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 constante de Hubble
• La densité de matière froide $\Omega_m$
• La densité d'énergie du vide $\Omega_\Lambda$ (équivalant à un terme de constante cosmologique)
• Le paramètre de décélération $q_0 = -\dot{H_0}/H_0^2-1$
• L'âge de l'Univers

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 !

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) .

Le facteur d'échelle à l'instant $t$ noté $a(t)$ est le rapport entre la distance séparant deux points immobiles dans l'espace homogène isotrope à l'instant $t$ et cette distance à un instant de référence $t_0$ tel que $a(t_0)=1$. Ainsi, dans un univers en expansion, $a$ augmente.

Dans une métrique homogène isotrope, le facteur d'échelle intervient dans le tenseur métrique. L'intervalle $ds^2$ est alors donné par : \begin{equation} ds^2 = c^2 dt^2 - a^2(t) \left [ \dfrac{dr^2}{1+kr^2/R^2} + r^2 \left ( d\theta^2 + \sin^2 {\theta} d\phi^2 \right )\right ] \end{equation} Ici, $k$ peut valoir $1$ (géométrie hyperbolique), ou -1 (géométrie sphérique), et la constante R est le rayon de courbure de l'univers (c'est par conséquent la longueur typique à partir de laquelle le caractère non euclidien de l'espace devient sensible). On peut introduire la coordonnée comobile $\chi$ telle que : \begin{equation}\left\{\begin{matrix} r & = & R \sin \dfrac{\chi}{R} \mbox{ si } k<0\\ r & = & \chi \mbox{ si } k=0\\ r & = & R \sinh \dfrac{\chi}{R} \mbox{ si } k>0 \end{matrix}\right.\end{equation} On écrit parfois : \begin{equation} r = S_k(\chi) \end{equation} Où : \begin{equation}\left\{\begin{matrix} S_k(\chi) & = & R \sin \dfrac{\chi}{R} \mbox{ si } k<0\\ S_k(\chi) & = & \chi \mbox{ si } k=0\\ S_k(\chi) & = & R \sinh \dfrac{\chi}{R} \mbox{ si } k>0 \end{matrix}\right.\end{equation}