
Le pr\'esent chapitre est destin\'e au lecteur peu familier avec les
concepts astrophysiques, qui y trouvera une pr\'esentation qui se
veut p\'edagogique du contexte de cet ouvrage :
l'observation de la mort violente d'\'etoiles ayant e\^ut lieu durant
la seconde moiti\'e de l'\'evolution de notre univers (\`a supposer
que notre cosmologie soit correcte).

%%%%%%%%%%%%%%%% ASTROPHYSIQUE %%%%%%%%%%%%%%%%%%%%%
\section{Notions d'astrophysique moderne}

Allong\'e sous la vo\^ute c\'eleste, l'homme contemple depuis la nuit des
\^ages la course des plan\`etes, astres errants, sur le fond du carrousel 
stellaire, girant comme la toupie terrestre.
Si le dessin des constellations semble fig\'e \`a l'echelle d'une vie humaine,
les \'etoiles se meuvent pourtant, et ce dessin change perceptiblement
d'un mill\'enaire \`a l'autre.
Notre bon vieux soleil, entour\'e de son ballet de plan\`etes, tourne 
lui-m\^eme autour du centre de la Voie Lact\'ee, suivant le bras de
Pers\'ee et pr\'ec\'edant celui du Sagittaire.
Ces bras spiraux sont des ondes de pression du gaz interstellaire, propices 
\`a sa condensation, son lent \'ecroulement gravitationnel, son fractionnement
turbulent jusqu'\`a la formation de port\'ees d'\'etoiles de masses variables.
\`A mesure que l'on s'approche du centre de la voie lact\'ee, la g\'eom\'etrie
aplatie laisse place \`a une g\'eom\'etrie ellipso\"idale, la densit\'e 
d'\'etoiles augmente jusqu'au centre galactique, o\`u semble r\'esider un trou
noir de quelques $10^6$ masses solaires ($M_{\odot}$).

Cet univers-\^ile constitu\'e d'une centaine de milliards d'\'etoiles, r\^ode 
dans le groupe local de galaxies, entra\^inant ses satellites : le grand et le 
petit nuage de magellan, vers la conjointe qui lui est destin\'e : la grande 
galaxie d'Androm\`ede M31.
La rencontre se fera d'ici 3 milliard d'ann\'ees, et donnera lieu \`a
un feu d'artifice de formation d'\'etoiles.
Et notre groupe local de galaxies se dirige lui m\^eme vers le super-amas 
de la Vierge.


\subsection{Le mod\`ele cosmologique standard}
Pour pouvoir formaliser les lois {\oe}uvrant \`a l'\'echelle universelle,
les physiciens ont recours au principe cosmologique, antagoniste \`a
la vision g\'eocentrique :
Les lois et les propri\'et\'es de la nature sont invariantes et uniformes
au-del\`a d'une certaine \'echelle.
Par la nature attractive de la gravitation, un univers statique de densit\'e
non nulle est impossible : il serait vou\'e \`a l'effondrement gravitationnel.
Par conviction esth\'etique, Einstein introduisit une force r\'epulsive,
une tension cosmique $\Lambda$, la constante cosmologique dont la n\'ecessit\'e
disparaitra avec l'\'evidence que l'univers n'est pas statique, mais en
expansion (les galaxies lointaines recessent d'autant plus vite qu'elles
sont distantes).
\`A remonter l'horloge de l'\'evolution cosmique, \`a raccourcir les distances
entre les galaxies, on aboutit \`a un \'etat de temp\'erature et de densit\'e
extr\^eme, puis \`a une singularit\'e primordiale en laquelle la physique
devient hautement sp\'eculative.

Les grands succ\`es de ce sc\'enario de \og Big Bang \fg\ sont premi\`erement 
de pouvoir reproduire l'abondance relative d'Hydrog\`ene (3/4) et 
d'H\'elium (1/4), principaux composants de la mati\`ere baryonique, 
par le calcul de la nucl\'eosynth\`ese primordiale dans la soupe de nucl\'eons 
soumise \`a une d\'etente adiabatique.
Et deuxi\`emement d'avoir pr\'evu l'existence d'un rayonemment fossile,
\'emis au moment o\`u la temp\'erature de l'univers devient inf\'erieure \`a
la temp\'erature d'ionisation de l'Hydrog\`ene, assez froid pour que les \'electrons et 
les protons se combinent durablement et forment les premiers atomes d'Hydrog\`ene 
(environ $300$ millions d'ann\'ees apr\`es le Big Bang),
lib\'erant les photons de la diffusion Compton sur les \'electrons 
maintenant li\'es.
L'univers devient {\em transparent}, et la gerbe de photons \'emis par
ce corps noir \`a la temp\'erature de $3300^{\circ}K$ nous baigne depuis
toujours.
Cependant, sa temp\'erature effective diminue \`a mesure que 
l'espace se dilate, et la longueur d'onde des photons avec.
Ce rayonnement de fond (le Cosmological Microwave Background, ou CMB)
a \'et\'e d\'ecouvert par hasard en 1967 par A. Penzias et R. Wilson, 
\`a une temp\'erature de $3^{\circ}K$, correspondant \`a
un d\'ecalage vers le rouge (le \z\ $z$) de $1100$.

Savoir si l'univers est infini (plat ou ouvert) ou fini (ferm\'e) est
une question qui reste ouverte.
Pour le taux d'expansion observ\'e, la densit\'e critique de mati\`ere
(ou d'\'energie) contrebalan\c{c}ant exactement cette expansion par l'action
attractive de la gravitation est de $6$ nucl\'eons (protons) par m\`etre
cube.
L'observation des anisotropies, des fluctuations de temp\'erature du
CMB, interpr\'et\'ees comme l'effet de fluctuations de densit\'e dues
aux ondes de pression (ondes sonores) primordiales, permet de contraindre
la densit\'e de l'univers \`a une valeur tr\`es proche de la densit\'e critique.

Toutefois, le comptage de la mati\`ere dite baryonique, ordinaire ou 
lumineuse, dont la pr\'esence nous est r\'ev\'el\'ee par le couplage
des photons et de la mati\`ere, majoritairement sous forme de galaxies 
contenant des centaines de milliards d'\'etoiles, ne rend compte que
de $5\%$ de la densit\'e critique.

Les courbes de rotation des galaxies ainsi que la dynamique des galaxies
au sein des amas indique la pr\'esence d'une masse gravitationnelle
invisible, nomm\'ee {\em mati\`ere noire}, ayant une densit\'e de
$25\%$ de la densit\'e critique.
Le mod\`ele {\em froid} de cette mati\`ere noire (Cold Dark Matter, ou CDM),
utilis\'e dans les simulations cosmologiques de formation des structures,
est le plus performant pour reproduire la distribution de mati\`ere observ\'ee
dans l'univers local.

Les $70\%$ encore manquants pour atteindre la densit\'e critique sont 
actuellement attribu\'es \`a la constante cosmologique $\Lambda$,
r\'eintroduite plus de 50 ans apr\`es \^etre tomb\'ee en disgr\^ace
au profit du mod\`ele du Big Bang, pour expliquer l'apparente acc\'el\'eration
de l'expansion de l'univers (d\'ecouverte par l'observation de \sne\ de type
Ia \`a grand distance, par le Supernova Cosmology Project et le High-Z Team, en 1998).

