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Particules lmentaires et interactions fondamentales

Vanina Ruhlmann-Kleider

CEA/DSM/Dapnia/SPP, CE Saclay, 91191 Gif sur Yvette Cedex

ruhlmann@hep.saclay.cea.fr

Rsum

La physique des particules cherche dcrire la matire lchelle microscopique partir dun petit nombre de constituants lmentaires et de trois interactions fondamentales. Ce sont les fulgurants progrs accomplis au dbut du vingtime sicle par les recherches sur la structure de latome qui ont permis lmergence de cette branche de la physique. Aprs un bref survol historique des dveloppements de cette discipline, un aperu des moyens exprimentaux actuels sera donn sur lexemple du collisionneur LEP du CERN, dont les douze annes de fonctionnement ont marqu une tape importante en physique des particules. Le bilan de nos connaissances sur le monde de linfiniment petit sera alors retrac et illustr par les rsultats les plus marquants obtenus au cours de la dcennie coule. Les perspectives futures termineront ce tour dhorizon.

Cours donn lcole dt de physique e2 2005 (Ecole Suplec, 23 au 26 aot 2005)

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1) La prhistoire La physique des particules trouve ses dbuts dans les premires recherches sur la structure de latome menes au tournant du XXe sicle. En une trentaine dannes, un pas de gant est franchi. En 1897, J.J. Thomson dcouvre llectron, grain de matire de charge ngative entrant dans la constitution de latome. En 1911, E. Rutherford et ses collaborateurs, H. Geiger et E. Marsden mettent en vidence lexistence dune charge positive concentre au cur des atomes, le noyau atomique. En 1913, la thorie quantique de latome voit le jour sous limpulsion de N. Bohr. En 1919, E. Rutherford identifie un lment constitutif de tous les noyaux atomiques, le proton, et quelques annes plus tard, en 1932, J. Chadwick dcouvre un second lment constitutif des noyaux, proche du proton en masse mais neutre lectriquement, le neutron. Les grandes lignes de la structure des atomes sont connues. A la mme poque, de nouveaux horizons souvrent grce aux progrs de la thorie et de linvestigation exprimentale. En 1931, P. Dirac, travaillant la thorie quantique de llectron, prdit lexistence du positron, particule ayant les mmes caractristiques que llectron lexception de la charge lectrique qui est de signe oppos. Le positron, anti-particule de llectron est dcouverte exprimentalement un an plus tard, par C. Anderson laide dune chambre brouillard expose aux rayons cosmiques (Fig. 1).

Fig. 1 : gauche, lune des premires chambres brouillard : la chambre contient un gaz satur en vapeur ; une particule charge traversant le milieu ionise le gaz, ce qui provoque la condensation de gouttelettes le long de la trajectoire. A droite, clich de chambre brouillard obtenu par C. Anderson : une particule charge a travers la chambre de bas en haut, car la trajectoire est plus courbe au-dessus de la plaque de plomb centrale ; vu le sens du champ magntique, la particule est de charge positive, et sa masse est plus faible que celle dun proton, qui aurait t arrt plus tt. Cette particule est identifie au positron, e+, anti-particule de llectron. Dans les annes qui suivent, les rayons cosmiques permettent de dcouvrir de nombreuses autres particules qui ne rentrent pas dans la composition de la matire ordinaire : le muon, aux caractristiques proches de celles de llectron, except sa masse plus leve, est trouv par C. Anderson et S. Neddermeyer en 1937. Dix ans plus tard, le pion est dcouvert par C. Powell, et les kaons neutres et chargs par G. Rochester et C. Butler (Fig. 2).

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Fig. 2 : clichs de chambre brouillard expose aux rayons cosmiques. A gauche, dsintgration dun kaon neutre en deux pions charges, K0 + - (signe par lapparition de deux traces en V en-dessous de la plaque centrale). A droite, dsintgration dun kaon charg en un muon et un neutrino, K (signe par une rupture de pente dans la trace en haut et droite du clich) . Cest la fin des annes 40 que le premier acclrateur de particules de haute nergie entre en scne : il sagit du cyclotron de Berkeley, 95 MeV/nuclon1 qui permet en 1948 de produire des pions en laboratoire ! Les progrs techniques aidant, les acclrateurs suivants permettent daller toujours plus haut en nergie et de rvler des myriades dautres particules. En parallle, les dtecteurs eux-mmes deviennent plus performants, passant des chambres brouillard aux chambres bulles, de taille de plus en plus grande, puis aux dtecteurs entirement lectroniques au dbut des annes 1980, permettant daffiner les mesures faites sur les particules nouvellement trouves. La Fig.3 rsume les dcouvertes de particules faites au cours du temps : lexplosion lavnement des acclrateurs est clairement visible. La majeure partie de ces particules devait par la suite savrer composites et seuls 12 constituants de matire peuvent tre dclars lmentaires dans ltat actuel des moyens dinvestigation exprimentaux. Il sagit de six leptons, llectron, le muon, le tau et les trois neutrinos qui leur sont associs, et de six quarks, appels up, down, strange, charm, bottom et top. Toutes les autres particules de matire sont des assemblages de quarks (cest le cas par exemple du proton et du neutron) ou des assemblages de quarks et dantiquarks (par exemple, les kaons ou les pions). Au-del dune comprhension prcise de la structure de la matire, les nouvelles particules rvles par les acclrateurs allaient galement permettre de progresser dans la comprhension des interactions fondamentales qui existent lchelle microscopique : linteraction lectromagntique, linteraction faible et linteraction forte. 1 1 MeV = 106 eV, 1 GeV = 109 eV ; la masse dun proton est quivalente une nergie de 1 GeV. Les nuclons sont les constituants du noyau, protons et neutrons.

