Filament galactique

En cosmologie, un filament galactique est une structure en forme de fil composée de galaxies et/ou d'amas de galaxies. Les filaments galactiques sont parmi les plus grandes structures de l'Univers, d'une longueur typique comprise entre 50 et 80 Mpc (163 à 261 millions d'années-lumière). Ils forment les frontières des grands vides et sont l'un des éléments de la toile cosmique. Trois de ces filaments, découverts en 2006, sont alignés pour former la plus grande structure connue à ce jour.

Un filament de galaxies^, ou filament intergalactique^, est une structure tridimensionnelle. Il relie des groupes et des amas de galaxies^,. Il affecte tant la formation et l'évolution des galaxies^, que la distribution des galaxies satellites. Il est vraisemblable que près de la moitié $\left(\sim 40\,\%\right)$ des galaxies sont situées dans des filaments^,. Ceux-ci sont reliés entre eux en un réseau^,. Un filament est caractérisé par sa longueur et son diamètre local.

Un filament galactique^, ou filament interstellaire est l'analogue, au sein d'une galaxie, d'un filament intergalactique. La formation des étoiles se déroule au sein des filaments galactiques qui se composent de gaz, principalement d'hydrogène, et de poussières interstellaires, petites particules solides principalement constituées de carbone.

Histoire

Prédiction

L'existence des filaments a été prédite grâce au modèle d'effondrement gravitationnel d'anisotropies proposé par Iakov Zeldovitch (1914-1987) en 1970^,.

Observations

La découverte observationnelle des filaments de galaxies est attribuée à Valérie de Lapparent, Margaret J. Geller et John P. Huchra (1948-2010). Ils les ont observés avec le CfA Redshift Survey ; et ont publié leurs résultats en 1986^,^,^,.

Leur prédécouverte observationnelle est attribuée à Riccardo Giovanelli (1946-2022) et Martha P. Haynes en 1982^,. Antérieurement, seule l'observation de vides avait été rapportée.

L'existence des filaments de galaxies a été confirmée par des relevés ultérieurs : le SDSS en 2000^, ; le 2dFGRS en 2003 ; le VVDS (en) en 2005 ; le 6dFGS (en) en 2009 ; le COSMOS en 2007^, ; le GAMA (en) en 2011^, ; le 2MASS en 2012 ; le VIPERS en 2014^, ; le SAMI en 2015 ; et le DESI en 2024.

Définition

Pour autant, au début des années 2020, la détection et la reconstruction des filaments restent difficiles et il n'existe pas d'unique définition normalisée des filaments. Parmi les multiples définitions alternatives des filaments, la plus commune est peut-être celle qui consiste à utiliser les valeurs propres d'une hessienne : elle permet de diviser les grandes structures en quatre classes — halos, murs, filaments et vides — en fonction du nombre de valeurs propres positives.

Liste de filaments galactiques connus

Filaments	Date	Distance approximative	Dimension	Notes
Filament de la Chevelure de Bérénice				Le superamas de la Chevelure de Bérénice se trouve à l'intérieur du filament. Il fait partie du Grand Mur.
Filament Persée-Pégase	1985			Connecté au complexe de superamas Poissons-Baleine, avec le superamas de Persée-Poissons.
Filament de la Grande Ourse				Connecté à l'homoncule CfA. Une portion du filament forme une partie de la jambe de l'homoncule.
Filament Lynx-Grande Ourse	1999	de 2 000 km/s à 8 000 km/s		Connecté au superamas Lynx-Grande Ourse.
Filament autour du proto-amas ClG J2143-4423	2004	z = 2.38	110 Mpc	Filament d'une longueur du Grand Mur découvert en 2004^,^,^,.
Quipu	2025

Carte des murs de galaxies situés à proximité de la Voie lactée

Image des murs de galaxies les plus proches de notre système solaire

Cette image montre des structures en forme de filament. L'image mesure près de 520 millions d'années-lumière de côté et son épaisseur est de 100 millions d'années-lumière. Les amas les plus proches de nous tels que ceux de la Chevelure de Bérénice, de la Vierge et de Persée sont identifiés dans l'image.

