La physique des neutrinos

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Depuis la confirmation de l’existence du boson de Higgs et avec l’absence de signes de nouvelle physique au LHC, les oscillations des neutrinos sont les seules  à offrir des perspectives d’observation et de mesure de phénomènes de nouvelle physique au delà du modèle standard. Le premier chapitre de cette thèse introduit le concept d’oscillation de saveur des neutrinos puis décrit l’état de l’art des connaissances ainsi que les perspectives expérimentales pour mesurer ou observer les pièces manquantes. Pour obtenir des résultats significatifs, ces futures expériences auront besoin de pouvoir profiter d’une meilleure compréhension des processus d’interaction des neutrinos. Le second chapitre décrit les interactions des neutrinos d’un point de vu théorique, puis comment le modèle historique d’interaction quasi élastique par courant chargé devient insuffisant pour décrire cette interaction sur des noyaux complexes, avant de décrire certaines pistes d’amélioration développées ces dernières années.

Les neutrinos dans le modèle standard

Le modèle standard de la physique des particules est régi par les trois symétries :

SUC(3)×SUL(2)×UY (1)

Avec :

• SUC(3), le groupe de symétrie de l’interaction forte. Celle ci ne concerne que les particules possédant une couleur, d’où le C, c’est à dire les quarks et les gluons.

• SUL(2) et UY (1), les groupes de symétrie de l’interaction électrofaible.

– L’invariance de jauge locale SUL(2) entraîne l’existence de 3 champs bosoniques W1,2,3 (un pour chaque générateur de la symétrie). L’interaction avec ces derniers se fait avec un couplage g et concerne uniquement les particules ayant une chiralité gauche (équivalent à un isospin faible I3 non nul), d’où le L pour left.
– L’invariance de jauge locale UY (1) entraîne l’existence d’un champ bosonique B, de couplage g0, et avec l’hypercharge Y pour grandeur conservée.

Pour pouvoir respecter ces symétries, tous les bosons doivent être sans masse, ce qui est expérimentalement faux, le W et le Z étant massifs. L’acquisition d’une masse passe par l’existence d’un champ supplémentaire dit de Higgs dont l’état fondamental brise 3 des 4 générateurs de la symétrie SU(2)×U(1) et possède une valeur de champ moyenne non nulle v. Le champ de Higgs est décrit par 2 nombres complexes soit 4 degrés de liberté. Après la brisure de symétrie, 3 d’entre eux sont absorbés par 3 des générateurs de SU(2)×U(1) (autant que de brisés), leur conférant ainsi une masse. Le degré de liberté restant donne un champ scalaire massif appelé boson de Higgs. Le générateur non brisé reste sans masse.

Les oscillations des neutrinos

Le déficit en neutrinos solaires

Dans le soleil, la fusion thermonucléaire produit un flux continu de neutrinos électroniques. Le bilan des différentes réactions nucléaires participant à ce flux est :

4p+ 2e− →4 He+ 2νe +E

Avec E l’énergie libérée, de moyenne :

E[E]=4Mp + 2Me −M4He −2E[Eν] = 27 MeV

Avec E[Eν] = 250 keV, l’énergie moyenne des neutrinos émis. Connaissant la luminosité du soleil et l’énergie libérée en même temps que chaque neutrino, on peut trouver le flux φprédit νe de neutrinos électroniques attendu sur terre. Le modèle standard du soleil donne une prédiction d’environ 70 milliards de νe par seconde par centimètre carré. Depuis les années 60, plusieurs expériences, Homestake [4], SAGE [5], et GALLEX [6] ont mesuré le flux de νe à l’aide de la réaction β inverse et ont trouvé φobservé νe ∈ [φprédit νe /3, φprédit νe /2]. Pour expliquer ce résultat, l’existence d’un phénomène d’oscillation des neutrinos a été avancée (voir section suivante) : les neutrinos de saveur électronique νe pourraient alors, lors du trajet entre leur point de production dans le Soleil et leur détection sur Terre, se transformer en neutrinos d’autres saveurs (νµ et ντ ) non détectables par ces expériences.

Le mélange des neutrinos
En 1957, avant la découverte d’une seconde saveur de neutrino (νµ), Bruno Pontecorvo avança l’hypothèse d’oscillations ν ↔ ν [9]. En 1962, après la découverte des νµ, Ziro Maki, Masami Nakagawa et Shoichi Sakata avancèrent l’hypothèse d’oscillations entre les différentes saveurs de neutrinos en introduisant le concept de mélange [10]. Selon cette théorie, les neutrinos possèdent des masses non nulles, et les états propres de masse |νii sont différents des états propres de saveurs |ναi .