Le mod\`ele cosmologique ainsi d\'ecrit est connu sous l'acronyme de $\Lambda$CDM,
et pr\'edit un univers ag\'e de $13.7 \pm 0.2$ milliards d'ann\'ees

%%%% CHIMIE %%%%%%
\subsection{L'alchimie stellaire}\label{sec:etoiles}

Ces $95\%$ d'inconnu dans le bilan \'energ\'etique universel, loin de 
d\'esesp\'erer les astronomes, \'emoustille leur imagination et 
ne doit pas faire oublier la compr\'ehension profonde de la physique
de la mati\`ere baryonique acquise en moins d'un si\`ecle d'observations
et de th\'eorie stellaire.

L'\'enigme de la source d'\'energie permettant aux \'etoiles de briller durant
des milliards d'ann\'ees a \'et\'e r\'esolue durant la premi\`ere moiti\'e
du XX$\supersc{\`eme}$ si\`ecle avec l'av\`enement de la physique nucl\'eaire.
Seule la fusion thermonucl\'eaire d'\'el\'ements l\'egers en \'el\'ements plus 
lourds fournit une \'energie suffisante pour assurer durablement l'\'equilibre 
hydrostatique des \'etoiles.

Ainsi, form\'ees majoritairement d'Hydrog\`ene \`a leur naissance, les \'etoiles
br\^ulent celui-~ci en H\'elium lorsque la temp\'erature centrale atteint 
$10^7\,^{\circ}K$ sous l'effet de la compression gravitationnelle
(et ce durant $10^{10}$ ans pour une \'etoile de $1\,M_{\odot}$).
Lorsque l'Hydrog\`ene devient trop rare au centre de l'\'etoile, qui s'enrichit en
H\'elium, cette r\'eaction s'\'eteint et la contraction gravitationnelle reprend.
Lorsque la temp\'erature centrale atteint $10^8\,^{\circ}K$, c'est au tour de 
l'H\'elium de fusionner en Carbon et en Oxyg\`ene, via le B\'eryllium, pour
assurer l'\'equilibre de l'\'etoile, dont l'enveloppe d'Hydrog\`ene imbr\^ul\'e
se dilate et se refroidit. L'\'etoile devient une g\'eante rouge.

En fonction de la masse de l'\'etoile, le rythme de combustion varie : 
plus elle est massive, plus il faut d'\'energie pour soutenir son propre
poids, et plus les r\'eserves d'Hydrog\`ene s'\'epuisent vite (en $10^7$ ans 
pour une \'etoile de $20\,M_{\odot}$).
D'autre part, la combustion d'\'elements de plus en plus lourds n\'ecessite une
temp\'erature de plus en plus haute, et lib\`ere de moins en moins d'\'energie.

Ainsi, le destin des \'etoiles est intimement li\'e \`a leur masse :
Les \'etoiles de masse inf\'erieure \`a $8\,M_{\odot}$ terminent calmement 
de produire du Carbone et de l'Oxyg\`ene en leur c{\oe}ur, pendant que
leur enveloppe externe s'\'echappe sous forme d'un vent stellaire
(d'autant plus intense que l'\'etoile est massive et chaude, \`a l'origine 
d'une n\'ebuleuse plan\'etaire).
Au final, le c{\oe}ur moribond de Carbone et d'Oxyg\`ene se contracte
jusqu'\`a ce que la pression de Fermi des \'electrons d\'eg\'en\'er\'es\footnote{
On parle de gaz d\'eg\'en\'er\'e lorsque la densit\'e d'\'etats quantiques
possibles est \'egale \`a la densit\'e de particules, qui les occupent donc tous.
Une pression quantique s'oppose alors \`a toute contraction.}
s'oppose \`a la gravitation, et forme ainsi une naine blanche, objet
compact un million de fois plus dense que la Terre (une cuill\`ere \`a caf\'e
de naine blanche a la masse d'un \'el\'ephant), d'un diam\`etre proche de celui de
la Terre, ayant une temp\'erature de surface de quelques $10^5\,^{\circ}K$,
inerte et se refroidissant exponentiellement par rayonnement.
La masse des naines blanches est de en moyenne de $0.6\,M_{\odot}$.
Parall\`element \`a la contraction du c{\oe}ur, la pression de radiation
qu'il \'emet \'ej\'ecte les derni\`eres couches superficielles, et les 
photons les plus \'energ\'etiques ionisent la n\'ebuleuse circumstellaire 
qui devient visible : on parle de phase de n\'ebuleuse plan\'etaire, o\`u
la mati\`ere de l'\'etoile se s\'epare en deux phases, un plasma dilu\'e
coronal en expansion et un c{\oe}ur compact.

\begin{figure}[htbp]
\begin{center}
\begin{tabular}[b]{cc}
  \includegraphics[width=7.5cm]{images/M57_nebula_negativ.png}
  &
  \begin{minipage}[b]{6cm}
  \caption{ \label{img:PN}
    Image n\'egative de la n\'ebuleuse plan\'etaire Messier57, l'{\em anneau
    de la Lyre}.
    On distingue la naine blanche au centre.
    L'apparence annulaire de l'\'ejecta est un effet de projection de la coquille
    sph\'erique.
  }
  \end{minipage}
  \end{tabular}
\end{center}
\end{figure}

Une caract\'eristique remarquable des naines blanches est que plus elle sont
massives, plus leur rayon est faible, donc plus leur densit\'e est grande.
Subrahmanyan Chandrasekhar en a conclu qu'au del\`a d'une masse de $1.44\,M_{\odot}$,
le rayon de la naine blanche deviendrait nul, c'est \`a dire que la pression
des \'electrons n'est plus capable de supporter cette masse.
Ceci arrive aux \'etoiles de masse initiale sup\'erieure \`a $8\,M_{\odot}$, 
pour lesquelles la combustion s'est rapidement poursuivie jusqu'au Fer, 
\'el\'ement le plus stable dont la fusion ne produit pas d'\'energie.
L'\'etoile a une structure en pelure d'oignon : un c{\oe}ur de Fer
qui grossit par fusion \`a la base de la couche de Silicium qui le couvre, 
elle m\^eme aliment\'ee par la fusion de la couche de Magn\'esium, de N\'eon, d'Oxyg\`ene, 
suivie de couches de Carbone, puis d'H\'elium et enfin d'Hydrog\`ene.
Le c{\oe}ur de Fer cro\^it jusqu'\`a approcher la masse de Chandrasekhar,
et lorsque sa densit\'e d\'epasse les $10^7\,g/cm^3$, les protons des noyaux
de Fer capturent les \'electrons, et se transforment en neutrons.
La densit\'e \'electronique diminuant, la pression qu'ils assuraient
pour contenir l'effondrement gravitationnel d\'ecro\^it, la gravit\'e l'emporte
et l'effondrement s'acc\'el\`ere.
Si la masse du c{\oe}ur de Fer est inf\'erieure \`a $3\,M_{\odot}$, une \'etoile \`a 
neutrons se forme (dont la densit\'e est proche de celle des noyaux atomiques : 
$10^{14}\,g/cm^3$, dont les pulsars sont la contrepartie observationnelle).
Au del\`a de $3\,M_{\odot}$, l'objet form\'e est un trou noir, duquel ni particules
ni photons ne peuvent s'\'echapper.