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Fig. 3 : charte des dcouvertes de particules au cours du temps. Seules les 12 particules dont les noms sont entours sont des constituants lmentaires de la matire. Les autres particules sont dans leur grande majorit des particules de matire composites ou des particules messagres de forces (W,Z). Les progrs dans la comprhension des interactions fondamentales sont alls de pair avec les dcouvertes de nouvelles particules : en 1930, la thorie quantique de llectromagntisme est tablie et les tests exprimentaux prcis des aspects les plus fins de cette thorie sont raliss une vingtaine dannes plus tard avec la mise en vidence des dplacements de Lamb et les mesures des moments anormaux pour llectron et le muon. Bties sur le mme principe, les thories quantiques de linteraction lectrofaible et de linteraction forte apparaissent dans les annes 1970 et 1980, respectivement. Le dbut des annes 1980 voit une premire confirmation exprimentale du fait que les trois interactions peuvent tre dcrites de manire similaire, pas la mise en vidence des messagers des interactions faible et forte. La dcennie coule aura t lre des tests prcis des aspects les plus fins de la thorie quantique de linteraction lectrofaible, qui ont conduit une confirmation exprimentale clatante de notre description du monde microscopique. Ce sont les rsultats les plus marquants de cette priode qui seront dcrits dans les pages qui suivent. 2) Acclrateurs, dtecteurs et collisions Les acclrateurs et dtecteurs utiliss de nos jours nont plus grand chose voir avec ceux des dbuts de la physique des particules. Nous lillustrerons sur lexemple du LEP et de ses quatre dtecteurs. Le LEP (pour Large Electron Positron), a t dans les annes 90 le plus grand acclrateur du CERN, le centre europen pour la recherche nuclaire. Install dans un tunnel souterrain quasi-circulaire de 27 km de circonfrence, l'acclrateur permettait d'tablir des collisions frontales de haute

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nergie entre lectrons et positrons, anti-particules des lectrons (voir Fig. 4 et 5). Les produits issus des collisions taient enregistrs par quatre dtecteurs, ALEPH, DELPHI, L3 et OPAL.

Fig. 4 : vue en perspective de l'anneau de collisions LEP et des quatre sites exprimentaux, ALEPH, DELPHI, L3 et OPAL.

Fig. 5 : vue d'un segment de la ligne de faisceau du LEP ( gauche) et reprsentation d'une collision lectron positron au centre d'un dtecteur ( droite). Le fonctionnement du LEP a connu deux phases. De 1989 1995 (phase LEP 1), l'nergie des collisions tait d'environ 91 GeV. De 1995 2000, durant la phase LEP 2, l'nergie a t graduellement augmente de 130 209 GeV. L'environnement exprimental au LEP est illustr sur la Fig. 8 qui reprsente la section efficace de

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collision (lie la probabilit dinteraction) en fonction de l'nergie du LEP, pour les processus physiques les plus importants mis en jeu au cours des collisions. Contrairement au cas classique, ces processus aboutissent le plus souvent des tats finals diffrents de ltat initial de la collision. On retiendra plus particulirement deux des courbes. La premire, donne par les carrs pleins, correspond la production dune paire quark anti-quark dans ltat final et a une forme caractristique de courbe de rsonance dont le maximum se situe aux nergies de LEP 1. Cette forme est rvlatrice du processus de collision qui seffectue par l'annihilation de la paire lectron positron initiale pour former un boson Z, particule caractristique de l'interaction faible, dont la masse est proche de 91 GeV. Aprs un temps trs bref, le Z se dsintgre son tour et ce sont ses produits de dsintgration qui sont reconstruits dans les appareillages. Une reprsentation schmatique de ce processus est donne par le diagramme de la Fig. 6. Si l'on traduit la section efficace en nombre de collisions, ce processus a fourni 17 millions d'tats finals de dsintgration du Z enregistrs par les quatre dtecteurs durant la phase LEP 1.

Fig. 6 : diagramme d'une collision lectron positron conduisant la cration d'un boson Z par annihilation de la paire lectron positron. Le Z se dsintgre son tour en paire de fermions, ici une paire quark anti-quark. La seconde courbe de section efficace digne d'intrt est donne par les points noirs. Cette section efficace prend naissance aux nergies de LEP 2, crot puis atteint un plateau. Elle correspond la production dune paire de bosons W+W-, qui, comme le boson Z, sont des particules caractristiques de linteraction faible de masse proche de 80 GeV. Une reprsentation schmatique des processus de production est donne par les diagrammes de la Fig. 7. Traduit en nombre de collisions, ce sont 50 mille paires W+W- que les quatre dtecteurs ont enregistres durant la phase LEP 2.

Fig. 7 : diagramme d'une collision lectron positron conduisant la cration d'une paire W+W- par deux processus physiques possibles.

