Pour en faciliter la lecture, aucun calcul n’est développé, et des liens internes renvoient à des explications de termes techniques. La théorie de l'effet CREIL a été publiée dans plusieurs revues d'optique ou de spectroscopie dotées d'un comité de lecture (en particulier : Quantum and semiclassical optics, Journal of quantitative Spectroscopy and radiational transfer, IEEE transactions on plasma science) et dans des revues moins cotées comme les Annales de physique,. La copie des articles originaux est accessibles sur le serveur *www.arxiv.org*. Ce serveur contiennent l’essentiel de la matière des publications récentes de Jacques Moret-Bailly, avec les calculs et les références à des auteurs antérieurs. Les liens situés entre astérisques * ne sont pas des liens internes.

Introduction.

Enseignant l'optique, en établissant une classification des interactions entre la lumière et la matière, j'ai mis en évidence, dès 1967, un effet inconnu jusque là, que je nomme maintenant "Effet Raman Cohérent agissant sur une Lumière temporellement Incohérente" : sigle "CREIL" en anglais (ou "ERCIL" ou "ILCRS" dans certaines publications originales antérieures à 2003). L'effet CREIL s'applique surtout à l'astrophysique.

Les molécules mono ou poly atomiques émettent ou absorbent de la lumière (ou, plus généralement, les ondes électromagnétiques) à des fréquences bien définies. Dispersant par un prisme (ou un dispositif plus performant) le pinceau de lumière ayant traversé un gaz, on observe un spectre présentant des raies d'émission brillantes ou d'absorption sombres qui caractérisent ces molécules.

Les raies inscrites dans les spectres des astres sont décalées, en général vers les basses fréquences, c'est à dire, dans le spectre visible, vers le rouge ; bien qu'impropre dans le cas des ondes électromagnétiques invisibles, le terme "rougissement" sera utilisé pour caractériser les décalages vers les basses fréquences.

En astrophysique, les décalages sont généralement attribués à l'effet Doppler dû à une variation de la distance de l'observateur à la source ; une autre possibilité, formellement équivalente, est que l'Univers (appelé "éther" au dix-neuvième siècle) est en expansion. Il y a vingt ans des centaines d'articles mettaient déjà cette attribution en doute.

De nombreuses alternatives proposées pour remplacer l'effet Doppler ne sont pas convaincantes car elles brouillent les images et les spectres ; parmi elles on trouve la diffusion Raman ordinaire. Ainsi, faute d'une alternative satisfaisante, une énorme constructio n branlante, la théorie du "big-bang" a été échafaudée, avec des variantes innombrables, au prix d'une dissimulation de ses failles par des hypothèses de plus en plus invraisemblables, défiant toutes les lois de la physique, par exemple l'hypothèse d'une matière noire indécelable, mais douée de propriétés étonnantes.

L'effet Raman cohérent en lumière incohérente ( CREIL) est à prendre en compte car il n'a pas ces défauts ; de plus le CREIL produit un rayonnement thermique qui peut être le rayonnement cosmologique à 2,7K et des rayonnements attribués à de la poussière chaude. Son rejet est manifestement dû à l'application d'une théorie aberrante nommée "électrodynamique quantique" dont les spécialistes prédisaient à Townes, l'inventeur du maser et du laser, que ceux-ci ne fonctionneraient pas. L'électromagnétisme classique résout tous les problèmes fondamentaux, mais des recettes de l'électromagnétisme quantique peuvent être plus performantes que la méthode classique, ce qui a attiré à elle de nombreux adeptes qui ont perdu de vue les raisonnements classiques pourtant bien assis.

Les diffusions cohérentes.

Pour qu'une diffusion de lumière soit cohérente, il faut que toutes les molécules situées sur une surface d'onde rayonnent en synchronisme, c'est à dire que leur phase soit liée de la même façon à la phase de l'onde incidente.