Notes et références

Notes

↑ En anglais, filament of galaxies ou galaxy filament.
↑ En anglais, intergalactic filament^,^,.
↑ En anglais, void.
↑ En anglais, sheet.
↑ En anglais, node.
↑
La matrice hessienne utilisée est celle du champ de densité. Elle s'écrit :
$H_{ij}=-{\frac {R_{\mathrm {s} }^{2}}{\rho _{\mathrm {mean} }}}{\frac {\partial ^{2}\rho _{\mathrm {s} }}{\partial x_{i}\partial x_{j}}}$ ,
où :
- $\rho _{\mathrm {s} }$ est le champ de densité, lissé par l'utilisation d'un filtre de Gauss,
- $R_{\mathrm {s} }$ est la longueur du lissage,
- $\rho _{\mathrm {mean} }$ est la densité moyenne,
et où le signe $-$ $-$ assure que les valeurs propres positives (resp. négatives) indiquent l'effondrement (resp. l'expansion) de la matière. Le classement est déterminé par le nombre de valeurs propres $\lambda$ $\lambda$ qui dépassent un certain seuil $\lambda _{\mathrm {th} }$ $\lambda _{\mathrm {th} }$ . Ainsi, lorsque ce nombre est de 0, la structure est un vide ; lorsqu'il est de 1, c'est un feuillet ; lorsqu'il est de 2, c'est un filament ; et, lorsqu'il est de 3, c'est un nœud^,. La méthode fait intervenir le tenseur des déformations $T_{\alpha \beta }$ $T_{\alpha \beta }$ , défini par la hessienne du potentiel gravitationnel $\phi$ $\phi$ :
$T_{\alpha \beta }={\frac {\partial ^{2}\phi }{\partial r_{\alpha }\partial r_{\beta }}}$ .
Le champ de densité de matière est supposé connu et est lissé sur une grille cartésienne. Les valeurs propres du tenseur des déformations sont normalisées comme suit. L'équation de Poisson peut s'écrire :
$\nabla ^{2}{\widetilde {\phi }}=4\pi G{\bar {\rho }}\delta ={\widetilde {\lambda }}_{1}+{\widetilde {\lambda }}_{2}+{\widetilde {\lambda }}_{3}$ ,
avec :
- $4\pi G{\bar {\rho }}={\frac {3}{2}}\Omega _{m}H_{0}^{2}$ $4\pi G{\bar {\rho }}={\frac {3}{2}}\Omega _{m}H_{0}^{2}$ , où :
  - $\pi$ est le nombre pi ;
  - $G$ est la constante gravitationnelle ;
  - ${\bar {\rho }}$ est la masse volumique moyenne de la matière dans l'Univers observable ;
  - $\Omega _{m}$ est le paramètre de densité associé à la matière ;
  - $H_{0}$ est la constante de Hubble ;
et où :
- $\delta$ est la surdensité locale de matière, avec : $\delta ={\frac {\rho }{\bar {\rho }}}>1$ ;
- ${\widetilde {\lambda }}_{1}$ , ${\widetilde {\lambda }}_{2}$ et ${\widetilde {\lambda }}_{3}$ sont les trois valeurs propres du tenseur des déformations, avec : ${\widetilde {\lambda }}_{1}\geq {\widetilde {\lambda }}_{2}\geq {\widetilde {\lambda }}_{3}$ .
Le potentiel gravitationnel et les valeurs propres du tenseur des déformations peuvent être rééchelonnées en les divisant par $4\pi G{\bar {\rho }}$ $4\pi G{\bar {\rho }}$ :
$\nabla ^{2}\phi =\delta =\lambda _{1}+\lambda _{2}+\lambda _{3}$ .
Les composantes du tenseur des contraintes étant homogènes à l'inverse du carré d'un temps, ses valeurs propres peuvent être associées à un temps d'effondrement. Le modèle d'un effondrement gravitationnel d'une distribution à symétrie sphérique est utilisé pour obtenir une valeur de référence pour $\lambda _{\mathrm {th} }$ $\lambda _{\mathrm {th} }$ . Le temps de chute libre $\tau _{\mathrm {ff} }$ $\tau _{\mathrm {ff} }$ est relié à la densité locale par :
$\tau _{\mathrm {ff} }={\sqrt {\frac {3\pi }{32G\rho }}}$ .
$\lambda _{\mathrm {th} }$ $\lambda _{\mathrm {th} }$ est estimé en exigeant que le temps de chute libre soit égal à l'âge de l'Univers $\tau _{0}$ $\tau _{0}$ . En substituant le temps de chute libre par l'âge de l'Univers, $\lambda _{\mathrm {th} }$ $\lambda _{\mathrm {th} }$ est donnée par :
$3\beta \left(\lambda _{i}\right){\widetilde {\lambda }}_{\mathrm {th} }={\frac {3\pi ^{2}}{8\tau _{0}^{2}}}-{\frac {3}{2}}\Omega _{m}H_{0}^{2}$
Elle est donnée par :
$\lambda _{\mathrm {th} }={\frac {1}{3\beta (\lambda _{i})}}\left[{\frac {\pi ^{2}}{4}}{\frac {1}{\Omega _{m}}}\left(\tau _{0}H_{0}\right)^{-2}-1\right]$ .