8

050

100150200

10-4

10-3

10-2

10-1

1

10

80 100 120 140 160 180 200 220

[n

b]

s [GeV]

mH=114 GeV

e+e /Z qq_()

e+e HZ qq_qq

_

s' / s > 0.85

e+e W+W qq

_qq

_

e+e ZZ qq

_qq

_

e+e e+ehadronsW > 5 GeV

L3L

[pb-

1 ]

Fig. 8 : section efficace de collision en fonction de l'nergie du LEP pour diffrents processus de collision. Les points exprimentaux proviennent de l'exprience L3 et couvrent l'ensemble des points de fonctionnement en nergie de l'acclrateur. Les lignes pleines correspondent aux prdictions thoriques. Le graphique situ au-dessus des courbes de section efficace donne le nombre de collisions enregistres chaque point d'nergie exprim en pb-1.

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Les nombres de collisions ralises au LEP sont importants (17 millions de Z, 50 mille paires de W), du fait de la multiplicit des tats finals tudier et de la prcision de mesure souhaite qui requiert de rpter les mesures un grand nombre de fois. Pour illustrer le travail exprimental plus avant, rappelons que les tats finals de collision taient enregistrs par les dtecteurs (voir Fig. 9) sous forme de signaux lectroniques numriss qui ont t reconstruits puis traduits en information physique par des logiciels informatiques.

Fig. 9 : photo du dtecteur OPAL en cours de montage : la partie centrale est spare des deux demi coques du dtecteur externe. A droite : vue schmatique du dtecteur complet rvlant sa forme cylindrique dont laxe est celui des faisceaux.

.

Un exemple dtat final de collision LEP 1 est prsent sur la Fig. 10. Il sagit de la dsintgration dun Z en paire quark anti-quark, qui ont la particularit de se matrialiser quasi instantanment en jets de particules qui sont dtectes par lappareillage. Ce mode de dsintgration reprsente 70 % des possibilits de dsintgration, ou taux de branchement, du Z. Les autres dsintgrations possibles sont en paires formes dun lepton charg et de son anti-particule (e+e-, +-, +- ), ce qui reprsente 10 % de taux de branchement, et en paires neutrino anti-neutrino,

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Fig. 10 : reconstitution graphique dans le dtecteur ALEPH de la dsintgration dun Z en paire quark anti-quark qui se sont matrialiss en jets de particules. Les trajectoires des particules charges sont reconstitues partir des points de mesure enregistrs par les couches internes du dtecteur (cf. carrs et lignes joignant ces derniers). Les particules neutres sont reconstruites par leurs dpts dnergie dans les couches externes denses de lappareillage (cf. histogrammes clairs de hauteur proportionnelle au dpt dnergie). pour 20 % de taux de branchement. Les paires de particules charges donnent des signatures trs claires (essentiellement deux trajectoires), tandis que les neutrinos interagissent si faiblement quils traversent le dtecteur sans laisser de trace, chappant donc la dtection (sauf si le Z a t produit avec une autre particule dtectable, comme un photon). Un exemple dtat final de collision LEP 2 est donn sur la Fig. 11. Il sagit de la production dune paire W+W- suivie de la dsintgration du W+ en positron et neutrino (e+ e) et de celle du W

- en muon et anti-neutrino (- anti). Les neutrinos tant indtectables, seules les trajectoires des particules charges apparaissent. Ce type de dsintgration reprsente 10 % des dsintgrations possibles des paires de W. Les autres dsintgrations sont soit de type mixte en un lepton charg, un neutrino et une paire quark anti-quark pour 43 % de taux de branchement, soit en deux paires quark anti-quark pour 47 % de taux de branchement. Les caractristiques des diffrents tats finals de collision permettent de classifier les diffrentes voies de dsintgration des particules produites au cours de la collision et donc deffectuer des mesures indpendantes dune mme observable, voire des mesures spcifiques tel ou tel tat final. Ces mesures utilisent la reconstitution de la cinmatique de la collision partir des nergies, impulsions et masses des particules de ltat final mesures dans lappareillage. Une fois la cinmatique acquise, des observables sont construites et leurs distributions (i.e. leur rpartition statistique sur lensemble des donnes accumules) compares la thorie.

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Fig. 11 : reconstitution graphique dans le dtecteur DELPHI de la dsintgration dune paire W+W- en deux leptons chargs (un positron et un muon) et une paire neutrino anti-neutrino indtectable : seules sont reconstruites les trajectoires des leptons chargs. 3) Le modle standard de la physique des particules Le cadre thorique de la physique des particules lmentaires est appel modle standard des interactions lectromagntique, faible et forte. Etabli au cours des annes 60, le modle standard rend compte de toutes les observations exprimentales accumules jusqu ce jour. Comme nous le verrons par la suite, son contenu prdictif est fort, ce qui en fait une vritable thorie et non pas un modle phnomnologique. Les ingrdients du modle standard sont en premier lieu les constituants lmentaires, cest--dire non scables (du moins avec nos moyens dinvestigation actuels), de la matire. Au nombre de douze, les constituants lmentaires sont tous des fermions et se regroupent en trois familles, reprsentes sur la Fig. 12. La premire famille permet de reconstituer toute la matire ordinaire : elle contient deux leptons, llectron et son neutrino associ e, et deux quarks, u et d, qui forment les nuclons au sein des noyaux des atomes. Rappelons que le e est mis lors de la dsintgration de certains noyaux radioactifs. Les deux autres familles ont la mme structure en leptons et quarks, mais les constituants sont plus lourds dune famille la suivante. On ne les trouve que dans les rayons cosmiques ou dans les tats finals des collisions produites dans les acclrateurs. La seconde famille est