Lorsqu'un impulsion lumineuse de fréquence ν atteint une molécule, elle excite cette molécule, c'est à dire elle oblige la molécule à quitter le minimum de potentiel dans lequel se trouve cette dernière ; ce minimum de potentiel est appelé état stationnaire d'énergie (ou état propre) E₀ ; l'excitation est généralement transitoire parce qu'en général il n'existe pas un état propre d'énergie E₁ tel que la valeur absolue de E₁-E₀ soit égale à hν ; pendant l'excitation transitoire la molécule rayonne un champ électromagnétique d'une part à la fréquence excitatrice ν, d'autre part à des fréquences ν_i=ν+(E₀-E_i)/h., où E_i est l'énergie correspondant à un certain minimum de potentiel i. Ces deux types de rayonnement sont qualifiés respectivement "Rayleigh" et "Raman".

Considérons d'abord la diffusion Rayleigh. Les points d'une surface d'onde associée à une source de lumière sont atteints simultanément par une impulsion issue de la source ; toutes les molécules situées sur cette surface d'onde sont excitées de la même façon. L'onde Rayleigh émise par chacune de ces molécules s'amorce, et reste en quadrature avec l'onde incidente ; en cas de collision, le rayonnement se réamorce encore en quadrature. Ainsi toutes les molécules situées sur une surface d'onde restent synchrones et génèrent une onde cohérente en volume.

L'onde incidente et l'onde diffusée par toutes les molécules interfèrent en tous points puisqu'elles ont les mêmes surfaces d'onde. Comme les ondes ont la même fréquence, il en résulte une onde unique de phase intermédiaire, donc retardée par rapport à la phase de l'onde incidente : la diffusion Rayleigh cohérente est la réfraction.

Cette description ne tient pas compte du nombre fini de molécules donc d'ondelettes, alors que la construction d'Huygens suppose un nombre infini d'ondelettes ; d'autre part, si l'onde diffractée réapparaît en quadrature après un choc, sa phase et son amplitude peuvent varier pendant le choc ; ces imperfections provoquent l'émission d'une faible onde de phase aléatoire ; l'interférence des ondes émises par toutes les molécules ne construit pas une surface d'onde bien déterminée, on obtient une diffusion faible, dans quasiment toutes les directions : c'est la diffusion Rayleigh incohérente constituant, à partir de la diffusion de la lumière du Soleil, le bleu du ciel.

Il est beaucoup plus difficile d'obtenir une diffusion Raman cohérente car si la différence de phase entre onde diffusée et excitatrice est nulle à l'arrivée d'une impulsion lumineuse, cette différence croît linéairement avec le temps, de sorte que le réamorçage d'une diffusion après une collision introduit une phase aléatoire : il est nécessaire que les impulsi ons de lumière soient assez brèves pour qu'il n'y ait pratiquement pas de collision pendant la durée d'une impulsion.

Les impulsions qui constituent la lumière ordinaire (temporellement incohérente) ont une durée de l'ordre de 5 nanosecondes ; la pression de gaz préservant la cohérence spatiale de la diffusion dépend de la nature du gaz et de la température ; son ordre de grandeur est de quelques pascals (La pression atmosphérique normale est 101 300 pascals).

La longueur de cohérence limite en général la diffusion à une faible amplitude.

Interférence de l'onde diffusée avec l'onde excitatrice.

L'interférence de deux ondes de fréquences légèrement différentes produit des battements : on calcule classiquement que la somme des deux fonctions sinusoïdales est une fonction d'apparence sinusoïdale, de fréquence intermédiaire, modulée en amplitude. Un spectromètre utilise cette modulation pour séparer les deux fréquences qui ont été mélangées, à condition que cette modulation soit détectable. Au début de l'impulsion excitatrice, les ondes incidente et diffusée sont en phase de sorte que l'amplitude est maximale et sa dérivée est nulle ; l'amplitude varie donc très peu juste après l'instant initial de l'excitation ; si l'impulsion est nettement plus courte que la période des battements, c'est à dire la période de résonance Raman, l'amplitude est pratiquement constante, on ne peut pas distinguer deux fréquences : la diffusion ne fait pas apparaître une nouvelle fréquence, mais modifie cependant la fréquence de l'onde incidente ; un calcul élémentaire confirme ce résult at et montre que la variation relative de fréquence Δν/ν dépend très peu de la fréquence ν. et est proportionnelle à la fréquence Raman dans la limite où il y a interférence en une fréquence unique.