Références

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1 2 3 4 Forero-Romero et al. 2009, annexe A, p. 1824, col. 1.
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↑ Forero-Romero et al. 2009, sec. 2, p. 1816, col. 2.
↑ Forero-Romero et al. 2009, annexe A, p. 1824, col. 1-2.
↑ Forero-Romero et al. 2009, sec. 2, p. 1817, col. 1.
↑ Forero-Romero et al. 2009, annexe A, p. 1824, col. 2 (A3).
↑ Forero-Romero et al. 2009, annexe A, p. 1824, col. 2 (A6).
↑ Forero-Romero et al. 2009, annexe A, p. 1824, col. 2 (A7).
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Voir aussi

Bibliographie

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Liens externes

« Structures cosmiques : une famille de géantes », La Science, CQFD, France Culture, 26 janvier 2026.

Articles connexes

Portail de l’astronomie

Portail de la cosmologie

[4] En anglais, filament of galaxies ou galaxy filament.

[9] En anglais, intergalactic filament^,^,.

[27] En anglais, void.

[28] En anglais, sheet.

[29] En anglais, node.

[40] La matrice hessienne utilisée est celle du champ de densité. Elle s'écrit :
$H_{ij}=-{\frac {R_{\mathrm {s} }^{2}}{\rho _{\mathrm {mean} }}}{\frac {\partial ^{2}\rho _{\mathrm {s} }}{\partial x_{i}\partial x_{j}}}$ ,
où :
$\rho _{\mathrm {s} }$ est le champ de densité, lissé par l'utilisation d'un filtre de Gauss,

$R_{\mathrm {s} }$ est la longueur du lissage,

$\rho _{\mathrm {mean} }$ est la densité moyenne,
et où le signe $-$ assure que les valeurs propres positives (resp. négatives) indiquent l'effondrement (resp. l'expansion) de la matière. Le classement est déterminé par le nombre de valeurs propres $\lambda$ qui dépassent un certain seuil $\lambda _{\mathrm {th} }$ . Ainsi, lorsque ce nombre est de 0, la structure est un vide ; lorsqu'il est de 1, c'est un feuillet ; lorsqu'il est de 2, c'est un filament ; et, lorsqu'il est de 3, c'est un nœud^,. La méthode fait intervenir le tenseur des déformations $T_{\alpha \beta }$ , défini par la hessienne du potentiel gravitationnel $\phi$ :
$T_{\alpha \beta }={\frac {\partial ^{2}\phi }{\partial r_{\alpha }\partial r_{\beta }}}$ .
Le champ de densité de matière est supposé connu et est lissé sur une grille cartésienne. Les valeurs propres du tenseur des déformations sont normalisées comme suit. L'équation de Poisson peut s'écrire :
$\nabla ^{2}{\widetilde {\phi }}=4\pi G{\bar {\rho }}\delta ={\widetilde {\lambda }}_{1}+{\widetilde {\lambda }}_{2}+{\widetilde {\lambda }}_{3}$ ,
avec :
$4\pi G{\bar {\rho }}={\frac {3}{2}}\Omega _{m}H_{0}^{2}$ , où :
$\pi$ est le nombre pi ;