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Fig. 12 : table des douze constituants lmentaires de matire dont le modle standard dcrit les interactions. Les trois leptons chargs (lectron, e-, muon, -, tau, -) sont sensibles aux interactions lectromagntique et faible, les neutrinos (e, , ) ne sont sensibles qu linteraction faible et les six quarks (up, charm et top - ou u, c, t - de charge 2/3 et down, strange, bottom - ou d, s, b - de charge -1/3) sont sensibles aux trois interactions. En outre, chaque constituant lmentaire possde son anti-particule, de mme masse et de nombres quantiques algbriques (comme la charge lectrique) changs de signe. compose du muon, de son neutrino associ et des quarks s et c. Enfin, la troisime famille est celle du lepton tau, de son neutrino associ et des quarks b et t ou top. Le modle standard ne prdit ni nexplique les valeurs exactes de certaines caractristiques de ces constituants, comme la charge lectrique ou la masse, dont la dtermination revient lexprience. Par contre, le modle standard a postul lexistence des particules c, tau, et quark top avant leurs dcouvertes exprimentales. Celles-ci se sont dailleurs tales sur plusieurs dcennies et ne se sont conclues que rcemment avec la mise en vidence exprimentale du quark top auprs du collisionneur Tevatron du laboratoire amricain Fermilab en 1995, suivie par celle du en 2000 toujours au Fermilab en exprience sur cible fixe cette fois. Les enjeux exprimentaux actuels consistent prciser les proprits des constituants les moins bien connus, savoir le lepton tau, les neutrinos et les quarks lourds c, b et top. Sur tous ces points, le LEP a apport des rsultats importants. Le second ingrdient du modle standard est la description des trois interactions fondamentales qui interviennent au niveau microscopique : lectromagntisme, interactions faible et forte. En postulant des proprits dinvariance des interactions sous certaines lois de transformation (dites transformations de jauge locales), le modle standard aboutit la description en termes dinteractions propages par des bosons mdiateurs de spin 1 : le photon, , pour linteraction lectromagntique, les W+, W- et Z pour linteraction faible, et huit gluons pour linteraction forte. Des exemples de description de linteraction entre un lectron et un positron sont donns sur la Fig. 13. Lenjeu exprimental actuel est de prciser les caractristiques des interactions faible et forte. Le LEP a l aussi permis des avances significatives, en particulier sur linteraction faible.

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Fig. 13 : exemples dinteraction entre lectron et positron : a) llectron et le positron changent un photon (interaction lectromagntique), b) llectron et le positron changent un Z (interaction faible), c) llectron et le positron sannihilent en un Z qui se dsintgre en paire muon anti-muon (interaction faible). Le troisime ingrdient du modle standard est connu sous le nom de brisure de la symtrie lectrofaible. En effet, la description thorique des interactions suppose que les interactions lectromagntique et faible sont indiscernables haute nergie, autrement dit dans le pass de lUnivers. A un moment donn de lvolution de ce dernier, cette symtrie lectrofaible a t brise, individualisant les deux interactions qui ont des proprits diffrentes basse nergie, donc aux chelles dnergie accessibles actuellement lexprience. La brisure de la symtrie lectrofaible est responsable de la gnration des masses de toutes les particules, de matire ou mdiatrices des interactions. Ainsi, le photon reste de masse nulle, expliquant la porte infinie de linteraction lectromagntique. Les bosons W et Z acquirent des masses, comme le requiert la porte finie de linteraction faible. Contrairement au cas des particules de matire, le modle standard prdit la valeur des masses du Z et des W : MZ ~ 91 GeV MW ~ 80 GeV A titre de comparaison, la masse dun proton est quivalente une nergie de 1 GeV. Ces valeurs, ainsi que lexistence des bosons Z et W, ont reu une confirmation exprimentale clatante au dbut des annes 80 au CERN, par les expriences UA1 et UA2 du programme exprimental prcdant celui du LEP. Cependant, cette confirmation ntait quune premire tape. En effet, la dcouverte des bosons Z et W quivaut, pour linteraction lectrofaible, la dcouverte des ondes herziennes pour linteraction lectromagntique : il restait mettre en vidence les effets quantiques fins quivalents ceux rvls pour llectromagntisme (dplacements de Lamb, moments magntiques anormaux). Cest le LEP qui a permis de franchir ce pas. Il reste enfin un dernier ingrdient de grande importance dans le modle standard. Il sagit du mcanisme exact de la brisure de la symtrie lectrofaible, quon peut raliser de multiples manires. Lune des possibilits, appele mcanisme de Higgs un seul doublet de champs scalaires, revient relier les masses des particules leur couplage avec un boson de spin 0 dit boson de Higgs. Cest la piste privilgie par le modle standard. Cette solution, minimale puisquelle ne rajoute quune seule particule au spectre dj connu, est viable thoriquement et permet de prdire les proprits du boson de Higgs comme ses modes de production et de dsintgration, permettant ainsi de le rechercher exprimentalement. Par contre, la