Comme les deux ondes fusionnent en une onde unique la longueur de cohérence est infinie, la diffusion peut être intense, produisant des variations importantes de fréquence.

La période de transition Raman doit être notablement supérieure à la durée des impulsions, soit environ 5 ns, ce qui correspond à un train d'onde de 1,5 mètres environ ; il faut donc avoir des transitions Raman de très faible énergie, correspondant à des longueurs d'onde supérieures à 1.5 m, donc des fréquences très inférieures à 150 MHz, ce qui est le domaine du mégahertz.

Désexcitation des molécules

La loi de Planck permet d'attribuer à un mode optique une température qui est la température d'un corps noir susceptible de générer l'amplitude qu'a l'onde dans ce mode. Un effet Raman modifie l'état des molécules qui le produisent. Pour obtenir un régime stationnaire, il faut que les molécules reviennent à l'état initial ; ce retour doit être rapide dans le cas d'un effet cohérent car il doit se produire pendant l'impulsion excitatrice. Aux pressions élevées, le retour peut être provoqué par une collisions, mais pour le CREIL les collisions doivent être négligeables : il FAUT donc revenir à l'état initial par un processus optique ; le plus simple est un effet Raman cohérent opposé.

Le CREIL est donc un ensemble de deux effets Raman cohérents. Conformément aux règles de la thermodynamique, il faut que le l'énergie soit transférée du chaud vers le froid. D'où la définition du CREIL :

Le CREIL est un échange d'énergie qui, en respectant la cohérence volumique, accroît l'entropie d'un ensemble de modes d'ondes électromagnétiques temporellement incohérents ; l'échauffement d'un mode correspond à une augmentation de sa fréquence. Le CREIL a besoin, comme catalyseur, d'un gaz dont, d'une part le temps collisionnel et, d'autre part au moins une période de résonance quadrupolaire, sont supérieurs au temps de cohérence des modes.

Conditions d'observation de l'effet CREIL.

Pour que le temps collisionnel d'un gaz soit supérieur à 5 ns, il faut que cette pression soit inférieure à quelques pascals ; cette évaluation est très grossière car le temps collisionnel dépend de la nature, de la température et de la pression du gaz.

Une résonance quadripolaire (Raman) dans le domaine du mégahertz correspond à une transition hyperfine. D'autres transitions sont possibles, entre des niveaux Zeeman par exemple.

Ces deux conditions rendent une éventuelle observation du CREIL au laboratoire, très coûteuse. On remarque que ces conditions définissent les impulsions qui forment la lumière naturelle comme des impulsions ultracourtes : une impulsion est "ultracourte" si elle est plus courte que toutes les constantes de temps optiques du système étudié. Il existe des lasers fournissant des impulsions femtoseconde, donc ultracourtes pour la matière condensée et les résonances de l'infrarouge. Mais la puissance instantanée de ces lasers, nécessaire pour une détection, est si grande que les glissements de fréquence dépendent de cette puissance. Cet effet, connu sous le nom d'"Impulsive Stimulated Raman Scattering" (ISRS) est couramment utilisé.

Les modes froids sont habituellement les modes thermiques, à 2,7K dans l'espace, sauf au voisinage des astres brillants ayant un rougissement intrinsèque dû au CREIL important : près de ces astres, le CREIL peut élever la température du rayonnement thermique à plusieurs centaines de kelvins.

La différence de température entre les modes froids et chauds est habituellement très grande, de sorte que les transferts d'énergie entre modes sont beaucoup plus limités par le catalyseur que par la thermodynamique : ils ne dépendent plus que de la polarisabilité des molécules. La dispersion de la polarisabilité étant faible, les glissements relatifs de fréquence Δν/ν dépendent peu de ν.

