Les modèles cosmologiques sont constitués de paramètres qui définissent la
géomé-trie, le comportement et le contenu en matière et en énergie de l’Univers (Section 1.3).
Les principales sondes cosmologiques qui permettent de contraindre leurs valeurs sont les
suivantes :
• le FDC : Le FDC a été prédit en 1948 (Gamow, 1948), et a été observé pour la
première fois en 1965 lors de la transformation d’une antenne de télécommunication
en radiotélescope (Penzias & Wilson,1965). Le FDC est un autre pilier de la théorie
du Big Bang. C’est pourquoi de nombreuses expériences ont étudié et contraint ses
caractéristiques principales telles que son spectre et sa nature de corps noir, sa
tem-pérature, et son isotropie. Parmi ces instruments figurent notamment les satellites
COBE (Smoot et al., 1992), WMAP (Bennett et al., 2003a,b), et Planck (Tauber
et al., 2010; Planck Collaboration et al., 2011a), ainsi que le Atacama Cosmology
Telescope (Kosowsky,2003), et leSouth Pole Telescope (Ruhl et al.,2004).
Calan/Tololo (Hamuy et al, A.J. 1996) Supernova Cosmology Project
effective
m
B (0.5,0.5) (0, 0) ( 1, 0 ) (1, 0) (1.5,–0.5) (2, 0) (ΩΜ,ΩΛ) = ( 0, 1 ) Flat Λ = 0redshift z
14 16 18 20 22 24 26 0.02 0.05 0.1 0.2 0.5 1.0 0.02 0.05 0.1 0.2 0.5 1.0Figure 1.5 – À gauche : Spectre de puissance des fluctuations de température mesurées par
WMAP-7, ACBAR et QuaD. La courbe rouge représente le meilleur ajustement pour un modèle
ΛCDM (Komatsu et al., 2011). À droite : Diagramme de Hubble pour l’échantillon de 42
super-novæ de type Ia du Supernova Cosmology Project et l’échantillon de 18 supernovæ de type Ia
du Supernova Survey (Perlmutter et al., 1999). Les courbes continues représentent les meilleurs
ajustements pour différents modèles cosmologiques sans constante cosmologique. Les courbes en
tiret montrent les meilleurs ajustements pour différents modèles cosmologiques de courbure nulle.
du découplage, le FDC possède un spectre de corps noir d’intensité :
Iν = 4πhν3
c2
1
e(2πhν / kBT)−1 (1.32)
Les données de COBE ont montré que le spectre du FDC est très bien ajusté par
un spectre de corps noir théorique, et ont permis de contraindre la température
moyenne du FDC à 2,714±0,022 K (Fixsen et al.,1994). Les dernières contraintes
pour cette température, données parWMAP−5, sont de 2,72548±0,00057 (Fixsen,
2009).
Néanmoins, le spectre du FDC présente des anisotropies. Celles-ci sont de l’ordre
de ∆T /T ∼ 10−3 −10−5, et sont donc très faibles. Elles sont issues des différents
processus physiques à l’oeuvre au moment du découplage matière-rayonnement, ainsi
que des processus à l’oeuvre au moment de l’inflation. Les anisotropies portent donc
des informations sur la géométrie, le contenu en matière et en énergie de l’Univers,
et sur les conséquences de l’inflation.
En particulier, les fluctuations de température observées aujourd’hui dans le FDC
nous permettent de connaître la distribution de matière de l’Univers au moment
du découplage. En effet, les régions plus denses en matière contenaient aussi une
surdensité de photons, dû au couplage matière-rayonnement. Les fluctuations de
température du FDC sont donc une image des fluctuations de densité primordiales
(Figure 1.5). Leur spectre de puissance permet de contraindre les paramètres
cos-mologiques (Section 1.4).
• les supernovæ de type Ia : Les supernovæ de type Ia sont le résultat de
l’ef-fondrement d’une naine blanche sur elle-même. Elles se produisent lorsque la masse
de la naine blanche atteint la limite de Chandrasekhar (∼ 1,4 M⊙) suite à
l’accré-tion de matière de l’étoile compagnon. Ce type de supernovæ libère une quantité
d’énergie constante puisqu’elles se produisent à une masse fixe. Les supernovæ de
type Ia peuvent donc être utilisées comme chandelle standard pour mesurer les
dis-tances lumineuses. Elles permettent de sonder des disdis-tances cosmologiques, et ainsi
de contraindre les modèles cosmlogiques et leurs paramètres. Elles ont notamment
permis de mettre en évidence l’accélération de l’expansion de l’Univers (Figure1.5,
Riess et al.,1998;Perlmutter et al., 1999).
• les Oscillations Acoustiques Baryoniques (BAO1) : Les modèles
cosmolo-giques contenant de la matière noire froide et des baryons prédisent que des ondes
acoustiques ont été émises avant la recombinaison. Elles trouvent leur origine dans
le duel entre l’effondrement gravitationnel des surdensités et la pression de radiation
des photons. Au moment de la recombinaison, les ondes acoustiques ont été émise
à l’échelle de l’horizon sonore. Avec l’expansion de L’univers, elles ont aujourd’hui
une taille de l’ordre de la centaine de Mpc et sont donc visibles dans les grandes
structures de l’Univers. Les BAO ont été notamment mises en évidence à l’aide de
différents relevés de galaxies tels leSloan Digital Sky Survey(Eisenstein et al.,2005;
Hütsi, 2006), le 2-degree Field Galaxy Redshift Survey (Cole et al., 2005; Percival
et al., 2007, 2010), ou encore le WiggleZ Dark Energy Survey (Blake et al., 2011).