(a) (b) (c)

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masse du boson de Higgs nest pratiquement pas contrainte par la thorie, qui donne comme intervalle possible une fentre entre 0 1000 GeV environ. Explorer la fentre entire requiert des moyens exprimentaux de trs grande envergure (i.e. plusieurs programmes exprimentaux stalant sur plusieurs dcennies) do la ncessit de rechercher tous les indices possibles sur le boson de Higgs. Il faut, de plus, faire de mme pour tous les autres mcanismes de brisure. Sur ce thme aussi, le LEP a apport une contribution significative. 4) Rsultats rcents : lexemple du LEP Les sujets tudis au LEP sont trs varis, comme lillustre schmatiquement la Fig. 14.

les sujets dtude au LEP

proprits des quarks c et b

recherches denouvelles particules

tude de linteraction forte

propritsdu lepton

.. et de ses extensions

tests de prcision du modle standard .....

Fig. 14 : panorama des sujets tudis au LEP. Les 3 rsultats prsents sont : 1) les mesures de lun des taux de dsintgration du tau, par ALEPH et L3 (compares la mesure faite par une exprience amricaine) ; 2) la mesure, moyenne sur les quatre expriences, de lamplitude doscillation du B0s, particule issue des quarks b et s, qui a la caractristique de se transformer en son anti-particule au cours du temps ; 3) la mesure, moyenne sur les quatre expriences, de la variation de lintensit de linteraction forte avec lnergie laquelle cette intensit est mesure. Dans cette section, on abordera les deux sujets les plus importants, savoir les tests de prcision du modle standard et la recherche du boson de Higgs standard. Les tests de prcision sappuient sur les mesures de la masse des bosons W (effectues au LEP et au Tevatron) et de celle du quark top (effectue au Tevatron), et les mesures de nombreuse proprits du boson Z (faites surtout au LEP, mais

(1) (2)

(3)

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aussi au SLC, collisionneur lectron positron linaire de 91 GeV dnergie situ aux Etats-Unis et ayant fonctionn plus basse statistique que le LEP durant la mme priode). On prendra comme seul exemple la mesure de la masse du Z au LEP. La Fig. 15 reprsente la courbe de rsonance du Z mesure par ALEPH au cours de la phase LEP 1.

Fig. 15 : courbe de rsonance du Z dans le mode quark anti-quark mesure par ALEPH et compare trois prdictions thoriques correspondant un nombre despces de neutrinos lgers de 2, 3, comme dans le modle standard, ou 4. Les points exprimentaux sont compars aux courbes thoriques obtenues pour trois hypothses du nombre despces de neutrinos lgers (cest--dire de masse infrieure la moiti de la masse du Z), savoir 2, 3 ou 4. Toute espce de neutrino lger ouvre un canal de dsintgration pour le Z, donc modifie son temps de vie et, partant, la largeur et la hauteur de la courbe de rsonance, ce qui explique les diffrences notables entre les courbes de rsonance obtenues pour 2, 3 ou 4 espces de neutrinos. La prcision exprimentale des points de mesure permet sans ambigut de rejeter les hypothses de 2 et 4 neutrinos lgers. Plus quantitativement, en combinant les rsultats des quatre expriences afin daccrotre la statistique, on obtient la valeur suivante pour le nombre de neutrinos lgers:

N = 2,9840 0,0082

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Il ny a donc que trois familles de constituants lmentaires sur le modle de celles que nous connaissons dj (cest--dire avec un neutrino lger et fortement coupl au Z). Rappelons quavant le LEP, la seule autre indication sur le nombre de familles avec neutrinos lgers venait de la cosmologie et stablissait 4 familles au plus. De la courbe de rsonance on dduit galement la valeur de la masse du Z. En combinant les rsultats des quatre expriences, il vient : La prcision atteinte sur MZ est de 2.10-5, comparer 1% avant le LEP. Cette prcision met MZ au rang des constantes fondamentales de la physique des particules lmentaires. Mais la prcision de mesure nest pas une fin en soi. En fait, elle tait indispensable au LEP car le but poursuivi tait de mesurer des effets quantiques extrmement fins, appels corrections quantiques . Des exemples en sont donns sur la Fig. 17 qui illustre le premier ordre des corrections quantiques au processus dcrit sur la Fig. 16 lordre le plus bas du dveloppement en perturbations de la thorie.

Fig. 16 : annihilation dune paire lectron positron en paire muon anti-muon, par le chemin le plus probable en thorie quantique (i.e. donn par lordre le plus bas du dveloppement en perturbations de la thorie) : ltat intermdiaire est un Z. Considrons le diagramme de la Fig. 17.a) : alors que le quark top a une masse trop leve pour quun Z se dsintgre en paire top anti-top quon pourrait dtecter dans les appareillages, les corrections quantiques permettent la matrialisation pendant un temps trs bref de paires top anti-top virtuelles au sens de paires dont les lments ont les mmes nombres quantiques quun quark top mais une masse bien plus faible, respectant la loi de conservation de limpulsion et de lnergie. Mais, fait extraordinaire, ces corrections dpendent de la masse vritable du quark top, Mtop, et on peut montrer que cette dpendance va comme le carr de Mtop. De mme, les corrections quantiques permettent la matrialisation dun boson de Higgs virtuel lors de la propagation du boson Z intermdiaire (Fig. 17.b) ; dans ce cas, les corrections quantiques vont comme le logarithme de la masse vritable du boson de Higgs, MH. Tout lintrt dune mesure prcise des corrections quantiques rside dans la possibilit de contraindre par lexprience les paramtres clefs du modle standard, tels que les masses du quark top et du boson de Higgs, sans les mesurer directement.

