NEUTRINOS


NEUTRINOS
NEUTRINOS

Simple hypothèse mathématique en 1930, particule physique aux propriétés exotiques en 1956, le neutrino s’est révélé peu à peu être l’une des particules élémentaires les plus fondamentales de la physique. Il s’est aussi multiplié: on en connaît maintenant trois variétés distinctes. Avec les leptons chargés (dont le plus connu est l’électron) et les quarks, les neutrinos constituent ce que l’on considère de nos jours comme les particules les plus élémentaires, entre lesquelles agissent les champs de force. Exemple typique de particules quantiques, ils pourraient être le siège d’oscillations entre eux, résultant de leurs fonctions d’état. Leur masse, petite mais non nécessairement nulle, pourrait engendrer des effets d’une importance considérable, notamment en cosmologie. Leur lien privilégié avec les interactions faibles en font des révélateurs de la structure de ces dernières, et leur pouvoir pénétrant sans égal en fait des sondes très sensibles de la matière des particules élémentaires comme des objets cosmiques les plus opaques. Par leur importance dans tant de domaines, les neutrinos ont véritablement droit au titre de «particules encyclopédiques».

1. Historique

C’est en décembre 1930 que Wolfgang Pauli suggéra l’hypothèse du neutrino, pour préserver la théorie quantique du noyau en donnant une explication simple de certaines anomalies apparaissant dans la radioactivité 廓: spectre continu des électrons émis, violation de la conservation du spin et de la statistique associée. Le neutrino (symbole: 益) devait être électriquement neutre, de masse quasi nulle, de spin (1/2) 寮, et, échappant à la détection, devait avoir de très faibles propriétés d’interaction avec la matière. Autant dire que ce n’était, au début, qu’une hypothèse mathématique, un «remède désespéré» dont rien ne garantissait le caractère physique. Pourtant, l’évolution rapide de la physique des particules le fit reprendre en considération en 1933, et Enrico Fermi l’incorpora en 1934 à sa théorie de la radioactivité 廓, qui allait devenir la théorie des interactions faibles . Frederick Reines et Clyde L. Cowan réussirent à obtenir la première mise en évidence expérimentale de l’existence des neutrinos en les détectant, en 1953-1956, auprès du réacteur nucléaire de Los Alamos, par identification de leurs interactions:

inverses de leurs réactions de production:

La découverte, en 1957, de la non-conservation de la parité dans les interactions faibles (désintégration du 60Co) montra que le neutrino est polarisé à gauche (théorie du neutrino à deux composantes). En 1962 fut démontrée l’existence de deux neutrinos distincts, 益e et 益 size=1, auxquels il devint nécessaire d’ajouter, plus tard, un troisième neutrino, 益 size=1, associé au lepton lourd 精 découvert en 1977. C’est dès le début des années 1960 que commença la physique des neutrinos de grande énergie auprès des accélérateurs, qui devait s’avérer très riche, permettant de «radiographier» la matière nucléaire et de mettre en évidence les quarks (à partir de 1972), et fournissant des tests sensibles de la théorie unifiée des interactions électromagnétiques et faibles (existence des courants neutres, à partir de 1973). En même temps, un intérêt considérable se manifestait pour le rôle des neutrinos en astronomie et en cosmologie (dès 1939, Hans A. Bethe avait énoncé sa théorie de la production de neutrinos dans le Soleil et les étoiles). C’est dans ces différentes directions que s’étend, de nos jours, la physique des neutrinos.

2. Propriétés

Des leptons neutres

Les neutrinos sont des fermions (leur spin est égal à (1/2) face=F3210 履 , face=F3210 履 = h /2 神). Ils appartiennent à la famille des leptons, lesquels constituent, avec les quarks, les particules les plus fondamentales de la matière; mais, à la différence des quarks, les leptons – et parmi eux les neutrinos – existent à l’état libre. Les neutrinos constituent la variété électriquement neutre des leptons et, contrairement à ces derniers, ne sont pas sensibles au champ électromagnétique; ils ne sont soumis qu’aux interactions faibles et gravitationnelles (ces dernières étant négligeables dans les conditions usuelles; les leptons échappent aux interactions fortes). En conséquence, leur pouvoir pénétrant est très grand. Leur section efficace d’interaction croît avec le carré de l’énergie: de l’ordre de 10 size=144 cm2 pour E 力 1 MeV, elle passe à 10 size=138 cm2 pour E 力 1 GeV (aux très hautes énergies, l’interaction faible rejoint en intensité l’interaction électromagnétique). Le moment magnétique des neutrinos est, comme leur charge, nul ou, en tout état de cause, très petit (absence de pouvoir ionisant). Comme les leptons chargés et comme les quarks, les neutrinos sont considérés comme ponctuels (particules sans structure), du moins à 10 size=116 cm près. Rien n’interdit que les leptons aient une sous-structure à l’intérieur de cette région, mais rien ne l’indique.

