Entre les années 1950 et 1960, les données expérimentales vont s'accumuler en faveur du Big Bang, excluant de plus en plus la théorie de l'état stationnaire.

Découverte du fond diffus cosmologique

La découverte du fond diffus cosmologique en 1965 porte un coup sérieux à la théorie de l'Univers stationnaire et semble au contraire une confirmation solide de celle du Big Bang. La présence de ce fond y est en effet très naturelle : si l'Univers a traversé une phase très chaude, le rayonnement devait dominer. En se découplant du reste de la matière, il a refroidi avec l'expansion jusqu'à atteindre sa température actuelle d'environ 3 K. Son spectre est alors très caractéristique, puisque c'est celui d'un corps noir à cette température. L'Univers stationnaire possède aussi un fond de rayonnement mais aux caractéristiques bien différentes. Celui-ci est d'origine stellaire : le rayonnement émis par les étoiles emplit l'espace, et thermalise la poussière de l'Univers à une certaine température, qui varie localement avec la densité d'étoiles, mais grossièrement de l'ordre du Kelvin. Il existe donc un rayonnement qui est la somme du rayonnement stellaire et du rayonnement thermique induit de la poussière qui y est exposé. La matière étant distribuée de façon anisotrope à courte échelle (préférentiellement dans le plan galactique pour nous sur Terre), le rayonnement observé, s'il émanait des étoiles et poussières, devrait être anisotrope or il est remarquablement isotrope (il est équivalent à une même température quelque soit la direction, au premier ordre). D'autre part, la poussière devrait émettre avec des écarts significatifs au spectre du corps noir. Des mesures plus précises montreront que le fond diffus suit très précisément le spectre du corps noir à une température de 2,7 K.

Distribution des sources radios

La radiométrie permet d'autres tests cosmologiques que la découverte du CMB. En comptant le nombre de sources d'ondes radio en fonction de leur intensité, on peut en effet évaluer la vraisemblance de la théorie de l'Univers stationnaire à partir du raisonnement suivant : Pour un univers stationnaire, il y a autant de sources partout à tout temps (densité $n$ constante), et ils sont partout semblables (luminosité $L$ constante) : $N \propto n d^3$, et $S \propto L/d^2$ alors le nombre $N(\geq S) $ de sources plus "brillantes" que le seuil $S$ évolue comme$ S^{-3/2}$. Ainsi la courbe de $\log S \mapsto \log N$ doit avoir une pente de $-1.5$. (En réalité, toutes les sources n'ont pas la même luminosité, mais suivent une distribution qui est constante dans le cas de l'Univers stationnaire, mais ceci ne change pas fondamentalement le résultat). Dans un Univers en Big Bang, la densité $n$ varie, et la pente de cette courbe doit être plus forte. En réalité, la relation est plus complexe, il faut bien sur tenir compte des effets de l'expansion à redshift élevé^[?] Dans les années 1950, une équipe d'astronomes de Cambridge publient plusieurs catalogues de sources d'ondes radio. On découvre alors parmi ces sources les quasars, des objects très caractéristiques (compacts, très lumineux). Martin Ryle argue à partir de ces résultats, que la relation $\log S \to \log N$ présente une pente plus forte que prédite par la théorie de l'état stationnaire (environ -2.5 au lieu de -1.5). Cependant après plusieurs corrections successives Ryle révise son estimation à environ -1.8. D'autres travaux conduisent mêmes à des valeurs proches de -1.5. Il s'ensuit alors une controverse entre Hoyle et Ryle, le premier jugeant irrecevable les conclusions établies à partir de ces observations.