Propagation de la lumière dans l'hydrogène atomique neutre

Les niveaux de l'atome d'hydrogène sont caractérisés par le nombre quantique principal n = 1, 2, et nous négligerons l'éclatement de ces niveaux en fonction des autres nombres quantiques. Les transitions entre le niveau n=1 d'une part, et les niveaux n=2, n=3… d'autre part sont notées Lyman α pour n=2, Lyman β pour n=3,….

Supposons qu'une lumière, dont le spectre est continu jusqu'au domaine des rayons X, traverse de l'hydrogène atomique neutre, sous faible pression. Supposons aussi que la température de l'hydrogène soit trop faible pour que les niveaux de nombre quantique principal n supérieur à 1 soient peuplés par les collisions avec les autres atomes.

Toutes choses égales par ailleurs, le CREIL est proportionnel à la fréquence de résonance Raman. Il faut rester dans le domaine du mégahertz. En conséquence, faisant décroître cette fréquence à partir d'une valeur élevée, comme 1 GHz, le CREIL apparaît assez brusquement puis décroît. En effet, la résonance quadripolaire hyperfine dans l'état fondamental n=1 se produit à la fréquence 1420 MHz trop élevée pour le CREIL. L'écart des niveaux hyperfins est, grossièrement, proportionnel à 1/n³, de sorte que le CREIL passe par un maximum net pour n=2, les valeurs exactes des fréquences de résonance étant alors 178 MHz dans l'état 2s_1/2, 59 MHz dans 2p_1/2 et 24 MHz dans 2p_3/2.

La contribution au CREIL de niveaux n>2 peut être négligée en première approximation car, d'une part les fréquences de résonances sont peu élevées, d'autre part ces niveaux sont peuplés plus difficilement que le niveau n=2.

Pour un faisceau cylindrique de lumière, en régime stationnaire, le nombre d'atomes excités sur le niveau n=2 est, en première approximation, proportionnel à l'intensité absorbée à la fréquence de la raie Lyman_α, de sorte que le rougissement est proportionnel à l'intensité absorbée par la raie Lyman α.

Si l'intensité initiale de la lumière au voisinage de la fréquence Lyman_α est suffisante, le rougissement atteint la largeur de raie avant absorption complète, de sorte que l'intensité absorbable est renouvelée et le rougissement est permanent. L'intensité absorbée a une valeur critique I_c qui ne dépend pas de l'intensité initiale : en conséquence les variations d'intensité dans le spectre sont amplifiées en valeur relative, le contraste des raies est accru.

Si l'intensité initiale est inférieure à I_c, l'absorption Lyman_α est totale avant que le rougissement atteigne la largeur de raie, aucun atome n'est pompé au delà de la zone d'absorption dans l'état n=2, le rougissement disparaît. En l'absence de rougissement ainsi obtenu, les absorptions se produisent à des positions fixes et sont ainsi beaucoup plus intenses ; toutes les raies d'absorption du gaz et de ses impuretés s'inscrivent visiblement dans le spectre.

Si la valeur de l'intensité inférieure à I_c résulte d'une absorption préalable par une raie quelconque, le faible rougissement produit, en particulier, par les atomes dans l'état n=3 finit par amener une région où il n'y a pas eu d'absorption en coïncidence avec la raie Lyman_α, de sorte que le rougissement rapide qui rend les absorptions inobservables réapparait.

Ainsi, chaque fois qu'une raie absorbée arrive, par rougissement de la lumière, à la fréquence de la raie Lyman_α, tout le spectre du gaz s'inscrit dans la lumière.

Lorsque la raie Lyman_β inscrite dans le spectre arrive, par rougissement, en coïncidence avec la raie Lyman_α, toutes les raies sont inscrites, si bien que cette coïncidence de raies lie deux motifs d'absorption de l'hydrogène, l'un rougi, l'autre non. Cette association se reproduit par coïncidence γ α, puis avec les raies nouvellement inscrites.