Nombres leptoniques et variétés de neutrinos

On connaît trois variétés de neutrinos; chacune est associée à l’un des trois leptons chargés, l’électron e size=1, le muon 猪, le lepton lourd 精 ou tauon. Leurs propriétés physiques sont rapportées dans le tableau 1. Ils sont dénotés respectivement 益e , 益 size=1, 益 size=1. Les leptons chargés et neutres peuvent être rassemblés en trois doublets (les membres d’un même doublet ayant des propriétés très voisines à la charge et à la masse près):

À chaque lepton correspond un anti-lepton, et les antineutrinos diffèrent des neutrinos: on les dénote: 益e , 益 size=1, 益 size=1. Pour rendre compte des différences de variété des leptons (et notamment des neutrinos), on a introduit la notion de nombre leptonique, sorte de charge abstraite douée de propriétés de conservation (que l’on admet généralement additives). Le est le nombre, ou charge, électronique: il est égal à 1 pour le premier doublet, à 漣 1 pour l’antidoublet correspondant, et à 0 pour les autres doublets. De manière analogue, L size=1 est la charge muonique, qui définit le deuxième doublet (L size=1 = 1) et L size=1 la charge tauique, qui définit le troisième doublet (L size=1 = 1). La somme L = Le + L size=1 + L size=1 est le nombre leptonique total. La conservation des nombres leptoniques total et partiels est assurée par l’observation expérimentale de règles de sélection qui permettent ou, au contraire, interdisent certaines réactions (tabl. 2). Les particules autres que les leptons ont des nombres leptoniques nuls. L’«universalité» de l’interaction faible garantit que (aux éventuels effets de masse près) les leptons des différents doublets jouent un rôle analogue dans les interactions.

Théorie du neutrino à deux composantes

L’équation de Dirac des neutrinos libres, si l’on admet que leur masse est nulle, se réduit à l’équation de Weyl:

祥 size=1 étant le vecteur d’état, ou fonction d’onde, d’un neutrino.

L’hélicité est la projection du spin d’une particule sur la direction de son mouvement, vers l’avant ou vers l’arrière: hélicité droite dans le premier cas, comme pour une vis ou un tire-bouchon, gauche dans le second. De masse nulle, se propageant à la vitesse de la lumière, le neutrino a une hélicité fixée: aucune transformation de repère ne permet de modifier sa valeur. Les états d’hélicité du neutrino sont définis par:

(+ pour 祥 size=1 = 益D; 漣 pour 祥 size=1 = 益G; on note D pour droit, G pour gauche).

L’opérateur (1 漣 塚5)/2 projette les vecteurs d’état sur les états d’hélicité négative. Ainsi, le neutrino gauche est-il défini comme:

L’hélicité du neutrino étant fixée, il peut être a priori polarisé soit à gauche ( 益G), soit à droite ( 益D). Il est apparu dès 1957 que la nature avait choisi les neutrinos polarisés à gauche (cette propriété de 益e est également valable pour 益 size=1 et 益 size=1), c’est-à-dire 益G; quant à l’antineutrino, il est polarisé à droite ( 益D).

Parmi les quatre solutions possibles de l’équation de Dirac pour les particules polarisées de spin 1/2, qui seraient 益G, 益D, 益D, 益G, le neutrino n’en possède donc que deux: 益G et 益D. Telle est la théorie du neutrino à deux composantes.

La chiralité, ou invariance chirale (c’est-à-dire l’invariance par la transformation 祥塚5 祥 pour les spineurs de Dirac), est une généralisation aux interactions faibles des autres particules (de masse non nulle) de cette propriété des neutrinos; elle rend compte de la violation de la parité spatiale dans le lagrangien d’interaction faible, en faisant intervenir les spineurs par (1 漣 塚5) 祥.