Ce collapse gravitationnel est extr\^emement rapide (une fraction de seconde)
et lib\`ere une \'energie collosale de $2\ 10^{53}\,erg$, principalement sous 
forme de neutrinos.
L'enveloppe de l'\'etoile r\'eagit plus lentement, et tombe sur l'objet compact 
en formation jusqu'\`a croiser l'onde de choc retour (le rebond), o\`u la
pression et la temp\'erature \'elev\'ees permettent une ultime nul\'eosynth\`ese
dite explosive, capable de former les \'el\'ements plus lourds que le Fer
(du Cobalt \`a l'Uranium en passant par l'Argent et l'Or) que la nucl\'eosynth\`ese
hydrostatique ne produit que marginalement.
Une faible fraction de l'\'energie gravitationnelle lib\'er\'ee par le collapse 
est transform\'ee en \'energie cin\'etique ($1\%$), et lumineuse ($0.1\%$).
Cette derni\`ere constitue la contrepartie observable du collapse : une
\sn, dite gravitationnelle.

En conclusion, les \'etoiles l\`eguent \`a la galaxie une fraction plus ou 
moins grande de leur mati\`ere, plus ou moins enrichie en m\'etaux\footnote{
les astronomes appellent m\'etal tout \'el\'ement plus lourd que l'H\'elium : 
non primordial}
sous forme d'une n\'ebuleuse de gaz et de poussi\`eres qui enrichiront le 
milieu interstellaire, et un objet compact (naine blanche, \'etoile \`a neutrons 
ou trou noir), reliquat br\^ulant vou\'e \`a refroidir lentement et \`a
errer dans la galaxie.
Les g\'en\'erations d'\'etoiles post\'erieures auront alors une m\'etallicit\'e
plus grande. Ces noyaux lourds serviront de catalyseurs aux r\'eactions
nucl\'eaires (cycle CNO), modifiant sensiblement l'\'equilibre hydrostatique 
et la luminosit\'e de l'\'etoile par rapport aux g\'en\'erations pr\'ec\'edentes. 

La premi\`ere utilisation cosmologique des \sne\ date probablement de 1604, 
lorsque l'apparition de la \sn\ dite de Kepler, derni\`ere en date dans notre 
galaxie, quatre ans avant l'invention de la lunette astronomique, 
servit d'argument \`a Galil\'ee contre le dogme aristot\'elicien toujours
pr\'evalent, selon lequel le monde supra-lunaire \'etait immuable.

Le terme \sn\ fut introduit par Fritz Zwicky et Walter Baade en 1934 pour 
d\'esigner les nov{\ae} surpuissantes. 
Ils firent l'hypoth\`ese avant-gardiste qu'elles proviennent du passage d'une \'etoile 
normale \`a une \'etoile \`a neutron et qu'elles sont \`a l'origine des rayons cosmiques.


%%%%%%%%%%%%%%%% DISTANCES %%%%%%%%%%%%%%%%
\section{Indicateurs de distance}

La mesure des distances est un probl\`eme central et non trivial en 
astrophysique. 
Le topologue dispose de la triangulation pour reproduire l'agencement 
du terrain, \`a condition de pouvoir acc\'eder \`a des promontaires
servant de balise. 
L'astronome n'a pas cette possibilit\'e. Il mesure en premier lieu 
les distances par rapport \`a la terre, qui fut un temps plac\'ee au
centre de l'univers.
On sait aujourd'hui mesurer directement la distance des plan\`etes par
rapport au soleil, ou celle du soleil par rapport au centre de notre galaxie :
la Voie Lact\'ee, du nom que lui ont donn\'e les bergers de l'antiquit\'e

M\^emes les distances intergalactiques sont bien contraintes par un seul 
param\`etre d'expansion : la constante de Hubble $H_0$, \'egale \`a la vitesse 
d'expansion apparente de l'univers, exprim\'ee en $km/s/Mpc$.
Dans le cadre d'un univers en expansion, la mesure de la vitesse 
de recession $v$ d'une galaxie, aux vitesses d'interactions galactique locales 
pr\`es, permet de d\'eduire la distance $d$ de cette galaxie.
Au premier ordre, $d=\frac{v}{H_0}$.

La courbure de l'espace ne peut pas pour autant \^etre mesur\'ee directement
en comparant \`a $\pi$ la somme des angles d'un triangle cosmique (dont le 
c\^ot\'e serait comparable au rayon de courbure de la trame de l'espace).

La valeur du param\`etre $H_0$ a \'et\'e r\'eduite au dixi\`eme depuis sa 
d\'ecouverte par Edwin Hubble en 1929
(rendant les distances dix fois plus importantes, et l'\^age de l'univers dix 
fois plus grand), passant de $500\ km/s/Mpc$ \`a $70\ km/s/Mpc$ selon les 
derni\`eres mesures.

\subsection{Notion de magnitude}
L'\'echelle des magnitudes est une \'echelle logarithmique inverse de la luminosit\'e,
h\'erit\'ee du classement antique des \'etoiles en six \og grandeurs \fg : 
les \'etoiles les plus lumineuses \'etaient de premi\`ere magnitude, et les moins
lumineuses \'etaient de sixi\`eme magnitude.
Ce classement visuel suit la sensibilit\'e logarithmique de l'{\oe}il, et sera
reli\'e \`a la luminosit\'e physique avec la constatation qu'un \'ecart de 5
magnitudes correspond \`a un rapport de flux de 100.
En prenant l'\'etoile bor\'eale la plus brillante, V\'ega, comme r\'ef\'erence
de magnitude nulle, on exprime la magnitude $M$ d'une \'etoile quelconque par
$ M = -2.5\,\log( F / F_0) $, o\`u $F_0$ est le flux de V\'ega, et $F$ le flux de 
l'\'etoile consid\'er\'ee.

\subsection{Mesures g\'eom\'etriques directes}

Hors de notre proche environnement, les mesures directes de distances sont rares. 
Les g\'eom\`etres grecs surent calculer le diam\`etre de la terre g\'eom\'etriquement, 
avec une pr\'ecision de quelques pour cent, ainsi que la distance Terre-Lune
\`a 50\%.

La m\'ethode de la parallaxe\footnote{
qu'utilise notre cerveau pour {\em voir} en relief \`a partir des images
fournies par chaque {\oe}il}
s'applique \`a l'astronomie, mais il faut s'armer de 
patience et de tr\`es fins instruments, pour observer comment le changement de 
perspective op\'er\'e par la Terre dans sa course autour du soleil modifie la 
position apparente des \'etoiles proches par rapport aux galaxies lointaines.
Il faut compter avec le mouvement propre des \'etoiles,
et avec l'exigence en pr\'ecision qui cro\^it comme la distance :
Le parsec $pc$ se d\'efinit comme la distance depuis laquelle l'orbite 
terrestre est vue sous un demi-angle $\alpha$ de une seconde d'arc 
($1''=1/3600\ deg$).
R\'eciproquement, au cours d'une ann\'ee, une \'etoile distante de $1\,pc$ 
semble parcourir une ellipse de grand axe $1''$ depuis les montagnes 
terrestres, par rapport aux galaxies distantes.
C'est une mesure directe qui d\'epend de la pr\'ecision avec laquelle est connue
la distance Terre--Soleil, et surtout de la pr\'ecision de la mesure de la 
parallaxe $\alpha$.
On d\'enombre dix \'etoiles \`a moins de $10\,pc$ (des dizaines de plan\`etes
et d'innombrables com\`etes de toutes tailles et couleurs), et mille \`a moins
de $100\,pc$, dans notre quartier de galaxie.
Depuis le sol, la mesure d'angles inf\'erieurs \`a la seconde d'arc est loin
d'\^etre simple, et la mesure pr\'ecise des distances des \'etoiles du 
quartier dut attendre le satellite Hipparcos pour \^etre faite 
syst\'ematiquement.