La différence de fréquence Δν entre la raie β (respectivement γ) et la raie α, divisée par la fréquence de la raie α vaut environ 0,1852 (resp. 0,25), soit, approximativement 3*0.0617 (resp. 4*0.0625) ; * ces variations relatives de fréquence, maintenues au cours du rougissement, obéissent à une périodicité 0,062. *

Les raies d'émission se reproduisent de la même façon que les raies d'absorption, les émissions apparentes étant, en fait, des diminutions d'absorption.

Les quasars sont des étoiles à neutrons en période d'accrétion.

Le volume d'une étoile résulte d'un équilibre entre la gravitation et une pression due à une haute température entretenue par la transformation des éléments légers en éléments de masses moyennes. Lorsque cette transformation s'achève, une étoile assez lourde se contracte fortement et sous la très forte pression résultante les électrons se combinent aux protons pour former des neutrons.

Pour que cette étoile respecte le principe d'invariance du moment cinétique total de ce système isolé dans l'espace, la vitesse angulaire doit augmenter pour compenser la diminution du moment d'inertie dû à la contraction (c'est ce qui arrive au patineur qui abaisse ses bras). En fait, l'accroissement de force centrifuge provoque une éjection de matière qui finit par emporter l'essentiel du moment cinétique, et l'étoile retrouve sa stabilité. Ce stade d'évolution des étoiles à neutron est précisément prévu par la théorie. Une étoile, un peu plus massive que le Soleil, aura finalement un volume inférieur au volume de la Terre quand il sera parvenu à ce stade.

Lorsque l'essentiel du moment cinétique a été dissipé, l'étoile peut réabsorber une partie du nuage qu'elle a éjecté. L'apport de matière (appelé accrétion de matière) produit à la surface de l'étoile une énorme densité d'énergie, de sorte que l'étoile doit devenir très chaude (des centaines de milliers de kelvins en surface) et être beaucoup plus visible que les étoiles à neutrons ayant terminé l'accrétion. Mais on n'a JAMAIS vu une telle étoile à neutrons. Tout cela reste théorique.

Imaginons le spectre d'une étoile à neutrons en état d'accrétion, c'est à dire le spectre d'un petit objet très brillant entouré d'un nuage d'hydrogène sale (hydrogène mêlé à d'autres matières).

Très près de l'étoile, la température est si élevée que l'hydrogène est complètement ionisé et ne possède donc pas de spectre. Les impuretés émettent des spectres dans des états plus ou moins ionisés car la température du gaz est plus élevée que la température du rayonnement pour deux raisons : la surface de l'étoile n'est pas un corps noir, et le gaz peut être surchauffé par des collisions avec des particules s'accrétant ou émises par l'étoile. Ces spectres d'émission sont traditionnellement utilisés pour définir le rougissement des quasars.

Plus loin de l'étoile, température et pression décroissent, donc électrons et protons s'assemblent en hydrogène atomique neutre ; dans son premier état excité n=2 celui-ci produit un rougissement, et il apparaît des raies dont les rougissements diffèrent par des multiples entiers de 0,062. Cependant, lorsque la température est encore élevée (20 000K), le niveau n=2 est toujours un peu excité thermiquement, de sorte que le rougissement n'est jamais nul, et les raies sont donc larges. Leur largeur décroît avec la décroissance de la température.

En s'éloignant de l'étoile, la densité de gaz est d'abord relativement élevée de sorte que l'équilibre thermique entre le gaz et le rayonnement aux fréquences de résonance dipolaires est atteint sur une grande partie de la largeur des raies : ainsi les raies ont la forme d'auges.

En s'éloignant de l'étoile, la température du rayonnement décroît moins vite que la température du gaz si bien qu'il apparaît d'abord des raies d'émission, puis une absence de raies (les températures étant voisines), enfin des raies d'absorption.

Ce processus est cependant troublé par une puissante et fréquente émission radio par l'étoile : tant que la pression du gaz autorise une ionisation analogue à celle qui règne dans nos tubes à décharge, le gaz s'ionise, de sorte qu'il n'y a ni absorption, ni rougissement notables, pas de formation des raies larges en forme d'auge.

Plus loin, la pression diminue et les raies s'affinent, formant une forêt.