Si m size=1 n’est pas rigoureusement nulle, le neutrino de Dirac est à quatre composantes. Mais on peut également considérer la possibilité d’avoir un champ qui soit son propre conjugué de charge ( 益 = 益), d’où, malgré une masse non nulle, deux composantes seulement, 益G et 益D. C’est la théorie du neutrino de Majorana, qui est le pendant de celle du neutrino de Dirac; elle exige m size=1 différent de zéro et suppose une violation du nombre leptonique ( L = 2).

Masse des neutrinos

Les limites supérieures de la masse des neutrinos sont déterminées par le comportement à l’énergie maximale du spectre des leptons chargés émis en même temps dans une réaction. Pour 益e , la mesure la plus précise provient de la désintégration 廓 size=1 du tritium:

On étudie le diagramme de Kurie, c’est-à-dire la distribution:

Parmi les expériences effectuées sur le spectre du tritium, une seule (celle de l’équipe de Liubimov, Moscou, 1983) a donné une masse finie (m size=1e 力 20-30 eV), alors que cinq autres, plus récentes, ont fourni des limites supérieures (m size=1e 諒 7,2 eV).

Les limites supérieures des masses de m size=1益猪 et de m size=1益精 sont données dans le tableau 1.

Stabilité des neutrinos

Si m size=1 = 0, la durée de vie est nécessairement infinie. Si la masse de l’un ou l’autre des neutrinos n’est pas nulle (le nombre leptonique n’est alors pas absolument conservé), on peut avoir la réaction m 1m 2 + 塚 (1 désignant le neutrino plus lourd que 2). Expérimentalement, on recherche des réactions 益 size=1e + 塚 par observation des flux de photons émis vers l’avant, soit auprès des accélérateurs, soit à partir des neutrinos émis par le rayonnement cosmique au contact de l’atmosphère. Mais la meilleure précision est obtenue en considérant les neutrinos cosmiques en provenance des objets célestes (Soleil, naines blanches, supernovae, etc.), car l’on dispose alors d’un parcours avant désintégration bien supérieur (1028 cm au lieu de 104 cm en laboratoire); la limite inférieure du rapport de la durée de vie à la masse ( 精0/m size=1) est de l’ordre de 1017 s/eV (tabl. 3).

Nombre de variétés de neutrinos

On ignore s’il existe d’autres sortes de neutrinos, appartenant ou non à d’autres doublets de leptons, que ceux qui sont connus et observés. Divers arguments, fondés sur les modèles théoriques des particules élémentaires (par exemple, le taux de transition d’un processus AB + 益i + 益i est relié à N size=1, nombre des variétés de neutrinos 益i ) ou sur des considérations cosmologiques (l’abondance de l’hélium primordial, synthétisé aux premiers instants de l’Univers, voudrait que N size=1 麗 7, moyennant certaines hypothèses), indiquent que le nombre de variétés de neutrinos, et donc de leptons, est limité. Il en va de même d’ailleurs du nombre de doublets de quarks, lesquels semblent entretenir une relation de symétrie avec les leptons. Aux trois «générations» de doublets de leptons (cf. supra ) correspondent trois générations de doublets de quarks:

d’où résultent des relations dans les interactions de leptons et de quarks.

3. Production et détection

Les réactions typiques de production de neutrinos sont, à basse énergie (entre plusieurs dizaines de keV et quelques MeV) et pour les neutrinos 益e et 益e , la désintégration 廓 des neutrons libres (np + e size=1 +e ) fournis en flux intenses par les réacteurs nucléaires et la désintégration 廓 des divers radionuclides produits par ces mêmes réacteurs, les réactions élémentaires étant la transformation d’un neutron lié, comme celle qui est indiquée ci-dessus, ou d’un proton lié: p lién lié + e + + 益e , ou encore la capture d’un électron par un proton: p + e size=1n + 益e (dans la nature, ces réactions se produisent dans les objets cosmiques, étoiles, etc.). Pour capter ces neutrinos, émis de manière isotrope, on doit disposer de très grandes masses de détecteurs, dans une direction choisie à quelque distance de la source, en les protégeant de tout bruit de fond par un blindage important. Les 益e et 益e interagissent avec une probabilité calculable (très faible, d’où la nécessité d’un détecteur massif) sur les noyaux cibles, produisant généralement un radio-isotope ou un neutron, et un électron. On identifie la réaction par détection ou comptage de l’un ou l’autre des produits, voire par une coïncidence des deux (cf. infra : Astrophysique et cosmologie ). On a pu également détecter, en 1976, la réaction très «pure», mais au taux très faible: 益e + e size=1e size=1 + 益e en identifiant l’électron produit.

