrante des lois. Einstein a montré que la géométrie de l'espace évolue dans le temps selon d'autres lois, encore plus profondes. Il est important de bien comprendre ce point. La géométrie de l'espace ne fait pas partie des lois de la nature. Par conséquent, rien que nous puissions trouver dans ces lois ne dit ce qu'est la géométrie de l'espace. Ainsi, avant de commencer à résoudre les équations de la théorie générale de la relativité d'Einstein, nous n'avons strictement aucune idée de ce qu'est la géométrie. Nous la découvrons seulement une fois les équations résolues.

Cela signifie que les lois de la nature doivent s'exprimer sous une forme qui ne présuppose pas que l'espace ait une géométrie fixe. C'est le coeur de la leçon einsteinienne. Cette forme se traduit en un principe appelé "indépendance par rapport au fond". Ce principe énonce donc que les lois de la nature peuvent être décrites dans leur totalité sans présupposer la géométrie de l'espace.

In extenso, le choix des quatre dimensions fait partie du fond. Serait-il possible qu'une autre théorie plus profonde ne nécessite pas de présupposer le nombre de dimensions?

En résumé, l'idée de l'indépendance par rapport au fond, dans sa formulation la plus générale est une façon sage de faire de la physique: faite de meilleures théories, dans lesquelles les choses qui, avant, étaient postulées, seront expliquées en permettant à de telles choses d'évoluer dans le temps en fonction de lois nouvelles.

C'est là aussi une difficulté de la théorique quantique. Elle est dépendante de fond contrairement à la relativité générale.

- La relativité générale, M. Ludvigsen, Éditions Dunod, ISBN10: 210004896 (241 pages) - Imprimé en 2005

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