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L’interaction faible
La période « classique » et la théorie de Fermi
La découverte de la principale manifestation à notre échelle de ce qui sera appelé plus tard l’interaction faible remonte à 1896 lorsque H. Becquerel observa par accident l’émission spontanée d’un rayonnement inconnu à partir d’échantillons d’uranium [Bec96]. En étudiant finement ce rayonnement, E. Rutherford [Rut99] put distinguer deux types différents de radiations en se basant sur leurs pouvoirs de pénétration différents dans la matière : il nomma rayonnement α la moins pénétrante et β la plus pénétrante. L’observation que le rayonnement β était dévié par des champs électriques et la découverte de l’électron par J.J. Thomson l’année suivante [Tho97] permirent de l’identifier rapidement comme étant une émission d’électrons. En 1914, J. Chadwick montra que le rayonnement β possédait un spectre d’énergie continu [Cha14]. Pour expliquer ce phénomène, il fallait soit renoncer à la conservation de l’énergie lors de l’interaction, soit postuler l’existence d’une particule supplémentaire émise simultanément avec l’électron mais jamais détectée. C’est cette deuxième hypothèse qui eut la préférence de W. Pauli, qui suggéra en 1930 l’existence d’une particule neutre et de masse très faible voire nulle, dotée d’un spin 1/2 [Pau30]. En raison de sa très faible interaction avec le reste du monde, il faudra attendre 1953 et l’expérience de F. Reines et C. Cowan [RC53] pour mettre en évidence de façon directe l’existence de ce qu’on appelle désormais le neutrino. Cette expérience a consisté à placer un énorme réservoir d’eau près d’un réacteur nucléaire, source intense de neutrinos, pour observer les produits de l’interaction de ces derniers avec les protons des molécules d’eau. Malgré la hardiesse de la prédiction de Pauli et la mise au point encore toute récente par Dirac de l’équation qui allait porter son nom, Fermi réussit le tour de force de proposer, dès 1934, une théorie de la désintégration faible incorporant le neutrino et directement formulée dans le cadre de la théorie quantique des champs [Fer34]. Sa théorie s’appuie sur le même cadre théorique que celui adopté pour formuler la théorie quantique de l’électromagnétisme et qui allait prendre le nom d’électrodynamique relativiste à la suite des raffinements qui lui seront apportés au cours des années 40.
La violation de la parité et la théorie V−A
Historique de la découverte
Une fois le méson de Yukawa découvert et malgré l’incongruité de la découverte du µ, la communauté scientifique put penser pendant un bref moment de l’année 1947 que les problèmes majeurs de la physique des particules étaient résolus. Mais très rapidement et de façon continue pendant plusieurs années, grâce en particulier à la mise en fonctionnement des premiers accélérateurs de particules modernes, une multitude de nouvelles particules fut découverte : K0 , K+, η, φ, ω, ρ pour les mésons et Λ, Σ, Ξ, ∆ pour les baryons.
Ces particules semblèrent particulièrement étranges à la communauté car leur taux de production très important (sur une échelle de temps de l’ordre de 10⁻²³ s) ne correspondait pas du tout à leur vitesse de désintégration (typiquement de l’ordre de 10⁻¹⁰ s). La seule explication possible était donc que deux mécanismes complètement différents étaient mis en oeuvre pour leur création et leur désintégration. En l’occurrence, toutes ces particules sont produites par interaction forte mais se désintègrent par interaction faible. En 1953, M. Gell-Mann [GM56] et K. Nishijima [NN53] leur attribuèrent un nouveau nombre quantique, l’étrangeté, et établirent la règle qui stipule que ce nombre doit être conservé par l’interaction forte mais violé par l’interaction faible.
L’identification de ces nouvelles particules se faisait par l’étude de leurs modes de désintégration en analysant des clichés de trajectoires de particules chargées. Il n’était pas évident de pouvoir assimiler à une seule particule plusieurs modes de désintégration différents.