MZ = 91,1875 0,0021 GeV

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Fig. 17 : annihilation dune paire lectron positron en paire muon anti-muon, par des chemins moins probables de la thorie quantique (tels que donns par lordre 1 du dveloppement en perturbations de la thorie) : on trouve a) un Z qui se matrialise pendant un temps trs bref en une paire top anti-top virtuelle, b) un Z qui met puis rabsorbe un boson de Higgs H virtuel. Une fois atteinte la prcision exprimentale requise, les tests du modle standard consistent comparer, sur un mme ensemble dobservables, les mesures exprimentales et les prdictions thoriques qui sont fonction de Mtop et MH pour en dduire les valeurs les plus probables de ces paramtres, cest--dire les valeurs de ces paramtres qui conduisent au meilleur accord entre donnes et prdictions. La prcision exprimentale des mesures se refltera directement dans lincertitude sur le rsultat de telles drivations. Ainsi, en combinant toutes les mesures de prcision, sauf videmment la mesure directe de Mtop au Tevatron, la valeur de la masse du top a pu tre prdite : Cette prdiction est en trs bon accord avec la mesure directe de Mtop au Tevatron, qui seul a lnergie ncessaire pour produire des quarks top dans les tats finals de collision : Mtop = 172,7 2,9 GeV La Fig. 18 illustre galement cette comparaison. Le trs bon accord entre thorie et exprience valide le modle standard jusque dans sa description des effets quantiques les plus fins de linteraction lectrofaible. Pour mesurer la porte de la prdiction de la valeur de Mtop, on peut rappeler comment on a progress dans la recherche du quark top. Avant le dmarrage du LEP, le bilan des recherches infructueuses permettait dtablir que la masse du top tait suprieure 60 GeV. En 1993, les premires mesures de prcision au LEP donnaient comme prdiction 166 GeV avec une marge de +25 GeV et 29 GeV. Enfin, en 1995, le Tevatron observait le quark top et effectuait une premire mesure de sa masse 180 GeV 12 GeV prs, en accord avec la prdiction tablie partir des mesures de prcision. Depuis, prdiction indirecte et mesure directe ont gagn en prcision par suite principalement de la statistique supplmentaire accumule. De mme que pour la masse du top, les mesures de prcision permettent de contraindre la masse du boson de Higgs, MH. Cet ajustement est cependant moins prcis que celui de Mtop, car les corrections quantiques ne dpendent que du

Mtop = 179,4 +12

GeV -9

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Fig. 18 : dans le plan (MH, Mtop), le contour issu des mesures de prcision (hors mesure directe de Mtop) et tenant compte des incertitudes exprimentales (ellipse), est compar la mesure directe de Mtop (bande horizontale). Les deux rgions se recouvrent pour des valeurs de MH entre 50 et 200 GeV. La bande verticale est la rgion exclue par les recherches directes du boson de Higgs (voir paragraphe suivant). logarithme de MH. Cest pourquoi, plutt que de donner la valeur la plus probable de MH assortie de trs grandes barres derreur, on prfre convertir le rsultat en intervalle de masse exclu ( 95% de degr de confiance). On obtient ainsi : ce qui reprsente un progrs norme par rapport ltat des connaissances avant le LEP, puisque nexistait alors que la contrainte thorique MH < 1000 GeV. Mais le LEP a pu en dire plus sur le boson de Higgs. En effet, le LEP avait lnergie suffisante pour produire un boson de Higgs lger, typiquement jusqu 120 GeV de masse. Une telle particule aurait alors donn lieu des tats finals de collisions typiques, assez aisment identifiables parmi les millions dtats finals enregistrs. En effectuant une recherche directe de tels tats finals dans la totalit des donnes accumules, les quatre expriences LEP nont trouv aucun signe dun boson de Higgs sur une large gamme de masses, ce qui se traduit par une limite dexclusion

