Conclusions

Les amas de galaxies sont des sondes privilégiées pour les études cosmologiques. En

effet, leur période de formation correspond au moment où l’énergie noire est devenue la

composante principale de l’Univers. Les amas y sont donc sensibles, et leur étude permet

de contraindre les modèles cosmologiques. De plus, la composition en masse des amas,

qui reflète celle de l’Univers dans son ensemble, ainsi que leur distribution en masse et en

redshift, permettent de contraindre le contenu en matière et en énergie de l’Univers. Leur

étude permet donc de tester les modèles de formation des structures, et de contraindre

leur paramètres.

Les amas de galaxies sont principalement constitués de matière noire (Section 2.2), et

sont donc essentiellement gouvernés par la gravitation. Mais de nombreux processus

non-gravitationnels influent sur leur composante baryonique, et ont un impact non-négligeable

sur les propriétés physiques des amas. La connaissance de ces processus est donc nécessaire

à notre compréhension de ces objets astrophysiques, de la formation et de l’évolution des

grandes structures de l’Univers, et est un préalable à leur utilisation en cosmologie.

Chapitre 2

Les amas de galaxies

2.1 Formation

Le modèle de formation des amas de galaxies le plus simple est celui de l’effondrement

sphérique (Figure 2.1, Gunn & Gott, 1972; Fillmore & Goldreich, 1984; Bertschinger,

1985). Dans ce modèle, on se place dans un univers Einstein-de Sitter (Section 1.1.3), et

on suppose que les amas sont représentés par des surdensités sphériques et homogènes.

Ces surdensités de matière primordiales (Section 1.4) suivent l’expansion de l’Univers,

et accrètent de la matière des régions environnantes. Elles croissent linéairement jusqu’à

ce que leurs masses soient suffisantes pour se découpler de l’expansion cosmologique. La

matière s’effondre alors sur elle-même, et les perturbations entrent dans un régime de

croissance non-linéaire.

Dans les amas réels, l’effondrement gravitationnel n’est bien sûr pas parfaitement

symé-trique. Le potentiel gravitationnel des amas varie donc en fonction de la chute de matière,

et engendre une distribution de vitesses aléatoires des particules en forme de maxwellienne,

dans laquelle la température des particules est proportionnelle à leurs masses. C’est le

pro-cessus de « relaxation violente » (Lynden-Bell,1967) qui conduit finalement les amas à un

état d’équilibre viriel.

Le théorème du viriel prédit que le rayon des amas après leur effondrement est égal à

environ la moitié de leur rayon au moment de leur découplage d’avec l’expansion. Nous

appellerons ce dernier r_d. Les amas de galaxies n’ont pas de limites spatiales physiques,

mais leur rayon peut être défini par une coupure de densité moyenne de l’amas en unités de

densité moyenne1 ou de densité critique d’un univers Einstein-de Sitter. En effet, dans un

tel univers, la densité moyenne et la densité critique évoluent pendant l’effondrement des

amas. Donc, si on considère le rayon final d’un amas comme étantr_d/2, la densité moyenne

1. La densité moyenne de l’Univers est égale à sa masse divisée par son volume. La densité de l’Univers

détermine la forme et la géométrie de l’Univers (Section1.1.3).

Figure 2.1 – Illustration de l’effondrement sphérique d’un amas dans un univers Einstein-de

Sitter (en bleu) et dans le modèle de concordance (en vert). Le panneau de gauche montre la

formation d’un amas dont l’effondrement est terminé à z= 0, et le panneau de droite montre la

formation d’un amas dont l’effondrement est terminé àz= 0,5 (Boehringer et al.,2011).

de la sphère correspondante est 6M/πR³_d. Cette densité est égale àδ_v = 8π²/(Ht)2 fois la

densité critique de l’Univers ρcr (Section1.1.3). De plus, dans un univers plat,Ht= 2/3.

La densité moyenne de la perturbation est donc de 18π2 ≃178 fois la densité critique de

l’Univers.

L’effondrement des amas dans le modèle ΛCDM est semblable (Figure2.1). Cependant,

à basredshift, dû à l’accélération de l’expansion de l’Univers, la densité des amas du modèle

ΛCDM est plus faible, et la densité critique de l’Univers est plus élevée. Dans le modèle

ΛCDM, δ_v peut être approximé par la relation suivante, dérivée par Bryan & Norman

(1998) :

Figure2.2 –Densité de matière noire projetée àz= 0 de la simulation numérique duMillennium

Run représentant la toile cosmique dont les amas sont les noeuds (Springel et al.,2005).

Alors, à z= 0, δ_EdS = 178 dans un univers Einstein-de Sitter correspond à δ_ΛCDM =

101 dans le modèle ΛCDM. Le rayon, et donc la masse1 des amas de galaxies, sont donc

complètement dépendants du modèle cosmologique utilisé.

Une définition pratique du rayon viriel est le rayon à l’intérieur duquel la densité

moyenne de l’amas estδ_vρ_cr (Eke et al.,1996;Evrard et al.,1996). Un rayon couramment

utilisé est r₁₈₀, le rayon à l’intérieur duquel la densité moyenne de l’amas est égale à 180

(18π² ∼180) fois la densité critique de l’Univers (Peebles,1980). D’autres rayons d’échelle

sont fréquemment utilisés, tels quer₂₀₀etr₅₀₀, à l’intérieur desquels les densités moyennes

des amas sont respectivement égales à 200ρ_cr et à 500ρ_cr.

Dans le modèle ΛCDM, les structures évoluent hiérarchiquement. Les amas de galaxies

continuent donc de croître par fusions, et par accrétion de matière provenant des filaments

de la toile cosmique, dont ils sont les noeuds (Figure 2.2, Lacey & Cole, 1993; Press

& Schechter, 1974). Ce sont les structures les plus récentes de l’Univers. Les modèles

théoriques prédisent la formation d’amas à partir d’un redshift de z ∼ 2 (par exemple

Boylan-Kolchin et al.,2009, pour la simulation Millennium-II). L’amas le plus lointain a

été observé àz= 2,07 avec le satelliteSpitzer. Cette détection a été confirmée grâce à une

analyse multi-longueurs d’onde photométrique et spectrométrique (Gobat et al., 2011).

Les amas de galaxies sont les plus grandes structures en quasi-équilibre hydrostatique

1. Pour un rayonrδ, la masse correspondante d’un amas est définie commeMδ= 4/3πr3

de l’Univers. Ils ont une taille de l’ordre du mégaparsec1, et une masse comprise entre

quelques 1013 M⊙ et quelques 1015 M⊙2.