Il faudrait attendre 100 millions d'ann\'ees, le temps d'un tour de Voie 
Lact\'ee, pour utiliser la parallaxe \`a la mesure de distances 
intergalactiques.

\subsection{Mesures indirectes}


Une m\'ethode souvent applicable repose sur l'utilisation du diagramme
couleur-magnitude d'un groupe d'\'etoiles situ\'ees \`a la m\^eme distance
(amas ouvert ou globulaire).
Ce diagramme tra\c{c}e la luminosit\'e des \'etoiles (la magnitude) en 
fonction de leur temp\'erature (qui leur donne leur couleur : rouge \`a
$2000\,^{\circ}K$ et bleue \`a $20\,000\,^{\circ}K$), et est connu
sous le nom de diagramme de Hertzprung-Russel, ou diagramme HR.
Les \'etoiles, en fonction de leur masse et de leur stade d'\'evolution,
se positionnent dans ce diagramme \`a des positions pr\'ecises.
Les \'etoiles peu \'evolu\'ees br\^ulant encore leur Hydrog\`ene forment
la {\em s\'equence principale}, d'autant plus bleues et lumineuse qu'elles
sont massives.
La calibration de ce diagramme consiste \`a le tracer en fonction de la 
luminosit\'e intrins\`eque des \'etoiles (il faut donc disposer d'une mesure 
de distance des \'etoiles utilis\'ees comme calibrateurs).
Ensuite, pour estimer la distance d'un amas d'\'etoiles quelconque, on
construit son diagramme HR avec les luminosit\'es observ\'ees, on 
identifie la s\'equence principale, et le nombre de magnitudes d'\'ecart
entre la position de la s\'equence principale observ\'ee et celle calibr\'ee.
Cet \'ecart, le module de distance, est directement reli\'e \`a la distance
de l'amas : plus il est lointain, plus les \'etoiles paraissent faibles et 
ont une magnitude \'elev\'ee.
Il faut cependant \^etre capable de r\'esoudre individuellement les \'etoiles
pour appliquer cette m\'ethode. 

Edwin Hubble utilisait une autre m\'ethode indirecte pour calculer la 
distance des galaxies lointaines, bas\'ee sur une relation, alors empirique,
entre la luminosit\'e et la p\'eriode de pulsation des \'etoiles de type
C\'eph\'eide.
Les C\'eph\'eides sont des superg\'eantes jaunes, 4 à 15 fois plus massives que le
soleil, mille \`a dix mille fois plus lumineuses, au sein desquelles un 
d\'es\'equilibre auto-entretenu entre la pression de radiation et la gravit\'e 
fait varier p\'eriodiquement la temp\'erature de surface, donc la luminosit\'e.
L'observation de C\'eph\'eides dans les nuages de Magellan par Henrietta Leawitt
en 1912 lui permit de d\'ecouvrir la relation liant leur p\'eriode de pulsation
et leur luminosit\'e.
La mesure de la distance de C\'eph\'eides proches par Harlow Shapley en 1916
permit de calibrer la relation p\'eriode-luminosit\'e (P-L) des C\'eph\'eides, 
qui devinrent un indicateur de distance de choix, permettant la mesure de 
distances interstellaires, voir intergalactiques (moyennant un gros t\'elescope).

L'utilisation de cet indicateur de distance sur des \'etoiles 
variables observ\'ees dans d'autres galaxies avec le nouveau t\'elescope de 2.5m
du mont Wilson (Californie) en 1919 mena E. Hubble \`a surestimer
l'expansion cosmique d'un facteur 7.
En effet, il apparut par la suite que la relation p\'eriode-luminosit\'e des 
C\'eph\'eides d\'epend de la m\'etallicit\'e de l'\'etoile.
Or, les C\'eph\'eides des nuages de Magellan qui ont servi \`a calibrer
la relation P-L sont de faible m\'etallicit\'e (\'etoiles de type II), 
alors que celles ayant \'et\'e observ\'ees dans les galaxies lointaines
par E. Hubble \'etaient de m\'etallicit\'e plus grande (\'etoiles de type I),
et intrins\`equement plus lumineuses.
En cons\'equence, la relation P-L \'etait appliqu\'ee abusivement, et les distances
calcul\'ees par E. Hubble \'etaient sous-estim\'ees d'un facteur 2.
La prise en compte de l'extinction par le milieu interstellaire dans la calibration
de la relation P-L augmentera encore les distance galactiques. 

Cet exemple historique souligne la difficile construction de l'\'echelle des distances 
en astronomie. 
Malgr\'e la forte impr\'ecision de ces mesures de distance de galaxies,
l'ordre de grandeur trouv\'e fut un argument de poids pour placer ces n\'ebuleuses,
de nature alors inconnue, hors de notre Voie Lact\'ee, et pour comprendre qu'elles
\'etaient en fait d'autres univers-\^iles, similaires au notre.

Les barreaux de l'echelle des distances sont g\'en\'eralement calibr\'es en utilisant 
les pr\'ec\'edents. 
Les impr\'ecisions propres \`a chaque barreau se cumulent donc de proche en proche, 
menant \`a des estimateurs de distance d'autant moins pr\'ecis qu'ils s'appliquent 
\`a des objets plus lointains.
Les premiers barreaux sont r\'eguli\`erement reconstruits sur des bases plus saines,
issues de mesures plus pr\'ecises (telle la mesure de parallaxe par le satellite 
Hippoarcos).
\`A chaque correction d'un barreau, les barreaux suivants en sont modifi\'es, ainsi 
que toutes les estimations de distance qui en d\'ependent.
 
Actuellement, les \sne\ de type Ia ont surclass\'e les C\'eph\'eides comme 
indicateur de distance, du fait de leur luminosit\'e bien plus \'elev\'ee, 
permettant de les observer \`a des distances plus grandes.
La pr\'ecision des mesures de distance bas\'ees sur ces deux types de 
{\em chandelles standard} d\'ependent de trois facteurs principaux :
la qualit\'e de la calibration de la luminosit\'e intrins\`eque des sources,
l'uniformit\'e de la famille, et la puret\'e avec laquelle on peut identifier
un objet de la famille parmi d'autres non standardisable.


%%%%%%%%%%%%%%%%% Ia : THERMONUCLEAIRE %%%%%%%%%%%%%%%%
\section{Les \sne\ thermonucl\'eaires}

Les \sne\ de type Ia sont une classe remarquable de \sne\ au sens o\`u elles
pr\'esentent une grande homog\'en\'eit\'e, qui leur conf\`ere le status
de chandelle standard (ou plus pr\'ecis\'ement {\em standardisable}).