MH < 186 GeV

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infrieure ( 95% de degr de confiance) de : L encore, il sagit dun progrs notable puisque la contrainte exprimentale avant le LEP stablissait MH < 100 MeV. Enfin, dans les donnes accumules lors de la dernire anne aux plus hautes nergies, le LEP a dtect une poigne dtats finals compatibles avec la production directe dun boson de Higgs. Lun deux est reprsent sur la Fig. 19. La masse du boson de Higgs reconstruite partir des caractristiques cinmatiques de ltat final est de 114 3 GeV. Un tel tat final est galement interprtable en terme de processus standard, sans production de boson de Higgs. Les probabilits quil soit d un boson de Higgs de masse 115 GeV (s) ou un processus standard (b) ont pu tre estimes et sont telles que : Ln(1+s/b) = 1,73. Les rsultats combins des recherches des quatre expriences ont ainsi rvl quelques tats finals fortement compatibles avec lhypothse dun signal de masse entre 115 et 118 GeV. Une compatibilit de 15 % avec lhypothse dun boson de Higgs de 115 GeV a ainsi t estime. Mais ces tats finals sont galement compatibles avec lhypothse dune fluctuation du fond d aux processus standard : une compatibilit de 9 % a t trouve. La rponse du LEP sur lexistence dun boson de Higgs de masse entre 115 et 118 GeV est donc ambigu et ne pourra tre affine quavec laide des expriences auprs des acclrateurs qui ont pris ou vont prendre le relais du LEP. Ces successeurs du LEP sont des collisionneurs hadroniques. Fonctionnant avec des faisceaux de protons ou dantiprotons, ces machines sont moins pnalises par le rayonnement de freinage que les machines circulaires lectrons, et peuvent donc monter beaucoup plus haut en nergie. Par contre, lenvironnement exprimental y est beaucoup plus difficile, ne serait-ce que parce que les protons, au contraire des lectrons, interagissent par interaction forte dont les sections efficaces sont trs importantes et noient tout processus rare comme lest la production du boson de Higgs. La mise en vidence dun signal demande donc que les machines dlivrent des taux de collisions levs et requiert beaucoup de temps pour accumuler une statistique suffisante. Le premier collisionneur hadronique entrer en fonctionnement a t le Tevatron, qui a dmarr une deuxime phase dexprimentation en 2001. Dici 2009, le Tevatron devrait pouvoir explorer une gamme de masses allant de 100 180 GeV environ, les masses les plus basses tant les plus faciles tester. En 2007, au CERN, dmarrera le LHC, plus haute nergie que le Tevatron. Sa sensibilit couvrira une gamme de masses plus tendue que celle du Tevatron, mais les masses infrieures 130 GeV seront les plus difficiles tester. Le LHC devrait donc donner une rponse en deux trois ans pour des masses suprieures cette valeur, puis revenir sur les plus basses masses ultrieurement.

MH > 114,4 GeV

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Fig. 19 : reconstitution graphique dun tat final de collision compatible avec la production dune paire HZ, enregistr par ALEPH. La vue du haut en coupe transversale rvle quatre jets de particules, compatibles avec la production dune paire HZ o chaque boson sest dsintgr en paire quark anti-quark. La vue du bas est une vue rapproche de la rgion dinteraction entre lectrons et positrons. Le point de collision est donn par lellipse centrale et les deux ellipses plus petites sont des vertex de dsintgration de particules neutres, mises au point dinteraction mais qui se sont dsintgres distance de ce point, comme on lattend des particules formes partir des quarks b (ou de leurs anti-particules). Cet tat final contient donc une paire quark anti-quark et une paire quark b anti-quark b qui est la configuration la plus probable attendue dans le cas de la production dune paire HZ. 5) Bilan et perspectives La dcennie coule a permis des progrs significatifs dans notre comprhension du monde microscopique. Lacteur majeur de cette priode a t le LEP au CERN. Ses rsultats, complts par ceux du SLC et du Tevatron ont permis de valider le modle standard de la physique des particules au niveau quantique le plus fin. Le LEP a galement commenc lever le voile qui entoure le mystre du mcanisme de la brisure de la symtrie lectrofaible, enjeu des expriences futures : il a en effet tabli que, si le boson de Higgs existe tel que le prdit le modle standard, sa masse ( 95% de degr de confiance) est infrieure 186 GeV et suprieure 114 GeV ;

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un possible signal a mme peut-tre t vu entre 115 et 118 GeV mais il appartiendra aux expriences futures dapporter une rponse dfinitive sur ce point. Les rsultats du LEP ont aussi pos des jalons pour les thories, qui, tout en incorporant le modle standard, vont au-del et dcrivent des phnomnes supplmentaires ( plus haute nergie notamment). Ainsi, les modles dits composites, qui postulent lexistence de nouvelles particules composs de nouveaux constituants lmentaires lourds se trouvent trs dfavoriss lorsquon compare leurs prdictions aux mesures exprimentales, alors que les modles privilgiant des mcanismes de brisure plusieurs bosons de Higgs restent dans la course. En tout tat de cause, ces extensions du modle standard postulent lexistence de nombreuses nouvelles particules, mais aucune na t dtecte dans la gamme de masses accessible au LEP, cest--dire jusqu la centaine de GeV. Les expriences prsentes et futures reprendront le flambeau en poursuivant la fois les mesures de prcision et la qute de nouvelles particules dans une gamme de masses allant cette fois de la centaine au millier de GeV. Les acteurs de cette priode seront le Tevatron, mais surtout le LHC au CERN, puis peut-tre un futur collisionneur lectron positron international (ILC) de haute nergie qui pourrait voir le jour aprs 2015. Les enjeux exprimentaux recouvrent en premier lieu lidentification du mcanisme de la brisure de la symtrie lectrofaible, mais aussi la recherche de nouvelles symtries ou dune possible unification des interactions lectrofaible et forte trs haute nergie, et enfin, la possibilit de commencer tester exprimentalement une thorie quantique de la gravitation Certaines extensions

Fig. 20 : exprience Atlas au LHC en cours de montage au CERN (novembre 2005). Le volume dAtlas reprsente 10 fois celui dune exprience du LEP comme Delphi, dont deux exemplaires et demi pourraient tenir dans la partie centrale, entre les 8 bobines du gigantesque aimant supraconducteur que lon voit ici entirement mont (photo Dapnia).