À haute énergie, les neutrinos sont produits par les désintégrations faibles des particules élémentaires. Les principales réactions utilisées sont:

On peut obtenir des faisceaux de neutrinos à partir d’accélérateurs de protons de très haute énergie (neutrinos de 1 GeV à plus de 100 GeV), ou dans des usines à pions (neutrinos d’une centaine de MeV), en focalisant les mésons 神 et/ou K chargés produits par les protons incidents sur une cible nucléaire. Dans l’axe du faisceau, on détermine un tunnel de désintégration dans lequel les particules mères engendrent les neutrinos. Ceux-là sont généralement répartis sur une large gamme d’énergie (faisceau à bande large), mais les particules mères peuvent être sélectionnées par un dispositif magnétique approprié pour fournir des faisceaux quasi monochromatiques (faisceaux à bande étroite). Le tunnel est suivi d’un important blindage qui arrête les particules à interactions fortes et électromagnétiques, de telle sorte que, à la sortie de ce «filtre», il ne reste pratiquement que des neutrinos. Ensuite sont placés les détecteurs, chambres à bulles, ou détecteurs électroniques consistant en des couches alternées de plaques métalliques (pour l’absorption des neutrinos) et de chambres ionisantes à étincelles ou à fils (pour la détection des particules produites).

Les réactions typiques de détection sont:

On peut, suivant les cas, étudier dans le détail les particules émises ou se contenter d’un bilan global en analysant l’énergie déposée, la mesure du muon fournissant les paramètres essentiels de la réaction. La séparation des deux types de réaction ci-dessus s’effectue, par exemple, à l’aide d’un «identifieur» de muons placé en aval du détecteur principal.

On peut également rechercher s’il existe des neutrinos, soit différents des types ci-dessus, soit produits dans d’autres processus, en effectuant une «décharge» du faisceau primaire dans une cible absorbante. Les particules mères 神 et K, absorbées, ne fournissent pas de faisceau de neutrinos. Dès lors, si des neutrinos sont observés dans le détecteur, c’est qu’ils ont été produits par des particules qui ont pu les émettre avant d’être absorbées à la cible, par exemple des particules charmées ou des leptons lourds 精 qui se désintègrent plus rapidement que les mésons 神 et K (en 10 size=113 s, au lieu de 10 size=18 ou 10 size=110 s).

4. Interactions: particules et champs

Théorie de Fermi et violation de la parité

Élaborée dès 1934, la théorie de Fermi – bien qu’elle ne soit qu’une approximation de la dynamique des interactions faibles – est toujours utile dans les calculs pratiques relatifs à des processus d’énergie limitée. Par analogie avec l’interaction électromagnétique, dont le lagrangien est obtenu en faisant le produit du courant d’électron: j size=1 = 塚 size=1e par le quadripotentiel électromagnétique A size=1, le lagrangien d’interaction faible est formé par le produit de deux courants j size=1 et J size=1, formés par les quatre particules de Fermi en interaction, par exemple dans 益e + ne size=1 + p :

e , e , n , p sont les spineurs de Dirac des particules correspondantes, O size=1 et O size=1 sont les opérateurs formés à partir des matrices 塚 size=1 de Dirac; G est la constante de Fermi, G = 10 size=15/M2p , Mp étant la masse du proton.

Telle est l’interaction ponctuelle à quatre fermions. Après la découverte de la violation de la parité dans les interactions faibles en 1957, les opérateurs O size=1 et O size=1 ont été modifiés par rapport à ceux de Fermi. Les observations expérimentales (par exemple la mesure de la polarisation longitudinale des électrons émis dans la désintégration 廓 du 60Co) ont indiqué que l’interaction faible est de nature vectorielle (O size=1V = 塚 size=1) et axiale (O size=1A = 塚 size=15), ce qui correspond à l’hélicité gauche des neutrinos et à l’invariance de chiralité de l’interaction faible.

Cette théorie «V-A» des interactions faibles permet de calculer les taux de transitions, durées de vie, et polarisations des particules émises. Mais on doit la modifier dans les courtes distances – ou grandes énergies –, pour tenir compte du caractère non ponctuel des interactions, dû à la propagation du quantum de champ. Plus profondément, elle est insatisfaisante d’un point de vue formel et apparaît aujourd’hui comme une approximation de la théorie du champ électrofaible unifié. Cependant, grâce à son utilisation, on a pu connaître les propriétés des désintégrations des particules et des noyaux et leur structure «faible» lorsqu’on les sonde à l’aide de neutrinos.