État des connaissances et perspectives

Les expériences d’oscillation des neutrinos peuvent utiliser plusieurs sources, artificielles ou non :

• Les neutrinos solaires Comme expliqué en section 1.3.1, les expériences utilisant cette source de νe (allant de la centaine de keV à quelques MeV) ont permis la découverte du phénomène d’oscillation des neutrinos. Elles sont principalement sensibles à θ12 et ∆m² 21. Les effets de matière [12] dans le soleil ont permit de connaître le signe de ∆m² 21, qui n’a aucune influence dans la formule 1.1 d’oscillation dans le vide, et on sait maintenant que m2 > m1.
• Les neutrinos atmosphériques Les rayons cosmiques interagissent sur les noyaux atomiques composant la haute atmosphère, créant des cascades de particules dont des (−) νµ et des (−) νe avec des énergies allant du MeV au TeV, qui sont ensuite détectés par des expériences comme SuperKamiokande ou MINOS [13].
• Les neutrinos de réacteurs Les réacteurs nucléaires produisent des νe autour du MeV. Les expériences situées à proximité des réacteurs comme Daya Bay [14], RENO [15], ou Double-Chooz [16] sont principalement sensibles à θ13. KamLAND, dont le réacteur le plus proche est situé à environ 90 km, est principalement sensible à θ12.
• Les neutrinos d’accélérateurs On utilise des accélérateurs pour produire des mésons (principalement des pions) se désintégrant en (−) νµ d’énergie autour du GeV. Ces expériences, comme T2K, MINOS ou NOνA [17], sont principalement sensibles à θ13, θ23, et |∆m2 32|. Comme ce sera expliqué en section 3.4, des premières contraintes sur δcp ont aussi été obtenues par T2K. De futures expériences comme HyperKamiokande [18] et DUNE [19] y auront une meilleure sensibilité, ainsi qu’à la hiérarchie de masse.

Neutrinos stériles

Plusieurs expériences à courte distance [22], [23], [24] ont observé des tensions avec le modèle à trois saveurs, pointant vers l’hypothèse de l’existence d’un ou plusieurs neutrinos, dits « stériles », car n’interagissant pas par interaction faible, et oscillant avec les neutrinos habituels, dits « actifs ». La différence de masse entre neutrinos actifs et stériles serait assez élevée (l’intervalle possible pour ∆m2 new allant jusqu’à 10 eV2 pour les résultats de LSND) pour entraîner des oscillations à très courte distance. Ces anomalies n’ont jusqu’à présent pas été observées par les expériences à longues distances [25], [26]. De plus, même si la contrainte de 3 familles de neutrinos provenant de la désintégration du Z 0 ne concerne que les neutrinos « actifs », la cosmologie donne elle aussi des contraintes en tension avec l’existence de neutrinos stériles [27].

Paramètres sans effet sur les oscillations des neutrinos

Dirac ou Majorana ?

Dans le modèle standard, les neutrinos ne possèdent pas de masse. Pour expliquer l’origine des masses des neutrinos, un mécanisme supplémentaire est nécessaire. Plusieurs hypothèses ont été avancées, et dépendent de la nature des neutrinos : ceux-ci peuvent en effet être leurs propres antiparticules (neutrinos de Majorana) ou non (neutrinos de Dirac). Le mécanisme le plus simple implique que les neutrinos soient de Dirac et consiste à ajouter un neutrino droit (par famille) au modèle standard, permettant ainsi un couplage de Yukawa au champ de Higgs et donc l’acquisition d’une masse comme pour les autres fermions. Le fait que les masses des trois familles de neutrinos soient très faibles comparées à celles des autres fermions est par contre totalement inexpliqué avec un tel mécanisme. Le mécanisme le plus souvent avancé, dit see-saw de type 1, ajoute lui aussi un neutrino droit (par famille) au modèle standard. Dans ce cas, les deux neutrinos, droit et gauche, sont de Majorana (mais ne sont pas chacun l’antiparticule de l’autre). Dans ce modèle, la masse du neutrino gauche diminue avec l’augmentation de celle du neutrino droit : on a donc un neutrino droit massif (∼ 10¹⁵ GeV), qui engendre la faible masse observée pour le neutrino gauche.

Table des matières

Introduction
1 La physique des neutrinos
1.1 La découverte des neutrinos
1.2 Les neutrinos dans le modèle standard
1.3 Les oscillations des neutrinos
1.3.1 Le déficit en neutrinos solaires
1.3.2 Le mélange des neutrinos
1.4 État des connaissances et perspectives
1.4.1 Paramètres accessibles avec les oscillations des neutrinos
1.4.2 Paramètres sans effet sur les oscillations des neutrinos
1.4.3 Défis expérimentaux
2 Les interactions des neutrinos
2.1 Interactions des neutrinos dans la matière
2.1.1 Interactions des neutrinos sur les noyaux
2.1.2 Interactions des neutrinos sur les nucléons
2.1.3 Interactions des neutrinos sur les quarks : le régime inélastique profond
2.2 Différences de section efficace entre les neutrino et les antineutrinos
2.3 Interactions des (anti)neutrinos dans T2K
2.4 Évolutions des modèles de diffusion quasi-élastique par courant chargé
2.4.1 Au delà du gaz de Fermi
2.4.2 Au delà de l’interaction avec un nucléon unique
2.4.3 Comparaisons des modèles MEC et RPA aux résultats expérimentaux
3 L’expérience T2K
3.1 Motivations
3.2 Structure de T2K
3.2.1 Le faisceau de neutrinos
3.2.2 Le détecteur lointain : Super Kamiokande
3.3 Structure des analyses d’oscillation
3.4 Résultats sur les oscillations des neutrinos
4 Le détecteur proche de T2K : ND280
4.1 Structure du détecteur
4.1.1 Le détecteur de π0
4.1.2 La partie tracker
4.1.3 Le SMRD
4.2 Les TPC
4.2.1 Motivations
4.2.2 Fonctionnement
4.3 Qualité des données produites par les TPC
4.4 Prédictions des événements attendus à SK
4.4.1 Sélection des neutrinos avec ND280
4.4.2 Ajustement aux données de ND280 : le BANFF
Conclusion

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