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  • 1998 : Découverte de l'accélération de l'expansion de l'Univers
  • 1998 : Introduction de la notion d'"Énergie sombre" par Dragan Huterer et Michael S. Turner pour expliquer l'accélération de l'expansion. Ceci comprend entre autres hypothèses la réintroduction de la constante cosmologique.

Découverte de l'accélération de l'expansion de l'Univers

Au début des années 1990, le modèle le plus accepté parmi les cosmologistes est le modèle $S-CDM$, c'est-à-dire un Univers proche de sa densité de fermeture (plat) constitué en quasi totalité de matière noire froide, et également de matière baryonique froide. Ce modèle montre de plus en plus de faiblesses d'après les dernières observations, et de nouvelles données observationnelles sont nécessaires pour en comprendre les raisons.

Les supernovae sont des évènements consécutifs à la "mort" d'une étoile. Ils libèrent une énergie colossale et sont donc très lumineux. Au début des années 1990, on distingue deux catégories principales de supernovae (SN) :

  • Les supernovae thermonucléaires (aussi appelées supernovae de type Ia) : Elles sont dues à l'effondrement de naines blanches (des étoiles compactes de masse proche de celle du Soleil mais de rayon 100 fois plus petit) maintenues en équilibre contre l'effondrement gravitationnel par la pression de dégénérescence de leurs électrons[?]
  • Les supernovae à effondrement de coeur : Elles sont dues à l'effondrement d'une plus grande variétés d'étoiles massives (masse supérieure à une dizaine de masses solaires) dès lors que leur coeur produit du Fer.
Les supernovae de type Ia se différencient des autres supernovae de type I par la présence de silicium dans leur spectre. Elles sont surtout comme propriété majeure de posséder des luminosités intrinsèques proches. Mieux encore, ces évènements ayant une durée typique de quelques jours, leur courbe de luminosité est parfaitement observable. Pour les SN Ia, la forme de cette courbe, et plus particulièrement la vitesse à laquelle elle décroit, permet de remonter encore plus précisément à leur luminosité intrinsèque maximale, comme découvert en 1993 (M. M. Phillips  1993) . Cela signifie que l'on peut connaitre leur magnitude absolue assez précisément sans connaitre leur distance ! Les supernovae Ia sont donc des "chandelles standard", à la manière des céphéides variables, mais leur importante luminosité permet de mesurer des distances plus lointaines. Ce constat est supporté par des modélisations et il y a de bonnes raisons d'avoir confiance en le potentiel des SN Ia en tant que chandelles standard. Ainsi, observer la courbe de luminosité des SN Ia permet d'en déduire leur magnitude absolue et donc leur distance de luminosité. On peut par ailleurs mesurer leur redshift. Or, la relation entre distance de luminosité et redshift est fixée pour un modèle cosmologique donné. Deux équipes sont alors formées pour recenser ces évènements et en déduire les paramètres de densité de notre Univers : la High-Z Supernovae search team menée par Brian Schimdt et la Supernova Cosmology Project menée par Saul Perlmutter. En 1998, les deux projets font part de leurs résultats (Adam G. Riess, Alexei V. Filippenko et al.  1998) (S. Perlmutter, G. Aldering et al.  1999) , après étude d'une quarantaine de SN Ia. Ils parviennent ainsi à contraindre : La conclusion est alors que l'Univers est incompatible avec une absence d'énergie du vide ou une constante cosmologique nulle. Dans un Univers plat, les données indiquent $\Omega_m = 0,24$ et $\Omega_\Lambda = 0,76$ (L'Univers serait dominé par l'énergie du vide !) et que le paramètre de décélération $q$ est strictement négatif. L'expansion de l'Univers accélère !
Courbes de luminosité de quelques supernovae et fit de la relation distance de luminosité-redshift
Courbes de luminosité de quelques supernovae et fit de la relation distance de luminosité-redshift
La gauche de la figure montre les courbes de luminosité de 10 supernovae Ia, dans deux bandes différentes, en fonction du temps. La forme de la courbe est utilisée pour affiner l'estimation de la luminosité maximale. La courbe de droite représente la relation distance de luminosité-redshift observée, confrontée à plusieurs modèles cosmologiques. Le meilleur fit correspond à $(\Omega_m = 0,24, \Omega_\Lambda = 0,76)$ pour un Univers plat. $(\Omega_m = 1, \Omega_\Lambda = 0)$ (Univers plat et sans constante cosmologique, conforme au modèle $S-CDM$) est exclus. Ces figures sont tirées de (Adam G. Riess, Alexei V. Filippenko et al.  1998) .

Cette découverte majeure est récompensée en 2011 par l'attribution du prix Nobel à Saul Perlmutter, Brian P. Schmidt et Adam G. Riess.

En 1998 toujours, Dragan Huterer et Michael S. Turner introduisent le terme d'"énergie noire" (dark energy) (en référence à la matière noire) pour désigner la forme d'énergie du vide invisible équivalente à une constante cosmologique (Dragan Huterer, Michael S. Turner  1999) .

La pression de dégénérescence d'un gaz d'électron est la pression de ces électrons du au principe d'exclusion de Pauli qui en interdisant deux fermions d'être dans le même état quantique entraine que pour une pression donnée la densité d'électrons ne peut dépasser une certaine valeur.