$G$ est la constante gravitationnelle ;

${\bar {\rho }}$ est la masse volumique moyenne de la matière dans l'Univers observable ;

$\Omega _{m}$ est le paramètre de densité associé à la matière ;

$H_{0}$ est la constante de Hubble ;
et où :
$\delta$ est la surdensité locale de matière, avec : $\delta ={\frac {\rho }{\bar {\rho }}}>1$ ;

${\widetilde {\lambda }}_{1}$ , ${\widetilde {\lambda }}_{2}$ et ${\widetilde {\lambda }}_{3}$ sont les trois valeurs propres du tenseur des déformations, avec : ${\widetilde {\lambda }}_{1}\geq {\widetilde {\lambda }}_{2}\geq {\widetilde {\lambda }}_{3}$ .
Le potentiel gravitationnel et les valeurs propres du tenseur des déformations peuvent être rééchelonnées en les divisant par $4\pi G{\bar {\rho }}$ :
$\nabla ^{2}\phi =\delta =\lambda _{1}+\lambda _{2}+\lambda _{3}$ .
Les composantes du tenseur des contraintes étant homogènes à l'inverse du carré d'un temps, ses valeurs propres peuvent être associées à un temps d'effondrement. Le modèle d'un effondrement gravitationnel d'une distribution à symétrie sphérique est utilisé pour obtenir une valeur de référence pour $\lambda _{\mathrm {th} }$ . Le temps de chute libre $\tau _{\mathrm {ff} }$ est relié à la densité locale par :
$\tau _{\mathrm {ff} }={\sqrt {\frac {3\pi }{32G\rho }}}$ .
$\lambda _{\mathrm {th} }$ est estimé en exigeant que le temps de chute libre soit égal à l'âge de l'Univers $\tau _{0}$ . En substituant le temps de chute libre par l'âge de l'Univers, $\lambda _{\mathrm {th} }$ est donnée par :
$3\beta \left(\lambda _{i}\right){\widetilde {\lambda }}_{\mathrm {th} }={\frac {3\pi ^{2}}{8\tau _{0}^{2}}}-{\frac {3}{2}}\Omega _{m}H_{0}^{2}$
Elle est donnée par :
$\lambda _{\mathrm {th} }={\frac {1}{3\beta (\lambda _{i})}}\left[{\frac {\pi ^{2}}{4}}{\frac {1}{\Omega _{m}}}\left(\tau _{0}H_{0}\right)^{-2}-1\right]$ .

[mwAiI] $\rho _{\mathrm {s} }$ est le champ de densité, lissé par l'utilisation d'un filtre de Gauss,

[mwAjE] $R_{\mathrm {s} }$ est la longueur du lissage,

[mwAj8] $\rho _{\mathrm {mean} }$ est la densité moyenne,

[mwAxQ] $4\pi G{\bar {\rho }}={\frac {3}{2}}\Omega _{m}H_{0}^{2}$ , où :
$\pi$ est le nombre pi ;

$G$ est la constante gravitationnelle ;

${\bar {\rho }}$ est la masse volumique moyenne de la matière dans l'Univers observable ;

$\Omega _{m}$ est le paramètre de densité associé à la matière ;

$H_{0}$ est la constante de Hubble ;

[mwAzY] $\pi$ est le nombre pi ;

[mwA0I] $G$ est la constante gravitationnelle ;

[mwA04] ${\bar {\rho }}$ est la masse volumique moyenne de la matière dans l'Univers observable ;

[mwA2Q] $\Omega _{m}$ est le paramètre de densité associé à la matière ;

[mwA3c] $H_{0}$ est la constante de Hubble ;

[mwA4w] $\delta$ est la surdensité locale de matière, avec : $\delta ={\frac {\rho }{\bar {\rho }}}>1$ ;

[mwA7A] ${\widetilde {\lambda }}_{1}$ , ${\widetilde {\lambda }}_{2}$ et ${\widetilde {\lambda }}_{3}$ sont les trois valeurs propres du tenseur des déformations, avec : ${\widetilde {\lambda }}_{1}\geq {\widetilde {\lambda }}_{2}\geq {\widetilde {\lambda }}_{3}$ .