Elles ont aussi été observées avec la mesure des variations de masse d’hydrogène HI
à grandes échelles (par exempleChang et al.,2008).
Comme les supernovæ de type Ia, les BAO ayant une échelle fixe, celles-ci peuvent
être utilisées comme sondes cosmiques pour mesurer les distances et pour contraindre
les paramètres cosmologiques (par exempleSeo & Eisenstein,2003). De part leur
ori-gine, leurs observations soutiennent fortement les modèles cosmologiques contenant
de la matière noire froide.
• le cisaillement cosmique : Le cisaillement cosmique est l’effet de lentille
gravita-tionnelle produit par la distribution de matière à grande échelle (Section 2.2.2). Sa
mesure permet de mesurer le taux d’expansion de l’Univers. En effet, la distorsion
de l’image d’une galaxie source dépend des distances entre la source, la lentille et
l’observateur. Or, ces distances dépendent de l’expansion de l’Univers, et donc de
sa composante d’énergie noire et de son équation d’état (Section 1.3). L’évolution
des surdensités est quant à elle sensible aux modifications de la gravité. Les lentilles
gravitationnelles permettent donc aussi de contraindre les paramètres cosmologiques
(par exemple Bartelmann & Schneider,2001;Massey et al.,2007)
• les amas de galaxies :Les amas de galaxies sont des sondes privilégiées pour tester
les modèles cosmologiques et contraindre leurs paramètres (Arnaud,2005;Voit,2005,
pour des revues). D’une part, les amas de galaxies sont sensibles à l’énergie noire,
qui est devenue dominante au moment de leur formation (Section 1.2). Leur étude
permet donc de contraindre ses caractéristiques, et particulièrement son équation
d’étatw(par exempleSchuecker et al.,2003;Mantz et al.,2008;Ettori et al.,2009).
D’autre part, l’abondance des amas de galaxies peut être utilisé pour contraintre
la normalisation du spectre de puissance σ8 (Section 1.4, White et al., 1993a). La
valeur deσ8dépend de la cosmologie utilisée, et notamment du paramètre de densité
de matière Ωm et de l’équation d’état de l’énergie noire w. La détermination de
σ8 permet donc d’apporter des contraintes supplémentaires sur Ωm et w. De plus,
l’évolution avec le redshift de l’abondance des amas est une donnée importante à
prendre en compte dans l’estimation de Ωm et w (Bahcall & Fan, 1998; Blanchard
& Bartlett,1998;Viana & Liddle,1999).
La fonction de masse des amas est aussi importante pour contraindre le paramètre
de densité de matière de l’Univers. Celle-ci a été contrainte dans le cadre du modèle
d’effondrement sphérique et de la croissance linéaire des structures (Section 2.1,
Press & Schechter, 1974). Dans ce cas, les perturbations de densité continuent de
croître linéairement, même lorsque leurs amplitudes deviennent non-linéaires. Le
désaccord entre les fonctions de masse et les simulations numériques d’alors ont
conduit à l’élaboration d’un modèle d’effondrement ellipsoïdal (Sheth et al.,2001).
Néanmoins, des simulations numériques récentes ont montré que les biais les plus
importants étaient générés par le modèle d’effondrement ellipsoïdal (Tinker et al.,
2010).
L’étude du gaz intra-amas, au travers des différents processus physiques qui le
gou-verne, nous permet aussi de contraindre les paramètres cosmologiques de l’Univers.
Les modèles de formation purement gravitationnels prédisent que la composition en
masse des amas de galaxies reflète celle de l’Univers dans son ensemble. La fraction
de baryon dans l’Univers est égale à fb = Ωb/Ωm. Celle des amas est donnée par
fb =fgaz+fgal, où fgaz et fgal sont respectivement les fractions de masse de gaz
et de galaxies des amas. Dans le contexte théorique, fgaz est constante et
indépen-dante du redshift. On peut donc l’utiliser pour contraindre les paramètres Ωm et
ΩΛ (par exempleWhite et al.,1993b) et ce, malgré les incertitudes générées par les
variations de ce paramètre avec la masse et le rayon des amas de galaxies (Arnaud,
2005). L’observation de la fraction de gaz permet aussi d’utiliser les amas de
ga-laxies comme indicateur de distance, tout comme les tests cosmologiques utilisant
les supernovæ de type Ia (Sasaki,1996).
L’effet Sunyaev-Zeldovich (Section2.3.2.3) est lui, lié à la pression du gaz intra-amas,
et peut être utilisé pour contraindre la masse des amas de galaxies (par exempleda
Silva et al., 2004; Arnaud et al., 2010), et pour détecter de nouveaux amas. La
brillance de surface du signal SZ est indépendante du redshift. Des amas lointains
peuvent donc être détectés par ce moyen, et apporter des contraintes sur l’abondance
des amas.
Dans le document
Analyse statistique de l'impact de la poussière et de l'émission radio des amas de galaxies
(Page 29-33)