La scintillation.

La scintillation est due à la variation temporelle du flux de photons à l'observateur.
Soit $\tau$ le temps propre de l'observateur

$$\frac{d{\cal{N}}}{d \tau} \equiv c u^{\lambda} {\cal{N}}_{,\... ...= c \frac{d}{dx^0} {\cal{N}}^{(1)} \equiv \dot{{\cal{N}}}^{(1)}$$ (73)

avec l'hypothèse que ${\cal{N}}^{(0)}$ est constant.

En dérivant sous le signe somme et en utilisant (C.34), (C.41) et (C.42), il vient

$$\frac{{{\cal{N}}_{,0}}^{(1)}}{{\cal{N}}^{(0)}} = \int \limit... ...v + \frac{K_{\nu}}{K^0} u^{(1) \nu}_{\verb*+ +,0}\vert _{obs}$$ (74)

La relation (C.45) se compose de trois termes qui représentent respectivement un effet géométrique, un effet spectral intégré le long du rayon lumineux et un effet spectral local.

Une expression plus générale de la scintillation gravitationnelle, où l'invariance de jauge apparaît clairement, est donnée dans l'article en annexe partie H: l'effet de scintillation peut se mettre sous la forme générale

$$\frac{{\cal{N}}^{(1)}_{,0}}{{\cal{N}}^{(0)}}= \int \limits_{... ...u \rho \nu \sigma} K^{\rho} K^{\sigma} u^{(0)\mu} u^{(0)\nu}dv$$ (75)

où $R^{(1)}_{\mu \rho \nu \sigma}$ est le tenseur de courbure du premier ordre lié à la perturbation $h_{\mu \nu}$ de (B.31).

La contribution géométrique à l'effet de scintillation dépend uniquement du tenseur de Ricci alors que la contribution spectrale ne dépend que du tenseur de Riemann.

La relation (C.45) est examinée dans le cadre d'une théorie monoscalaire-tensorielle avec un champ scalaire de portée infinie.