La nature de ces objets est longtemps rest\'ee myst\'erieuse, les astronomes
\'etant d\'erout\'es par l'absence de trace d'Hydrog\`ene et d'H\'elium dans 
leurs spectres, alors que ces \'el\'ements sont omnipr\'esents. 
L'identification des raies de Silicium (un \'el\'ement isoscalaire form\'e par
la fusion du Carbone et de l'Oxyg\`ene, \'egalement isoscalaires) dans leur spectre,
ainsi que la d\'ecroissance exponentielle de leur luminosit\'e avec des
constantes de temps de 6 puis de 77 jours correspondant aux temps de demi-vies
de la d\'esint\'egration $\beta$ du Nickel radioactif ($Ni^{56}$) en 
Colbalt radioactif ($Co^{56}$), et de ce dernier en Fer stable ($Fe^{56}$),
ont abouti au sc\'enario de l'explosion thermonucl\'eaire d'une naine blanche
de Carbone et d'Oxyg\`ene approchant de la masse critique de Chandrasekhar.


\subsection{M\'ecanisme de l'explosion}
Le m\'ecanisme permettant \`a une naine blanche de cro\^itre jusqu'\`a cette
masse n'est pas \'elucid\'e, mais le prog\'eniteur le plus probable serait
un syst\`eme binaire d'\'etoiles massives.
La plus massive du couple \'evolue rapidement, souffle ses couches externes
et forme une naine blanche.
Lorsque la moins massive quitte la s\'equence principale et devient une g\'eante
rouge, elle remplit son lobe de Roche (la surface en laquelle l'attraction des
deux astres est \'egale), ouvrant la voie \`a un transfert de mati\`ere vers
la naine blanche.
L'Hydrog\`ene et l'H\'elium ainsi accr\'et\'es \`a la surface de la naine blanche,
soumis \`a sa forte gravit\'e et chauff\'e par l'accr\'etion, br\^ulent pour former
du Carbone, et augmentent peu \`a peu la masse de la naine blanche.
Peu avant d'atteindre la masse de Chandrasekhar, les conditions de pression et de
temp\'erature au c{\oe}ur de la naine blanche permettent le r\'eallumage de la
fusion du Carbone.
Le taux de cette r\'eaction \'etant tr\`es sensible \`a la temp\'erature 
($\propto T^{40}$), la r\'eaction s'emballe en une flamme thermonucl\'eaire qui 
vaporise l'astre en quelques secondes, et enrichit le milieu interstellaire
en \'el\'ements de masse interm\'ediaire (Oxyg\`ene, Calcium, Magn\'esium, Silicium, 
Soufre) et de la famille du Fer (Nickel, Cobalt).
On parle de \sn\ thermonucl\'eaire.
L'homog\'en\'eit\'e observ\'ee de ces \'ev\'enements s'explique alors naturellement :
la masse de combustible est toujours la m\^eme, proche de la masse critique.
L'\'energie lib\'er\'ee, de l'ordre de $10^{51}\,erg$, l'est essentiellement sous
forme de rayonnement et d'\'energie cin\'etique, dans des proportions comparables.
On relie l'\'energie \`a la masse \'equivalente de $Ni^{56}$ n\'ecessaire
pour fournir une telle \'energie par d\'eclin radioactif, qui vaut en moyenne
$0.6\,M_{\odot}$.
Au maximum de luminosit\'e, une \sn\ thermonucl\'eaire brille comme quelques
milliards de soleils, autant qu'une galaxie de taille modeste.

\begin{figure}[htbp]
\begin{center}
\begin{tabular}[b]{cc}
  \includegraphics[width=7.5cm]{images/nova_recurrente.jpg}
  &
  \begin{minipage}[b]{6cm}
  \caption{ \label{img:progenitor}
    Vue d'un artiste inspir\'e d'un syst\`eme binaire constitu\'e d'une naine
    blanche et d'une g\'eante rouge.
    La mati\`ere accr\'et\'ee \`a la surface de la naine blanche subit une
    combustion explosive : c'est une nov{\ae} r\'ecurente, inspir\'ee par
    RS Ophuccius, dont la derni\`ere explosion date de F\'evrier 2006, et est
    un candidat prog\'eniteur de SN-Ia (D.A. Hardy / PPARC).
  }
  \end{minipage}
  \end{tabular}
\end{center}
\end{figure}

Le bilan chimique de la combustion d\'epend de la vitesse de propagation de la
flamme : si elle est supersonique (d\'etonation) la combustion est compl\`ete,
jusqu'\`a l'\'equilibre nucl\'eaire statistique,
et forme principalement du Fer. Si elle est subsonique (d\'eflagration) la combustion 
est incompl\`ete et forme des \'el\'ements de masse interm\'ediaire.
La d\'etonation ne rend pas compte de la pr\'esence d'\'elements de masse interm\'ediaire
dans le spectre, et la d\'eflagration aboutit \`a des vitesses d'\'ejection trop
faibles.
Une transition de la d\'eflagration en une d\'etonation pourrait r\'esoudre ces
incoh\'erences, mais le m\'ecanisme \`a l'origine d'une telle transition reste
hypoth\'etique (corrugation du front de flamme).


\subsection{Prog\'eniteurs alternatifs}
D'autres sc\'enarii ont \'et\'e propos\'es pour aboutir \`a une naine blanche 
de masse critique.
Le sc\'enario pr\'ec\'edent est dit {\em d\'eg\'en\'er\'e simple} car une seule
naine blanche est en jeu.
Le m\'ecanisme d'accr\'etion reste sujet \`a d\'ebat, et peut \^etre induit
par la cr\'eation d'une enveloppe commune au syst\`eme binaire (constitu\'e
des couches externes des deux \'etoiles), favorisant le rapprochement du couple 
et l'accr\'etion de mati\`ere.
Le taux d'accr\'etion doit \^etre suffisement \'elev\'e pour apporter plusieurs
dizi\`emes de masses solaires en un temps raisonnable ($< 10^9\,ans$ soit un 
taux $> 10^{-10} M_{\odot}/an$).
Mais ce taux est auto-r\'egul\'e par la pression du rayonnement \'emis par la 
chute du mat\'eriel, et ne peut pas d\'epasser $10^{-6}\, M_{\odot}/an$.
La formation d'un fort vent stellaire par la g\'eante rouge permettrait de
maintenir un taux d'accr\'etion de $10^{-7}\, M_{\odot}/an$ de mani\`ere 
durable \cite{hashisu96}.

Le sc\'enario {\em d\'eg\'en\'er\'e double} consid\`ere un syst\`eme binaire serr\'e
de deux naines blanches, \'etat final de nombreux syst\`emes binaires
(on estime leur population \`a $10^8$ dans la galaxie).
La s\'eparation des deux astres d\'ecro\^it progressivement \`a cause de la perte 
d'\'energie sous forme d'ondes gravitationnelles et de freinage magn\'etique.
Finalement, les deux naines blanches fusionnent, la masse r\'esultante d\'epasse la
masse critique et l'astre \`a peine form\'e explose.
Ce sc\'enario souffre du temps n\'ecessaire au rapprochement des deux astres
si la s\'eparation initiale $d$ est trop grande (plusieurs milliards d'ann\'ees
pour une s\'eparation de quelques rayons solaires) 
et \`a l'incertitude sur le r\'esultat de la rencontre : 
explosion thermonucl\'eaire ou implosion en \'etoile \`a neutrons.
Des syst\`emes de naines blanches binaires de p\'eriode ultra-courte 
($<\,15\,min$, du type AM Canum Venaticorum) ont \'et\'e d\'ecouverts,
d\'emontrant que des prog\'eniteurs valables existent.