Encore plus loin, le rougissement n'apporte plus assez d'énergie aux fréquences Lyman. L'hydrogène se refroidit, devient moléculaire, et émet la fréquence 1420 MHz.

A ce stade d'évolution, * les étoiles à neutrons, nommées "accretors" ont exactement le spectre que l'on observe des quasars *. Elles semblent, paradoxalement ne pas être vues, parce que lorsqu'elles sont détectées, elles sont nommées quasars. Le quasar étant placé à la distance de plusieurs milliards d'années-lumière qu'on lui attribue d'habitude par l'effet Doppler, il a une luminosité faramineuse, incompatible avec celle d'une étoile à neutrons, qui reste de l'ordre de celle d'une étoile ordinaire. Une étoile à neutrons ne serait pas vue à cette distance. Avec l'effet CREIL, il n'y a plus d'incompatibilité entre cette étoile et le quasar, car il est beaucoup plus proche.

Les galaxies de Seyfert sont souvent comparées aux quasars, bien que leurs images soient troubles et leurs spectres pauvres. Elles pourraient être des étoiles à neutrons entourées d'un halo particulièrement dense et turbulent.

Glissements de fréquence sur le disque solaire.

Ces glissements sont variables suivant le point du disque observé ; ainsi ils se séparent en trois composantes :

- une composante Doppler, correspondant au rapprochement ou l'éloignement du point d'émission dû à la rotation ;

- une composante gravitationnelle constante ;

- une composante proportionnelle à l'épaisseur de couronne traversée : elle est due au CREIL dans la couronne.

Bleuissement des émissions radio de Pioneer 10 et 11.

Jerry Jensen a remarqué que ce bleuissement peut être attribué au CREIL : Entre Pioneer et la Terre, les molécules sont soumises à trois types de rayonnement :

- le rayonnement solaire, intense aux fréquences élevées, donc rougi par perte d'énergie, source d'énergie pour un bleuissement des autres rayonnements ;

- le rayonnement thermique à 2.7K dont l'énergie est comparable au rayonnement reçu du Soleil à ces basses fréquences ;

- l'émission radioélectrique de Pioneer, un peu plus intense que le rayonnement thermique, mais dans un seul mode.

La seule théorie autre que le CREIL proposée pour rendre compte du bleuissement de ce rayonnement est un effet Doppler dû à une attraction solaire supérieure à l'attraction newtonienne. Il serait facile d'arbitrer entre les deux explications : en supprimant la modulation de l'émission radio, le CREIL disparaît.

On pourrait faire une spectroscopie du gaz responsable de ce bleuissement en émettant des impulsions à des instants aléatoires (pour éviter un effet de moiré), et en étudiant la variation du bleuissement en fonction de la durée des impulsions.

Conclusion : Disparition des preuves majeures du "big-bang".

Les spectres de tous les objets subissent un glissement de fréquence dont la valeur relative Δν/ν ne dépend pas de la fréquence ν, et explicable par la présence de molécules actives en CREIL dans l'espace. Nous avons vu qu'une spectroscopie de ces molécules dans le système solaire est possible en utilisant des sondes du type Pioneer.

Le rougissement est accompagné d'une amplification du rayonnement thermique interprété comme dû à des poussières près des astres brillants, et au "big-bang" ailleurs.

Le CREIL donne une explication de toutes les observations spectroscopiques beaucoup plus simple que l'"explication" par le "big-bang", sans étranges "matières noires", sans étranges processus de formation de fer hors de vieilles étoiles, etc.

CREIL fournit une alternative à l'effet Doppler, qui reste incontestable pour expliquer le déplacement des raies des astres en mouvement, mais qui est utilisé de façon trop universelle. La loi de Hubble, si on la fonde sur l'effet Doppler, s'applique mal aux quasars, alors que l'effet CREIL replace ces astres à petite distance, en étoiles en fin de vie. L'expansion de l'univers n'est plus une fatalité car l'effet CREIL s'applique aussi aux galaxies lointaines, l'espace intersidéral contenant de l'hydrogène. L'expansion peut ne pas exister. Notre vision de l'univers est modifiée.