Références

En savoir plus

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Constante de Hubble

La constante de Hubble est la constante de proportionnalité $H_0$ qui lie le décalage spectral $z=\lambda_{rec}/\lambda_{em}$ d'un objet céleste vu par un observateur à la distance entre les deux, dans la limite où cette distance est petite. Historiquement, la fuite des galaxies était interprétée en terme d'effet Doppler à faible vitesse pour lequel $z \simeq v/c$. On écrivait donc $v = z c = H_0 d$. Sa première estimation "précise" est due à Hubble en 1929 et était d'environ 500 km/s/Mpc, mais la méthode qui conduisit à cette valeur comportait une erreur. Aujourd'hui on l'évalue à 70 km/s/Mpc.

Démonstration de la relation entre taux d'expansion et distance et de la loi de Hubble

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Un objet émet un signal lumineux dès l'instant $t_e$ et celui-ci est reçu par l'observateur à l'instant postérieur $t_r$. Le signal ayant une certaine période $T_e$, un second "bip" est émis à un instant $t_e+T_e$ et est reçu par l'observateur à un instant $t_r+T_r$. On suppose l'observateur ainsi que la source immobiles dans l'espace en expansion (càd "comobiles"). Les deux signaux parcourent donc la même distance comobile $\chi$ : \begin{equation} \chi = \displaystyle\int_{t_e}^{t_r} \dfrac{cdt'}{a(t')} = \displaystyle\int_{t_e+T}^{t_r+T'} \dfrac{cdt'}{a(t')} \mbox{ (1)} \end{equation} L'intégrale de droite peut être décomposée en trois si bien que : \begin{equation} \displaystyle\int_{t_e}^{t_r} \dfrac{cdt'}{a(t')} = \displaystyle\int_{t_e+T_e}^{t_e} \dfrac{cdt'}{a(t')} + \displaystyle\int_{t_e}^{t_r} \dfrac{cdt'}{a(t')} + \displaystyle\int_{t_r}^{t_r+T_r} \dfrac{cdt'}{a(t')} \end{equation} Donc \begin{equation} \displaystyle\int_{t_e}^{t_e+T_e} \dfrac{cdt'}{a(t')} = \displaystyle\int_{t_r}^{t_r+T_r} \dfrac{cdt'}{a(t')} \end{equation} La période $T$ a vocation à être très petite devant le temps de variation de $a$ (l'expansion de l'Univers pendant un cycle de lumière - $10^{14}$ Hz dans le visible - est négligeable). Ainsi l'expression ci-dessus devient : \begin{equation} \dfrac{T_r}{T_e} = \dfrac{a(t_r)}{a(t_e)} \end{equation} Soit en terme de l'ongueur d'onde et de redshift $z$ : \begin{equation} 1+z \equiv \dfrac{\lambda_r}{\lambda_e} = \dfrac{a(t_r)}{a(t_e)} \end{equation} On constate qu'un Univers en expansion se traduit bien par un allongement des longueurs d'ondes. Pour de faibles distances, $t_r - t_e \simeq d/c$, et donc $a(t_e) \simeq a(t_r) - d \dot{a}(t_r)/c$. Par ailleurs si $t_r$ correspond au temps présent, alors $a(t_r) = 1$ et $\dot{a}(t_r) = H_0$ donc : \begin{equation} z = \dfrac{\lambda_r-\lambda_e}{\lambda_e} \simeq H_0 d / c \end{equation}

Mesures de la constante de Hubble

Avant les années 1990, la valeur de la constante de Hubble était très mal connue. De cette époque on a maintenu l'habitude d'employer par commodité le paramètre sans dimension $h = \dfrac{H_0}{\textrm{100 km/s/Mpc}}$ qu'on s'attendait valoir entre 0.5 et 1. Aujourd'hui, les mesures employent des méthodes assez diverses (plus uniquement l'utilisation de céphéïdes comme chandelles standard), et les valeurs sont en assez bon accord, malgré une petite tension :

(gnuplot)
Mesures de la constante de Hubble au cours du temps. Valeurs tirées de (Allan Sandage  1958) , (Adam G. Riess, Alexei V. Filippenko et al.  1998) , (Wendy L. Freedman, Barry F. Madore et al.  2001) , (Massimiliano Bonamente, Marshall K. Joy et al.  2006) , (C. L. Bennett, D. Larson et al.  2013) , (P. A. R. Ade, N. Aghanim et al.  2014) , (Adam G. Riess, Lucas M. Macri et al.  2016) .

Je me souviens d'un post très drôle de LPFR sur Futura-Sciences qui disait en substance, en réponse à une personne qui demandait si la constante de Hubble était variable (cette personne confondait bien-sûr le paramètre de Hubble $H(t)$ et la constante de Hubble qui est sa valeur au temps présent donc bien une constante) :

La constante de Hubble a beaucoup plus changé au cours des décennies qui ont suivi sa découverte que depuis le Big-Bang.
LPFR, 2012
C'est assez drôle mais assez vrai. La première valeur de Hubble était près de dix fois trop grande, et après les travaux de Sandage (qui restreignait $H_0$ à l'intervalle 50-100 km/s/Mpc), il fallut encore plusieurs décennies pour décider à quelques pourcents près.
(gnuplot)
Données tirées de https://www.cfa.harvard.edu/~dfabricant/huchra/hubble/.
(gnuplot)
Données tirées de https://www.cfa.harvard.edu/~dfabricant/huchra/hubble/.

Références