\'Evoquons \'egalement le sc\'enario {\em sub-Chandrasekhar}, selon lequel
la couche d'Hydrog\`ene ou d'H\'elium accr\'et\'ee \`a la surface de la
naine blanche s'\'epaissit jusqu'\`a ce que les conditions de temp\'erature
et de pression permettent sa combustion explosive, en surface.
L'onde de choc form\'e par l'explosion de la couche superficielle se propage
jusqu'au centre, s'y focalise, y comprime la mati\`ere et permet ainsi 
la combustion explosive du Carbone.

Observationellement, les sources X douces sont consid\'er\'ees comme les
plus prometteuses, le rayonnement X \'etant interpr\'et\'e comme celui
de la surface extr\^emement chaude de la naine blanche accr\'etante.
Les variables cataclysmiques, sujettes \`a des nov{\ae} r\'ecurrentes
dues \`a l'explosion d'une couche d'Hydrog\`ene accr\'et\'e sont 
\'egalement de bons candidats, \`a condition que les explosions ne fassent
pas diminuer la masse de la naine blanche.
On distingue les variables cataclysmiques magn\'etiques (polar) pour lesquelles
la naine blanche est fortement magn\'etis\'ee, la mati\`ere accr\'et\'ee suit
les lignes de champ et forme un point chaud \`a la surface de la naine blanche.

\`A l'inverse des \sne\ gravitationnelles qui ne sont observ\'ees que dans les
galaxies spirales formant des \'etoiles (en accord avec le temps de vie court
des \'etoiles massives), les \sne\ thermonucl\'eaires sont aussi observ\'ees 
dans les galaxies elliptiques qui ne forment plus d'\'etoiles depuis plusieurs
centaines de millions d'ann\'ees.
Un temps de gestation pouvant atteindre le milliard d'ann\'ees est donc envisag\'e,
sans exclure pour autant des chemins \'evolutifs plus courts.
Diff\'erentes classes de prog\'eniteurs participent s\^urement \`a fonder la famille
des SN-Ia, comme le laissent supposer les indices que les SN-Ia explosant dans les
galaxies spirales sont en moyenne plus puissantes que dans les galaxies elliptiques.


\section{Diversit\'e des \sne}

Les techniques classiques de l'astrophysique sont essentiellement
bas\'ees sur l'imagerie (ou photom\'etrie, d'abord dans le domaine visible, puis
radio, infra-rouge, ultraviolet, X et gamma), la m\'etrologie (\'eph\'em\'erides,
p\'eriodes de pulsation des \'etoiles variables, de rotation des syst\`emes 
binaires et de r\'evolution des pulsars) et la spectroscopie qui permet de
conna\^itre la composition chimique et les propri\'et\'es physiques d'un corps par
l'identification de l'empreinte des transitions \'en\'erg\'etiques mises en jeu
pour modeler la densit\'e spectrale d'\'energie \'emise, commun\'ement appel\'ee 
{\em spectre}.

La photom\'etrie n'est en fait qu'une forme de spectroscopie \`a tr\`es basse
r\'esolution spectrale : on accumule l'\'energie de l'ensemble des photons \'emis 
dans une large gamme de fr\'equence $\nu\ [s^{-1}]$ (donc d'\'energie par photons 
$E=\hbar\nu\ [erg]$, ou de longueurs d'onde $\lambda=c/\nu\ [m]$).
On utilisera 3 filtres (bleu $\lambda=400\,nm$, vert $\lambda=550\,nm$ et rouge 
$\lambda=700\,nm$, couvrant le domaine {\em visible}) pour faire de la trichromie 
{\em humano\"ide}.
La bolom\'etrie consiste \`a mesurer l'\'energie totale, int\'egr\'ee sur l'ensemble 
du spectre \'el\'ectromagn\'etique (spectroscopie \`a r\'esolution nulle).
Le domaine visible, profitant d'une bonne transparence atmosph\'erique et d'une 
technologie r\^od\'ee, est tr\`es usit\'e.

\subsection{Propri\'et\'es spectro-photom\'etriques}
Les observations commun\'ement disponibles sur les \sne\ sont les courbes
de lumi\`ere dans plusieurs filtres (par exemple B,V,R) avec des points de mesures
tout les quelques jours, et une s\'equence de spectres.

Les courbes de lumi\`ere permettent de mesurer la luminosit\'e et la couleur
de l'objet, et donnent une indication de sa nature.
Le spectre permet de classifier la \sn\ en fonction des \'el\'ements chimiques 
identifi\'es, suivant une classification historique (c.f. Figure \ref{fig:SNprop}) :

En l'absence d'Hydrog\`ene, la \sn\ est de type I.
Par ailleurs, en pr\'esence de Silicium, la \sn\ est de type Ia.
En l'absence \'egalement de Silicium, mais en pr\'esence d'H\'elium, la \sn\ est de type Ib.
Enfin, en l'absence d'Hydrog\`ene, d'H\'elium et de Silicium, elle est de type Ic.

En pr\'esence d'Hydrog\`ene, la \sn\ est de type II.
Si le spectre est domin\'e par l'H\'elium, elle est de type IIb.
En pr\'esence de raies d'\'emission fines d'Hydrog\`ene, elle est de type IIn. 
Enfin, du point de vue photom\'etrique, on distingue en fonction de la courbe de
lumi\`ere les \sne\ de type II-P qui pr\'esentent un plateau, et celles de type II-L 
qui pr\'esentent une d\'ecroissance lin\'eaire.

\begin{figure}[hbtp]
\begin{center}
  \begin{tabular}{cc}
    \hspace{-5mm}
    \includegraphics[width=7.5cm]{graphs/SN_classif/LC_SNs.png} &
    \includegraphics[width=7.5cm]{graphs/SN_classif/Spectra_SNs.png}
  \end{tabular}
\caption{ \label{fig:SNprop}
  Aspect sh\'ematique des courbes de lumi\`eres des \sne\ de type Ia, Ib/c, II-P et II-L
  ({\bf \`A gauche}).
  Illustraction des raies spectrales permettant d'identifier les \'el\'ements pr\'esents
  dans la photosph\`ere de \sne\ de type Ia, II et Ib/c ({\bf \`A droite}) 
  obtenues en 1999 (SN 1999ee et SN 1999ex ont explos\'ees dans la m\^eme galaxie, 
  la m\^eme ann\'ee !).
}
\end{center}
\end{figure}

Notons que le terme {\em absence} peut \^etre interpr\'et\'e plus largement
comme une faible pr\'esence (les SN-Ic pr\'esentent des raies de Silicium, mais bien
plus faibles que les SN-Ia \`a une m\^eme phase).
Aussi, d'\'eventuelles raies fines d'Hydrog\`ene, provenant de l'interaction de 
l'\'ejectat avec le milieu circumstellaire pr\'ec\'edemment souffl\'e par l'\'etoile, 
ne remettent pas en cause l'appartenance au type I, mais indiquent la pr\'esence 
d'Hydrog\`ene circumstellaire (comme pour la SN-Ia 2002ic).

Selon notre compr\'ehension actuelle, seules les SN-Ia sont des \sne\ thermonucl\'eaires,
tous les autres types \'etant des \sne\ gravitationnelles, qui laissent un objet
compact en leur centre (comme pour la n\'ebuleuse du Crabe, r\'emanent de SN1054, 
observ\'ee par les astronomes Chinois).
L'absence d'Hydrog\`ene ou d'H\'elium dans le spectre des SN-Ib/c s'explique par 
la combustion et l'\'ejection de ces \'el\'ements l\'egers au cours des stades
terminaux de la vie de l'\'etoile.