Les neutrinos comme sondes de la matière: les quarks

C’est à partir d’expériences effectuées avec des neutrinos de grande énergie que l’on a pu mettre en évidence la structure granulaire des protons et des neutrons ; des expériences analogues ont également été faites avec des leptons chargés (électrons et muons). La matière nucléaire, presque transparente aux neutrinos, a pu être ainsi «radiographiée». Les neutrinos sont diffusés à grand angle par les grains durs à l’intérieur des nucléons cibles; la mesure des «fonctions de structure» de ces derniers a fourni toutes les informations sur leurs constituants, qui ont ainsi pu être identifiés aux quarks. Les protons sont constitués de trois quarks, u u d , les neutrons de u d d – les quarks étant liés entre eux par des gluons neutres d’échange – emportant la moitié environ de l’énergie dissipée dans les réactions.

La théorie électrofaible unifiée et les courants neutres

La théorie électrofaible unifiée de Sheldon Glashow, Abdus Salam et Steven Weinberg permet d’étendre la théorie quantique des champs au cas des interactions faibles, et représente ces dernières par des diagrammes d’échange (cf. figure) qu’elle permet de calculer. Elle fait apparaître une interaction de type auparavant inconnu, celle de courants neutres faibles , qui se manifeste par l’existence de processus comme:

Ces courants neutres, observés pour la première fois en 1973 à l’aide de neutrinos de grande énergie, correspondent à la propagation d’un boson intermédiaire neutre Z0, les bosons intermédiaires chargés étant notés W size=1. Les particules W size=1 et Z0 ont été observées en 1983, et leurs masses ont pu être mesurées: elles sont de l’ordre de 80 fois la masse du proton. Ces valeurs sont en accord avec celle du paramètre libre de la théorie électrofaible, dit angle de Weinberg-Salam W, mesuré dans les diverses interactions de neutrinos. Les relations théoriques, vérifiées, sont les suivantes:

où GF est la constante de Fermi, et g la constante apparaissant dans l’interaction électrofaible.

5. Problèmes liés à la masse des neutrinos

Les questions de la masse des neutrinos et de la conservation des nombres leptoniques sont actuellement des questions ouvertes, en ce sens qu’aucune contrainte théorique ne les détermine. Cependant, leurs implications théoriques peuvent être considérables, et l’étude expérimentale très fine de ces questions est – pour de nombreuses années encore – à l’ordre du jour.

Mesures directes de la masse

Toutes les expériences de mesure directe de la masse des neutrinos ont fourni, sauf une, des limites supérieures compatibles avec une masse nulle. La mesure de Liubimov, donnant m size=1e 力 20-30 eV, n’a pas été confirmée par d’autres mesures ultérieures (le tritium étudié se trouvait déposé dans des substances chimiques complexes, des molécules de valine, dont il n’est pas exclu qu’elles puissent avoir des effets imprévus sur l’extrémité du spectre des électrons).

Parmi les expériences les plus prometteuses, citons celles qui sont fondées sur l’étude de la désintégration d’un radionuclide par capture d’un électron orbital par un proton du noyau:

le photon, accompagnant la réorganisation de l’atome, étant émis dans le spectre X. Pour certaines transitions, où la capture K ou L (des électrons appartenant à ces couches) est interdite, les photons sont émis suivant des taux importants, et la mesure de leur énergie (par réflexion de Bragg sur des cristaux) peut fournir la valeur de m size=1e avec une grande précision (et les corrections à faire pour tenir compte des effets atomiques sont, ici, négligeables). Les isotopes les plus performants sont 163Ho163Ky et 193Pt193Os.

Si les neutrinos possèdent une masse non nulle, il s’ensuit des effets de «mélange» des divers types de neutrinos, devant se manifester dans l’existence des phénomènes suivants, qui, autrement, seraient interdits.

Conversion du muon en électron sans neutrino

Si le nombre leptonique n’est pas conservé absolument, il peut s’ensuivre la conversion 猪 size=1e size=1 + 塚, énergétiquement possible (c’est précisément la non-observation de cette transition qui avait suggéré, en 1957, la définition de nombres leptoniques conservés). Expérimentalement, cette réaction n’a jamais été observée; elle a été recherchée, dans des conditions qui garantissent une très grande précision (tabl. 2), auprès des accélérateurs de haute énergie et des usines à pions (ces dernières fournissent des faisceaux de muons très intenses).