[DurretSarron201818,_<span_class="nowrap"><abbr_class="abbr_"_title="colonne(s)"_>col.</abbr>&nbsp;1</span>-1] Durret et Sarron 2018, p. 18, col. 1.

[Pimbblet2005136,_<span_class="nowrap"><abbr_class="abbr_"_title="colonne(s)"_>col.</abbr>&nbsp;1</span><abbr_class="abbr_"_title="section"_>sec.</abbr>&nbsp;1-2] Pimbblet 2005, sec. 1, p. 136, col. 1.

[Tempel_2014Tempel_''<abbr_class="abbr_"_title="et_alii_(«_et_d'autres_»)"_lang="la">et_al.</abbr>''_20141,_<span_class="nowrap"><abbr_class="abbr_"_title="colonne(s)"_>col.</abbr>&nbsp;1</span><abbr_class="abbr_"_title="section"_>sec.</abbr>&nbsp;1-3] 1 2 3 Tempel et al. 2014, sec. 1, p. 1, col. 1.

[Binétruy_2016Binétruy_''<abbr_class="abbr_"_title="et_alii_(«_et_d'autres_»)"_lang="la">et_al.</abbr>''_201634_et_35-5] Binétruy et al. 2016, p. 34 et 35.

[HarfordHamilton20174760,_<span_class="nowrap"><abbr_class="abbr_"_title="colonne(s)"_>col.</abbr>&nbsp;1</span><abbr_class="abbr_"_title="section"_>sec.</abbr>&nbsp;1-6] Harford et Hamilton 2017, sec. 1, p. 4760, col. 1.

[Lu_2024Lu_''<abbr_class="abbr_"_title="et_alii_(«_et_d'autres_»)"_lang="la">et_al.</abbr>''_202411256,_<span_class="nowrap"><abbr_class="abbr_"_title="colonne(s)"_>col.</abbr>&nbsp;2</span><abbr_class="abbr_"_title="section"_>sec.</abbr>&nbsp;1-7] Lu et al. 2024, sec. 1, p. 11256, col. 2.

[Xia_2021Xia_''<abbr_class="abbr_"_title="et_alii_(«_et_d'autres_»)"_lang="la">et_al.</abbr>''_20211059,_<span_class="nowrap"><abbr_class="abbr_"_title="colonne(s)"_>col.</abbr>&nbsp;1</span><abbr_class="abbr_"_title="section"_>sec.</abbr>&nbsp;1-8] Xia et al. 2021, sec. 1, p. 1059, col. 1.

[Forero-Romero_2009Forero-Romero_''<abbr_class="abbr_"_title="et_alii_(«_et_d'autres_»)"_lang="la">et_al.</abbr>''_20091816,_<span_class="nowrap"><abbr_class="abbr_"_title="colonne(s)"_>col.</abbr>&nbsp;1</span><abbr_class="abbr_"_title="section"_>sec.</abbr>&nbsp;1-10] Forero-Romero et al. 2009, sec. 1, p. 1816, col. 1.

[Tempel_2014Tempel_''<abbr_class="abbr_"_title="et_alii_(«_et_d'autres_»)"_lang="la">et_al.</abbr>''_20141résumé-11] 1 2 3 4 5 Tempel et al. 2014, résumé, p. 1.

[Tempel_2014Tempel_''<abbr_class="abbr_"_title="et_alii_(«_et_d'autres_»)"_lang="la">et_al.</abbr>''_20141,_<span_class="nowrap"><abbr_class="abbr_"_title="colonne(s)"_>col.</abbr>&nbsp;2</span><abbr_class="abbr_"_title="section"_>sec.</abbr>&nbsp;1-12] 1 2 3 Tempel et al. 2014, sec. 1, p. 1, col. 2.