L’expérience décisive fut conduite par C. S. Wu et ses collaborateurs en 1956 [W+57]. Elle a consisté à enregistrer la direction d’émission des électrons issus de la désintégration β nucléaire d’atomes de Cobalt 60 dont les spins avaient été précédemment alignés dans le même sens. Il a été observé une large asymétrie de la distribution angulaire des β, la majorité d’entre eux étant émis dans la direction du spin nucléaire. Cette corrélation entre la direction de polarisation des noyaux et l’impulsion des électrons, < Ji.pe >≠ 0, constitue une preuve indubitable de l’existence de termes pseudoscalaires dans l’Hamiltonien de l’interaction faible, seuls capables de changer le signe d’observables sous transformation de symétrie miroir.
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Table des matières
INTRODUCTION
I Motivations physiques
I.1 L’interaction faible
I.1.1 La période « classique » et la théorie de Fermi
I.1.2 La violation de la parité et la théorie V−A
I.1.2.1 Historique de la découverte
I.1.2.2 La théorie V−A
I.1.3 Unification électrofaible et Modèle Standard
I.2 La désintégration bêta nucléaire et la corrélation angulaire β-ν
I.2.1 La corrélation angulaire β-ν comme sonde de l’interaction faible
I.2.2 Historique des expériences de corrélation angulaire β-ν
I.2.2.1 Les expériences du 20e siècle
I.2.2.2 Le développement des pièges (>2000)
I.2.2.3 Les mesures en cours
I.2.2.4 Les projets
I.2.3 Conclusion
II Le dispositif LPCTrap
II.1 La mesure du paramètre aβν sur LPCTrap
II.1.1 Le choix du noyau 6He
II.1.2 La technique de mesure
II.1.3 L’objectif de l’expérience LPCTrap
II.1.3.1 Considérations statistiques
II.1.3.2 Discussion sur les incertitudes systématiques
II.2 La ligne de préparation du faisceau
II.2.1 La production des ions par SPIRAL/LIRAT
II.2.2 Présentation générale de la ligne de préparation du faisceau
II.2.2.1 La chambre d’entrée
II.2.2.2 Le refroidisseur regroupeur à gaz tampon (Radio Frequency Quadrupole Cooler and Buncher, RFQCB)
II.2.2.3 La ligne de transfert RFQCB → Piège de Paul Transparent
II.2.2.4 Conclusion
II.3 Le piège de Paul transparent
II.3.1 Principe de fonctionnement
II.3.2 La géométrie transparente en anneaux
II.3.3 Caractéristiques du nuage piégé
II.3.3.1 La phase de refroidissement
II.3.3.2 Le temps de vie des ions dans le piège
II.3.3.3 Caractéristiques du nuage à l’équilibre
II.3.3.4 Capacité du piège
II.3.4 Conclusion
II.4 Bilan du fonctionnement de la ligne LPCTrap
II.4.1 Paramètres de fonctionnement
II.4.2 Performances
II.5 Le système de détection
II.5.1 Le télescope β
II.5.1.1 Le scintillateur plastique et son photomultiplicateur
II.5.1.2 La diode silicium à pistes
II.5.2 Le détecteur d’ions : galette à micro-canaux avec lignes à retard
II.5.3 Systèmes électroniques et acquisition des données
III La simulation Monte-Carlo basée sur GEANT4
III.1 Géométrie de la chambre du piège
III.1.1 Les volumes “passifs”
III.1.2 Le détecteur d’électrons
III.1.3 Le détecteur d’ions
III.2 Modélisation des processus physiques
III.2.1 Le nuage d’ions piégés
III.2.2 La décroissance radioactive de l’6He
III.2.3 La propagation des particules
III.2.3.1 Seuils de production
III.2.3.2 La diffusion β
III.2.3.3 Le champ quadripolaire radiofréquence
III.2.4 Exemple d’améliorations possibles
IV Analyse statistique exploratoire
IV.1 Présentation des pseudo-expériences et de la procédure d’auto-analyse
IV.2 Optimisation de la procédure d’estimation de aβν
IV.2.1 Influence de la statistique expérimentale
IV.2.2 Influence du nombre de classes (binning)
IV.2.3 Influence de la statistique des événements simulés
IV.3 Tests statistiques d’hypothèses
IV.3.1 Test d’homogénéité entre deux distributions de temps de vol
IV.3.2 Profile likelihood test
IV.4 Ajustement de la température du nuage d’ions
IV.4.1 Cas idéal
IV.4.2 Avec détermination de la distance nuage d’ions/détecteur
IV.5 Bilan
V Analyse des données de l’expérience 6He+ d’octobre 2008
CONCLUSION