Nouvelles mesures de la constante de Hubble

Un des arguments des défenseurs de l'Univers stationnaire était que l'âge (fini) de l'Univers dans la théorie du Big Bang devait être de quelques milliards d'années, d'après la valeur de la constante de Hubble connue à l'époque. Or, cette valeur était inférieure à certaines estimations de l'âge de la Terre (C. Patterson, G. Tilton et al.  1955) ou d'autres structures. Or, en 1952, Walter Baade découvre qu'il existe deux classes de céphéides variables, avec des corrélations entre luminosité et période différentes. Cela remet en question l'application de la relation luminosité-période basée sur des céphéides d'importe métallicité employée depuis 30 ans pour mesurer les distances des galaxies environnantes. (W. Baade  1956) Baade fait les corrections et nécessaire et trouve une valeur de la constante de Hubble deux fois inférieure à la valeur précédemment estimée (de 500 à 250 km/s/Mpc). Ceci a pour effet de doubler l'âge de l'Univers dans les modèle en Big Bang comme le modèle Einstein-de Sitter. Suite à ces travaux, Allan Sandage découvre d'autres sources d'erreurs dans l'estimation de $H_0$ faite par Hubble en 1929. Par exemple, Hubble avait supposé que les étoiles les plus brillantes étaient de même intensité dans toutes les galaxies, mais Sandage montra qu'il interpréta à tort des objets comme des étoiles alors qu'il s'agissait de régions HII (hydrogène ionisé). Ces objets étant plus brillants, corriger l'erreur conduisit à des valeurs plus grandes des distances des galaxies incriminées, et donc à une diminution de la valeur de $H_0$. En 1958, Sandage publie un papier (Allan Sandage  1958) dans lequel il expose plusieurs corrections à la méthode de mesure de la constante de Hubble et montre que sa valeur doit être comprise entre 50 et 100 km/s/Mpc. L'âge de l'Univers dans les modèles de type Big Bang les plus simples est alors compris entre 6,5 et 13 milliards d'années, montrant que ces modèles ne sont pas exclus par l'âge des structures de l'Univers.

Identification des quasars

En 1963, Maarten Schmidt identifie à l'aide du téléscope Hale à l'observatoire du Mont Palomar un objet nommé 3C 273 extrêmement brillant anormalement éloigné ($z \sim $ 0.16) (M. SCHMIDT  1963) . Ce décalage spectral (redshift) était si élevé qu'il ne fut pas compris tout de suite que la nature inhabituelle du spectre de cet objet était attribuable à un effet doppler. Pour être à la fois si distant et si lumineux, 3C 273 doit émettre $10^{12}$ fois plus de lumière que le Soleil. Dans les années qui suivent les quasar sont identifiés de façon privilégiée à des distances élevées, contestant la nature stationnaire de l'Univers (ce sont des objets anciens).

3C 273, le premier quasar identifié

Un « découplage » réfère à la rupture de l'équilibre thermique entre plusieurs particules suite à l'expansion de l'Univers. En effet, cette expansion éloignant les particules les unes des autres, tout en les refroidissant, leur taux d'interaction $\Gamma$ diminue jusqu'à devenir négligeable. Lorsque le libre parcours moyen $l^{*}$ des particules (la distance moyenne qu'ils parcourent entre chaque interaction) devient comparable à la taille de l'Univers, on considère qu'elles ont été libérées. C'est le cas des photons du fond diffus cosmologique, qui ont été libérés à $z = 1100$ et $T \sim $ 3000 K. Jusque là, ils étaient retenus par leurs interactions avec le plasma protons/électrons. Ce processus correspond à la « recombinaison », c'est-à-dire l'instant où protons et électrons se sont associés en Hydrogène. Le découplage est aussi le mécanisme à l'origine du fond diffus de neutrinos, qui était maintenu en équilibre thermique par des processus de type électrofaibles jusqu'à son découplage. C'est par ailleurs également un mécanisme proposé pour les WIMP (Weakly Interacting Massive Particles), un candidat à la matière noire. La condition de découplage peut aussi s'écrire en terme de taux d'interaction $\Gamma$ sachant $l^{*} = c / \Gamma$ : \begin{equation} l^{*} \geq \dfrac{c}{H} \mbox{ ou } \Gamma \leq H \end{equation}

Découplage des neutrinos

On peut estimer, en unités naturelles ($\hbar = c = 1$), la température de découplage des neutrinos connaissant l'ordre de grandeur de leur section efficace $\sigma$ (pour $T \ll m_W$) grâce à la constante de couplage de Fermi $G_F \sim 10^{-5} \mbox{ GeV}^{-2} $ : \begin{equation} \sigma \sim G_F^2 \langle E \rangle^2 \sim G_F^2 T^2 \end{equation} Puisque le libre parcours moyen vaut $l^{*} = 1/(n\sigma)$ où $n$ est la densité de neutrinos, donnée par l'équation d'état du gaz de fermi ultrarelativiste, soit $n \sim T^3$. Dès lors : \begin{equation} G_F^2 T_{dec}^5 = H (T_{dec}) \end{equation} Par ailleurs, d'après l'équation de Friedmann, $H^2 \sim M_{pl}^2 \rho(T)$, où $M_{pl} = 10^{19}$ GeV est la masse de Planck et $\rho(T) \sim T^4$ pendant l'ère radiative. Ainsi, $H \sim T^2 / M_{Pl}$ . Dès lors : \begin{equation} G_F^2 T_{dec}^5 \leq T_{dec}^2 / M_{Pl} \mbox{ donc } T_{dec} \leq (G_F^2 M_{pl})^{-1/3} \sim 1 \mbox{ MeV} \end{equation}