\subsection{Processus de formation des raies spectrales}

Les raies spectrales qui mod\`elent les spectres de \sne\ correspondent
aux transitions \'electroniques des ions pr\'esents dans le mat\'eriel
entre la photosph\`ere (la surface de derni\`ere diffusion des photons,
de profondeur optique $\tau$ unitaire) et l'observateur.
En fait, la profondeur optique est diff\'erente en fonction de la longueur
d'onde : \`a la longueur d'onde d'une transition \'electronique, 
la probabilit\'e du photon d'\^etre absorb\'ee est plus \'elev\'ee, donc
la profondeur optique aussi. La photosph\`ere \`a cette longeur d'onde
sera plus externe.
Elles sont d\'ecal\'ees vers le bleu et \'elargies par effet Doppler
car le mat\'eriel est en expansion rapide.

Dans un premier temps, l'\'ejecta est optiquement \'epais ($\tau>1$)
aux longeurs des transitions \'electroniques.
On observe alors des raies en absorption \`a ces longueurs d'ondes.
On parle de phase {\em photosph\'erique}.

\`A mesure que l'\'ejecta s'etend et se dilue, sa profondeur optique
diminue et la photosph\`ere se d\'eplace vers les couches plus internes.
L'\'epaisseur de mat\'eriel intervenant augmente, sa composition change 
et int\`egre les \'el\'ements des couches plus profondes (si l'\'ejectat
n'est pas uniformis\'e).

Finalement, la photosph\`ere atteint l'objet central (ou d\'epasse le centre
de l'\'ejectat dans le cas d'une SN-Ia). L'\'ejecta est transparent,
et rayonne aux longueurs d'ondes des transitions \'electroniques, toujours
excit\'ees par le rayonnement dur de l'objet central et/ou par le rayonnement
de d\'esint\'egration des isotopes radioactifs form\'es lors de l'explosion.
Le spectre de l'\'ejectat est donc constitu\'e de raies en \'emission, et
l'on parle de phase {\em n\'ebulaire}.

On constate sur la figure \ref{fig:SNprop} que les raies de l'Hydrog\`ene
pr\'esentes dans le spectre de la SN-II ont une composante en absorption
d\'ecal\'ee vers le bleu, et une composante en \'emission.
Ce type de profil est dit {\em P-Cygni} (du nom de l'\'etoile pour laquelle
ils furent observ\'es la premi\`ere fois).

Pour expliquer le m\'ecanisme de leur formation, il faut consid\'erer la
g\'eom\'etrie sph\'erique de l'\'ejecta :
la partie qui masque la photosph\`ere sph\'erique \`a l'observateur absorbe le 
rayonnement (exitation) et le renvoie dans toutes les directions (d\'esexcitation).
Le bilan sur le flux observ\'e est une perte nette : ce rayonnement venait
vers l'observateur, et une faible partie lui est renvoy\'ee.
Comme l'\'ejecta avance vers l'observateur, la raie est d\'ecal\'ee vers le bleu.

\`A l'inverse, la partie de l'\'ejecta qui entoure la photosph\`ere (en projection
sur la ligne de vis\'ee) proc\`ede de m\^eme, mais le bilan est diff\'erent :
la rayonnement absorb\'e n'aurait pas atteint l'observateur, mais une fois diffus\'e
une partie lui parviendra.
En fonction de la taille relative de la photosph\`ere et de la coquille d'\'ejecta,
et du profil de densit\'e de ce dernier, la forme de la raie sera modifi\'ee.

\begin{figure}[htbp]
\begin{center}
\begin{tabular}[b]{cc}
  \includegraphics[width=7.5cm]{figures/pcygni.png}
  &
  \begin{minipage}[b]{6cm}
  \caption{ \label{fig:pcygni}
    Sch\'ema explicatif de la formation d'une raie P-Cygni par l'effet
    d'une coquille sph\'erique en expansion autour d'une photosph\`ere.
    La partie qui masque la photosph\`ere cr\'ee sur le continuum une 
    raie en absorption d\'ecal\'ee vers le bleu par rapport \`a la longueur 
    d'onde $\lambda_0$ de la transition.
    La partie periph\'erique diffuse la lumi\`ere par fluorescence et forme
    une raie en \'emission dont le maximum est proche de $\lambda_0$
    (la circonf\'erence de la coquille projet\'ee sur l'axe de vis\'ee
    est une caustique, et a une vitesse radiale nulle).
  }
  \end{minipage}
  \end{tabular}
\end{center}
\end{figure}
 
Les spectres de \sne\ sont essentiellement model\'es par de telles raies P-Cygni,
mais autour du maximum, pour les \sne\ de type I, l'opacit\'e de l'\'ejecta
rend la composante en \'emission tr\`es faible par rapport \`a la composante
en absorption.
\`A mesure que l'on s'approche de la phase n\'ebulaire, la composante en \'emission 
devient dominante.


\subsection{Standardisation des SN-Ia}

Si, au regard des \sne\ gravitationnelles, la famille des \sne\ 
thermonucl\'eaires est remarquablement uniforme, le temps a
d\'evoil\'e l'existence de \sne\ apparent\'ees \`a cette famille 
malgr\'e de fortes dissemblances.
L'ann\'ee 1991 fut \`a ce titre r\'ev\'elatrice des limites
de ce dogme avec l'observation de sn1991T, une magnitude plus
puissante que la moyenne, puis de sn1991bg, une magnitude
plus faible, qui sont depuis lors les prototypes des SN-Ia 
dites {\em particuli\`eres}, respectivement sur et sous lumineuses.

Sans consid\'erer ces bornes extr\`emes de la famille des SN-Ia, 
la dispersion de la luminosit\'e au maximum dans la bande B est d'environ
0.8 magnitudes (soit un rapport de flux de deux entre les moins lumineuses 
et les plus lumineuses).

Pourtant, une corr\'elation a \'et\'e d\'ecouverte entre la luminosit\'e
au maximum dans la bande B ($M_B$, $\lambda=450\,nm$), et le taux de d\'eclin
de la luminosit\'e : les SN-Ia les plus brillantes ont le taux de d\'eclin
le plus lent. C'est la relation de Phillips \cite{phillips93}.
La mesure du taux de d\'eclin d'une SN-Ia permet donc d'en d\'eduire sa luminosit\'e
intrins\`eque, comme la p\'eriode le permet pour les C\'ephe\"ides.
La dispersion autour de la loi moyenne se r\'eduit alors \`a environ
0.2 magnitudes ($20\%$ d'\'ecart en luminosit\'e).

Le taux de d\'eclin peut \^etre quantifi\'e par la diff\'erence de magnitude
au maximum et 15 jours apr\`es ($\Delta m_{15}$) ou par un param\`etre
de dilatation temporelle de la courbe de lumi\`ere (le {\em strech} $s$).
Les deux approches donnent des r\'esultats comparables.
La masse \'equivalente de $Ni^{56}$ form\'e varie de $0.3$ \`a $1\,M_{\odot}$
environ, une variation dont l'origine reste incertaine, mais provient
vraisemblablement de diff\'erences physico-chimiques de la naine blanche
(densit\'e centrale, rapport d'abondance Carbone/Oxyg\`ene, qui
modifient la fraction \'el\'ectronique et la vitesse de propagation de
la flamme). 