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du modle standard proposent de telles pistes (supersymtrie, thories de cordes, dimensions supplmentaires) : il ne manque donc plus que de nouveaux faits exprimentaux. Le LHC et ses dtecteurs, qui peu peu prennent forme aprs une quinzaine dannes de gestation (voir Fig. 20) devraient dominer le paysage exprimental dans la dcennie venir, comme lillustre la Fig. 21. Sur trois des thmes majeurs de la physique des particules - mcanisme de brisure de la symtrie lectrofaible, asymtrie entre matire et antimatire, interaction forte - le futur de la physique des particules se fera au LHC. Le quatrime thme, les proprits des neutrinos, demande des expriences spcifiques qui se droulent surtout au Japon, leader mondial en la matire, et dans une moindre mesure en Europe et aux Etats-Unis.

Les thmes de la physique des particules

Brisure de la symtrie lectrofaible

Asymtrie matire-antimatiredans linteraction faible

Les neutrinosLinteraction forte

oEffets quantiques = prdictionsoMcanisme exact ? oEffets niveau quarks = prdictions

oPoursuivre les mesures

oStructure profonde du poIntensit de linteractionoPlasma quark-gluon ?

oLes sont massifsoMasses ? = ou ?oAsymtrie matire-antimatire ?

_ _

LEP (CERN), SLC (US), Tevatron (US) LHC (CERN)

Hera (DE), RHIC (US) LHC (CERN)

Babar (US), Belle (Japon) LHC (CERN)

Japon, US, Europe Fig 21 : thmes principaux de la physique des particules, bilan exprimental atteint pour chacun deux, prochain enjeu exprimental, acteurs prsents et futurs. Pour terminer, il peut tre intressant de replacer la physique des particules dans le cadre plus large des sciences qui sintressent lhistoire de lUnivers. Si lon admet le modle du Big Bang comme explication plausible des dbuts de lUnivers, le point de dpart est lexplosion dun grain de matire extrmement dense, suivie dune expansion rapide (voir Fig. 22). Trois minutes aprs lexplosion, les noyaux atomiques commencent se former, puis vient la formation des atomes 300,000 ans plus tard et enfin, celle des toiles et des galaxies qui dmarre 1 milliard dannes aprs le Big Bang. Les sciences qui permettent de dcrire ces tapes sont la physique nuclaire, la physique atomique et lastrophysique. La physique des particules lmentaires quant elle offre des scnarios pour remonter des temps encore plus anciens de lhistoire de lUnivers, une fraction de seconde aprs lexplosion initiale (10-43s !). LUnivers est alors form dun ensemble de particules et danti-particules, en nombres gaux, et les trois interactions fondamentales sont

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Fig.22 : vue dartiste des principales tapes de lvolution de lUnivers depuis lexplosion initiale du Big Bang (document CERN). La physique des particules offre des scnarios pour comprendre ce qui sest pass entre 10-43s et 3 mn aprs le Big Bang.

10-43 s

10-10 s

3 mn

300 000 ans

109 ans

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indiscernables. Particules et anti-particules sannihilent constamment en rayonnement, qui recre aussitt des paires particule anti-particule. Le temps passant, lUnivers en expansion se refroidit, linteraction forte se spare de linteraction lectrofaible, les quarks et les gluons coexistent au sein dun plasma. Durant cette phase, un lger excs de matire par rapport lantimatire apparat, en partie cause de linteraction lectrofaible qui ne se comporte pas de la mme manire pour les particules et les anti-particules. A 10-10s aprs le Big Bang, la symtrie lectrofaible est brise, lectromagntisme et interaction faible sindividualisent et les particules acquirent une masse. A cette poque lUnivers sest refroidi au point que le rayonnement na plus assez dnergie ni pour sopposer lapparition de systmes lis de particules, ni pour recrer des paires particule anti-particule. Celles-ci continuent disparatre par annihilation et, en raison du lger excs de matire, il ne reste bientt plus que des particules dans lUnivers. Celles-ci vont alors former les premiers systmes lis, protons et neutrons, qui donneront naissance par la suite aux noyaux et enfin aux atomes.

Rfrences

Combien de particules dans un petit pois ?, Franois Vanucci, collection Les petites pommes du savoir, ditions Le pommier, 2003 ;

Le site http://particleadventure.org/particleadventure/ prsente une

introduction pdagogique aux notions de particules lmentaires et dinteractions fondamentales. Le site principal est en anglais mais propose galement une traduction en franais ;

Introduction la physique des particules, Robert Zitoun, ditions Dunod,

2004 (2me dition) : pour une approche plus dtaille de niveau master scientifique ;

40 ans de coopration Saclay-CERN, Vanina Ruhlmann-Kleider, Monique

Neveu et Serge Palanque, disponible sur demande ou (en anglais) ladresse http://www.cerncourier.com/main/article/43/4/10 . Sur lexemple des collaborations entre le CERN et le Dapnia, cet article retrace les grandes tapes de la physique des particules exprimentale ;

Enfin, les rsultats des expriences du LEP peuvent tre trouvs sur les sites

des groupes de travail du CERN http://lepewwg.cern.ch/LEPEEWG/ pour les mesures et tests de prcision du modle standard et http://lephiggs.web.cern.ch/LEPHIGGS/www/ pour les recherches de bosons de Higgs.