[Cautun_2014Cautun_''<abbr_class="abbr_"_title="et_alii_(«_et_d'autres_»)"_lang="la">et_al.</abbr>''_20142931,_<span_class="nowrap"><abbr_class="abbr_"_title="colonne(s)"_>col.</abbr>&nbsp;2</span><abbr_class="abbr_"_title="section"_>sec.</abbr>&nbsp;4,_<span_class="nowrap"><abbr_class="abbr_"_title="paragraphe(s)"_>§</abbr>&nbsp;4.2</span>-13] Cautun et al. 2014, sec. 4, § 4.2, p. 2931, col. 2.

[ZavagnoDupé2023-14] 1 2 Zavagno et Dupé 2023.

[Zavagno_2023Zavagno_''<abbr_class="abbr_"_title="et_alii_(«_et_d'autres_»)"_lang="la">et_al.</abbr>''_20231,_<span_class="nowrap"><abbr_class="abbr_"_title="colonne(s)"_>col.</abbr>&nbsp;2</span><abbr_class="abbr_"_title="section"_>sec.</abbr>&nbsp;1-15] Zavagno et al. 2023, sec. 1, p. 1, col. 2.

[Minier2013-16] Minier 2013.

[Cautun_2014Cautun_''<abbr_class="abbr_"_title="et_alii_(«_et_d'autres_»)"_lang="la">et_al.</abbr>''_20142924,_<span_class="nowrap"><abbr_class="abbr_"_title="colonne(s)"_>col.</abbr>&nbsp;2</span><abbr_class="abbr_"_title="section"_>sec.</abbr>&nbsp;1,_<span_class="nowrap"><abbr_class="abbr_"_title="paragraphe(s)"_>§</abbr>&nbsp;1.1</span>-17] Cautun et al. 2014, sec. 1, § 1.1, p. 2924, col. 2.

[Galárraga-Espinosa_2020Galárraga-Espinosa_''<abbr_class="abbr_"_title="et_alii_(«_et_d'autres_»)"_lang="la">et_al.</abbr>''_20201,_<span_class="nowrap"><abbr_class="abbr_"_title="colonne(s)"_>col.</abbr>&nbsp;1</span><abbr_class="abbr_"_title="section"_>sec.</abbr>&nbsp;1-18] 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 Galárraga-Espinosa et al. 2020, sec. 1, p. 1, col. 1.

[Dick2013365annexe_<abbr_class="abbr"_title="numéro">n<sup>o</sup></abbr>&nbsp;2,_''<abbr_class="abbr_"_title="sub_verbo_(«_à_l'article_»)"_>s.v.</abbr>''_<span_class="lang-en"_lang="en">galaxy_filaments_and_voids</span>-19] 1 2 3 4 5 Dick 2013, annexe n^o 2, s.v. galaxy filaments and voids, p. 365.

[Duque_2022Carrón_Duque_''<abbr_class="abbr_"_title="et_alii_(«_et_d'autres_»)"_lang="la">et_al.</abbr>''_20221,_<span_class="nowrap"><abbr_class="abbr_"_title="colonne(s)"_>col.</abbr>&nbsp;1</span><abbr_class="abbr_"_title="section"_>sec.</abbr>&nbsp;1-20] 1 2 3 4 5 6 Carrón Duque et al. 2022, sec. 1, p. 1, col. 1.

[LapparentGellerHuchra1986-21] Lapparent, Geller et Huchra 1986.

[GiovanelliHaynes1982-22] Giovanelli et Haynes 1982.

[Zhang_2024Zhang_''<abbr_class="abbr_"_title="et_alii_(«_et_d'autres_»)"_lang="la">et_al.</abbr>''_20241048,_<span_class="nowrap"><abbr_class="abbr_"_title="colonne(s)"_>col.</abbr>&nbsp;1</span><abbr_class="abbr_"_title="section"_>sec.</abbr>&nbsp;1-23] Zhang et al. 2024, sec. 1, p. 1048, col. 1.

[Duque_2022Carrón_Duque_''<abbr_class="abbr_"_title="et_alii_(«_et_d'autres_»)"_lang="la">et_al.</abbr>''_20221,_<span_class="nowrap"><abbr_class="abbr_"_title="colonne(s)"_>col.</abbr>&nbsp;2</span><abbr_class="abbr_"_title="section"_>sec.</abbr>&nbsp;1-24] Carrón Duque et al. 2022, sec. 1, p. 1, col. 2.