L'\'etude des couleurs des SN-Ia a \'egalement montr\'e une grande 
homog\'en\'eit\'e de l'\'evolution de (B-V) entre 30 et 90 jours
apr\`es le maximum.
L'amplitude du {\em rougissement} par les poussi\`eres interstellaires
dans la galaxie h\^ote peut en \^etre d\'eduite, et l'absorption 
associ\'ee \^etre corrig\'ee \cite{phillips99}.
La dispersion r\'esiduelle en est encore r\'eduite, \`a environ 0.15 magnitudes.

Du point de vue spectroscopique, une corr\'elation a \'egalement \'et\'e trouv\'ee 
entre le rapport $\mathcal{R}(SiII)$ de profondeur des raies du Silicium 
\`a $5750$ et \`a $6100\,\angstr$ et la magnitude au maximum dans la bande B
\cite{nugent}.

La recherche d'un second param\`etre capable d'expliquer cette dispersion
r\'esiduelle est toujours d'actualit\'e, mais la communaut\'e ne l'a pas
attendu pour utiliser les SN-Ia comme des chandelles {\em standardisables}.
Leur luminosit\'e exeptionnelle les rend visibles jusqu'\`a des distances
de plusieurs milliars d'ann\'ees-lumi\`eres, et si la dispersion r\'esiduelle
de luminosit\'e laisse une incertitude sur les distances qui en sont d\'eduites, 
l'accumulation statistique d'\'ev\'enements peut th\'eoriquement permettre de
la r\'eduire \`a volont\'e.

Une condition doit cependant \^etre v\'erifi\'ee pour ne pas obtenir une 
estimation de distance biais\'ee : c'est qu'il n'y ait pas d'effet d'\'evolution 
dans la relation de calibration.
Il n'est pas d\'eraisonnable d'imaginer que la m\'etallicit\'e du prog\'eniteur ait 
un effet sur la luminosit\'e de la \sn.
Si cet effet ne suit pas la relation de calibration, qu'il y est orthogonal
(par example, qu'\`a m\'etallicit\'e plus faible, pour un m\^eme taux de 
d\'ecroissance, la luminosit\'e soit plus faible), alors les distances
des \sne\ lointaines, de m\'etallicit\'e plus faible, seraient surestim\'ees, 
mimant ainsi une acc\'el\'eration de l'expansion.
Ce possible effet syst\'ematique est le principal argument des d\'etracteurs 
de l'utilisation des SN-Ia comme indicateurs de distance.
On peut leur opposer le fait que les SN-Ia ayant servi a calibrer la relation
ont \'et\'e observ\'ees dans des galaxies spirales et elliptiques, et couvrent
donc d\'ej\`a un grand intervalle de m\'etallicit\'es.


\subsection{Des chandelles pour la cosmologie }

Fort d'une nouvelle classe de chandelle standardisable, beaucoup plus
lumineuse que les C\'eph\'eides, les astronomes ont pu mesurer des distances
beaucoup plus grandes.
La calibration de la luminosit\'e intrins\`eque des SN-Ia a \'et\'e r\'ealis\'ee
avec les SN-Ia proches, ayant explos\'e dans des galaxies pour lesquelles une
mesure de distance a pu \^etre obtenue par l'observation des C\'eph\'eides.

Le principal attrait de leur utilisation est de pouvoir mesurer la distance 
de galaxies lointaines, et en conjonction avec la mesure de leur d\'ecalage vers 
le rouge, de prolonger le diagramme de Hubble (tra\c{c}ant la distance en fonction
du \z, li\'e \`a la vitesse de r\'ecession) \`a des distances cosmologiques.
Ce diagramme refl\`ete la dynamique de l'univers, son taux d'expansion en fonction
du temps, ce qui permet de confronter les mod\`eles d'\'evolution cosmologiques
aux observables.

Ainsi, la recherche de SN-Ia \`a grande distance par le {\em High-Z SN search} et
par le {\em \Sne\ Cosmology Project} a mis en \'evidence en 1998 l'acc\'el\'eration
de l'expansion de l'univers, a r\'ehabilit\'e la constante cosmologique $\Lambda$,
et introduit la notion d'{\em \'energie noire}.

La nature de l'\'energie noire d\'epend de son \'equation d'\'etat, qui relie sa 
densit\'e $\rho$ et sa pression $p$ (n\'egative) {\em via} le param\`etre d'\'etat 
$\omega = p/\rho$.
Le mod\`ele de constante cosmologique correspond \`a $\omega = -1$.
Les mod\`eles d'\'energie noire bas\'es sur un potentiel scalaire (quintessence)
permettent \`a $\omega$ de varier avec le temps ($\omega <\sim -0.8$).
Les cordes cosmiques m\`enent \`a $\omega = -1/3$, les parois cosmiques \`a $\omega = -2/3$.
Pour $\omega < -1$, on parle d'{\em \'energie fant\^ome}.

Une mesure suffisamment pr\'ecise du taux d'expansion en fonction du \z,
en particulier autour d'un \z\ de 0.8, est \`a m\^eme de contraindre $\omega$,
et subs\'equemment de contraindre la nature de l'\'energie noire.

Coupl\'e aux mesures des anisotropies du rayonnement fossile (WMAP, qui contraignent la
courbure de l'univers) et du pic acoustique des baryons par la fonction de corr\'elation
des galaxies (SDSS, qui contraint la densit\'e de mati\`ere), on s'approche
d'une mesure pr\'ecise du contenu \'energ\'etique de l'univers, ce qui constitue
une r\'eussite remarquable de la cosmologie observationnelle.

Le projet SNLS (SuperNova Legacy Survey) a \'et\'e imagin\'e dans ce but de contraindre 
$\omega$ par l'observation de plusieurs centaines de SN-Ia \`a un \z\ compris entre 0.2 et 1.
La m\'ethode de recherche classique de \sne\ consistant \`a suivre r\'eguli\`erement une 
liste de galaxies a \'et\'e abandonn\'ee pour mettre en place une {\em recherche glissante}
o\`u un grand champ de $1^{\circ 2}$ est observ\'e \`a intervalles de 4 jours, dans 4 filtres.
On construit ainsi par empilement une image profonde de ce champ, qui sert \`a trouver 
les sources nouvelles par soustraction.
Le SNLS est un volet du CFHTLS (Canada France Hawa\"i Telescope Legacy Survey), grand 
programme d'observations avec le CFHT, dot\'e de la cam\'era grand champ MegaCam plac\'ee
au foyer primaire, maintenant enti\`erement d\'evou\'e \`a ce programme {\em heritage}.

Les contraintes du SNLS \'etant fortes (bonne  couverture temporelle pour pouvoir
calibrer les courbes de lumi\`eres, observations successives dans diff\'erents filtres
pour disposer des couleurs), il a obtenu la priorit\'e sur les autre volets du CFHTLS
(Shallow, Wide et VeryWide).

Enfin, et c'est ici que ma modeste personne entre en jeu, il est n\'ecessaire de confirmer
la nature des \sne\ observ\'ees, pour ne pas utiliser des SN-Ib/c ou des SN-II dans
notre diagramme de Hubble.
Pour cela, le SNLS a obtenu beaucoup de temps d'observation sur des t\'el\'escopes 
de la classe des 8 m\`etres afin de tirer le portrait spectroscopique des candidats
prometteurs.
Mon travail dans le groupe SNLS a essentiellement port\'e sur l'analyse des
spectres obtenus sur l'instrument FORS1 du VLT.