[Duque_2022Carrón_Duque_''<abbr_class="abbr_"_title="et_alii_(«_et_d'autres_»)"_lang="la">et_al.</abbr>''_20222,_<span_class="nowrap"><abbr_class="abbr_"_title="colonne(s)"_>col.</abbr>&nbsp;2</span><abbr_class="abbr_"_title="section"_>sec.</abbr>&nbsp;2,_<span_class="nowrap"><abbr_class="abbr_"_title="paragraphe(s)"_>§</abbr>&nbsp;2.1</span>-25] Carrón Duque et al. 2022, sec. 2, § 2.1, p. 2, col. 2.

[Zhang_2024Zhang_''<abbr_class="abbr_"_title="et_alii_(«_et_d'autres_»)"_lang="la">et_al.</abbr>''_20241050,_<span_class="nowrap"><abbr_class="abbr_"_title="colonne(s)"_>col.</abbr>&nbsp;1</span><abbr_class="abbr_"_title="section"_>sec.</abbr>&nbsp;2,_<span_class="nowrap"><abbr_class="abbr_"_title="paragraphe(s)"_>§</abbr>&nbsp;2.1</span>-26] 1 2 3 4 5 Zhang et al. 2024, sec. 2, § 2.1, p. 1050, col. 1.

[Forero-Romero_2009Forero-Romero_''<abbr_class="abbr_"_title="et_alii_(«_et_d'autres_»)"_lang="la">et_al.</abbr>''_20091816_(1)<abbr_class="abbr_"_title="section"_>sec.</abbr>&nbsp;2-30] Forero-Romero et al. 2009, sec. 2, p. 1816 (1).

[Forero-Romero_2009Forero-Romero_''<abbr_class="abbr_"_title="et_alii_(«_et_d'autres_»)"_lang="la">et_al.</abbr>''_20091824,_<span_class="nowrap"><abbr_class="abbr_"_title="colonne(s)"_>col.</abbr>&nbsp;1</span>annexe_A-31] 1 2 3 4 Forero-Romero et al. 2009, annexe A, p. 1824, col. 1.

[Forero-Romero_2009Forero-Romero_''<abbr_class="abbr_"_title="et_alii_(«_et_d'autres_»)"_lang="la">et_al.</abbr>''_20091824,_<span_class="nowrap"><abbr_class="abbr_"_title="colonne(s)"_>col.</abbr>&nbsp;2</span>_(A4)annexe_A-32] Forero-Romero et al. 2009, annexe A, p. 1824, col. 2 (A4).

[Forero-Romero_2009Forero-Romero_''<abbr_class="abbr_"_title="et_alii_(«_et_d'autres_»)"_lang="la">et_al.</abbr>''_20091824,_<span_class="nowrap"><abbr_class="abbr_"_title="colonne(s)"_>col.</abbr>&nbsp;2</span>annexe_A-33] 1 2 3 4 Forero-Romero et al. 2009, annexe A, p. 1824, col. 2.

[Forero-Romero_2009Forero-Romero_''<abbr_class="abbr_"_title="et_alii_(«_et_d'autres_»)"_lang="la">et_al.</abbr>''_20091816,_<span_class="nowrap"><abbr_class="abbr_"_title="colonne(s)"_>col.</abbr>&nbsp;2</span><abbr_class="abbr_"_title="section"_>sec.</abbr>&nbsp;2-34] Forero-Romero et al. 2009, sec. 2, p. 1816, col. 2.

[Forero-Romero_2009Forero-Romero_''<abbr_class="abbr_"_title="et_alii_(«_et_d'autres_»)"_lang="la">et_al.</abbr>''_20091824,_<span_class="nowrap"><abbr_class="abbr_"_title="colonne(s)"_>col.</abbr>&nbsp;1-2</span>annexe_A-35] Forero-Romero et al. 2009, annexe A, p. 1824, col. 1-2.

[Forero-Romero_2009Forero-Romero_''<abbr_class="abbr_"_title="et_alii_(«_et_d'autres_»)"_lang="la">et_al.</abbr>''_20091817,_<span_class="nowrap"><abbr_class="abbr_"_title="colonne(s)"_>col.</abbr>&nbsp;1</span><abbr_class="abbr_"_title="section"_>sec.</abbr>&nbsp;2-36] Forero-Romero et al. 2009, sec. 2, p. 1817, col. 1.

[Forero-Romero_2009Forero-Romero_''<abbr_class="abbr_"_title="et_alii_(«_et_d'autres_»)"_lang="la">et_al.</abbr>''_20091824,_<span_class="nowrap"><abbr_class="abbr_"_title="colonne(s)"_>col.</abbr>&nbsp;2</span>_(A3)annexe_A-37] Forero-Romero et al. 2009, annexe A, p. 1824, col. 2 (A3).

[Forero-Romero_2009Forero-Romero_''<abbr_class="abbr_"_title="et_alii_(«_et_d'autres_»)"_lang="la">et_al.</abbr>''_20091824,_<span_class="nowrap"><abbr_class="abbr_"_title="colonne(s)"_>col.</abbr>&nbsp;2</span>_(A6)annexe_A-38] Forero-Romero et al. 2009, annexe A, p. 1824, col. 2 (A6).

[Forero-Romero_2009Forero-Romero_''<abbr_class="abbr_"_title="et_alii_(«_et_d'autres_»)"_lang="la">et_al.</abbr>''_20091824,_<span_class="nowrap"><abbr_class="abbr_"_title="colonne(s)"_>col.</abbr>&nbsp;2</span>_(A7)annexe_A-39] Forero-Romero et al. 2009, annexe A, p. 1824, col. 2 (A7).

[Duque_2022Carrón_Duque_''<abbr_class="abbr_"_title="et_alii_(«_et_d'autres_»)"_lang="la">et_al.</abbr>''_20223,_<span_class="nowrap"><abbr_class="abbr_"_title="colonne(s)"_>col.</abbr>&nbsp;1</span><abbr_class="abbr_"_title="section"_>sec.</abbr>&nbsp;2,_<span_class="nowrap"><abbr_class="abbr_"_title="paragraphe(s)"_>§</abbr>&nbsp;2.1</span>-41] Carrón Duque et al. 2022, sec. 2, § 2.1, p. 3, col. 1.

[42] (en) « The Coma/A 1367 filament of galaxies », Astronomy and Astrophysics, vol. 138, n^o 1, septembre 1984, p. 85-92.

[43] (en) « The Star Formation Properties of Disk Galaxies: Hα Imaging of Galaxies in the Coma Supercluster », The Astronomical Journal, vol. 115, n^o 5, mai 2008, p. 1745.

[44] (en) « A possible 300 megaparsec filament of clusters of galaxies in Perseus-Pegasus », The Astrophysical Journal, Part 1, vol. 299, 1^er décembre 1985, p. 5-14.

[ApJSv121i2-45] 1 2 (en) « Photometric Properties of Kiso Ultraviolet-Excess Galaxies in the Lynx-Ursa Major Region », The Astrophysical Journal Supplement Series, vol. 121, n^o 2, avril 1999, p. 445-472.

[46] (en) « Giant Galaxy String Defies Models of how Universe Evolved », National Aeronautics and Space Administration, 7 janvier 2004.

[47] (en) « The Distribution of Lyα-Emitting Galaxies at z = 2.38 », The Astrophysical Journal, vol. 602, n^o 2, 20 février 2004, p. 545-554.

[48] (en) « The Distribution of Lyα-emitting Galaxies at z=2.38. II. Spectroscopy », The Astrophysical Journal, vol. 614, n^o 1, 10 octobre 2004, p. 545-554.

[49] (en) « Ultraviolet-Bright, High-Redshift ULIRGS », Relativistic Astrophysics Legacy and Cosmology – Einstein’s Proceedings of the MPE/USM/MPA/ESO Joint Astronomy Conference Held in Munich, Germany, 7-11 November 2005, Berlin et Heidelberg, Springer-Verlag, 2008, p. 358.

[50] (en) « Simulating the formation and evolution of galaxies in the Local Universe », Max-Planck-Institut für Astrophysik.

[51] (en) « Movies of large-scale structure in the Universe », Max-Planck-Institut für Astrophysik.