Double désintégration size=5廓 sans neutrino

La double désintégration 廓 avec émission de deux électrons, accompagnés ou non de deux neutrinos, peut se produire en principe dans les isotopes pour lesquels la désintégration 廓 simple est interdite ou défavorisée. Il s’agit des processus suivants:

Ces processus sont difficiles à mettre en évidence, car ils sont très rares. Ils correspondent à des durées de vie plus grandes que 1019 années, et sont calculables par la théorie des interactions faibles. Dans le premier cas, la distribution de la somme des énergies des deux électrons est un continuum, dans le second, elle consiste en une raie. Ce cas, double désintégration 廓 sans neutrino, serait un signe de mélange des neutrinos et des antineutrinos (neutrinos de Majorana, par exemple).

Les méthodes indirectes consistent à mesurer, par des moyens géochimiques, la durée de vie d’une transformation AZNAZ + 2N , et à la comparer aux prédictions théoriques des deux réactions, avec et sans neutrinos. Les méthodes directes consistent à mesurer le spectre des électrons émis. Si le phénomène de double désintégration 廓 a été observé pour plusieurs isotopes par des méthodes indirectes, la précision des déterminations des durées de vie ou de l’observation du spectre des électrons n’a pas encore permis de conclure à la présence d’un processus sans neutrino. Des limites supérieures pour m size=1e ont pu être déduites à partir des transitions 48Ca48Ti, 76Ge76Se, qui se situent aux alentours de quelques dizaines d’électronvolts.

Oscillations de neutrinos

Ce phénomène éventuel est de nature typiquement quantique, résultant des propriétés de la fonction d’onde.

Si les nombres leptoniques ne sont pas conservés et si la masse des neutrinos n’est pas nulle, les états 益e , 益 size=1, 益 size=1, qui sont couplés aux autres particules dans les interactions faibles, ne sont pas des états propres de la matrice de masse, mais un mélange de tels états (dénotés 益1, 益2, 益3):

Au temps t , la fonction d’onde décrivant un faisceau qui comportait initialement des neutrinos 益a s’écrit:

et la probabilité de trouver dans le faisceau, au temps t , des neutrinos du type 益b ( 益ab ) est:

Cette possibilité, pour un neutrino, d’osciller entre les diverses variétés leptoniques a été suggérée en 1967-1969 par Bruno Pontecorvo et Gribov, par analogie avec les systèmes de mésons K0 漣 K 漣0, dont les états stationnaires, de masse bien définie, sont K0L et K0S. L’hypothèse a été reprise quelques années plus tard, par analogie avec les mélanges de quarks (cs et bt ) et en raison de la symétrie leptons-quarks. Comme il s’agit d’un phénomène oscillatoire, il doit être plus sensible que les simples mesures de taux de réactions aux effets de masses des neutrinos.

La détection expérimentale d’oscillations (c’est-à-dire les transitions spontanées 益e益 size=1, 益e益 size=1, etc.) peut s’effectuer en comptant soit le nombre de neutrinos du type initial qui manquent dans le faisceau, soit le nombre de neutrinos de type différent du type initial qui sont apparus dans le faisceau. Les résultats sont exprimés en fonction des paramètres 見ai de mélange et de la longueur d’oscillations caractéristique. Dans le cas, plus simple, d’oscillations de neutrinos deux à deux, on a:

Les paramètres qui gouvernent le phénomène d’oscillation sont l’angle de mélange 12 et la différence des carrés des masses 12 = | m 21m 22 |. La probabilité de trouver des neutrinos identiques au type initial 益a , à la distance R de la source, est:

Celle de trouver des neutrinos 益 size=1 différents est:

La longueur d’oscillation L est donnée par L = 4 神p / (p étant l’impulsion des neutrinos du faisceau).

Des expériences sont faites, d’une part, auprès de réacteurs nucléaires et d’usines à pions pour tester la transformation 益e 沈 益猪 et, d’autre part, auprès de grands accélérateurs (S.P.S. du Cern, Genève) pour 益 size=1 沈 益 size=1. Les résultats disponibles sont négatifs. L’absence d’évidence expérimentale directe pour des oscillations permet de placer des limites corrélées pour les paramètres et . Mais, par ailleurs, les données des taux d’interaction des neutrinos solaires et atmosphériques, ainsi que celles de la cosmologie, semblent exiger l’existence de mélanges de neutrinos, et donc d’une masse non nulle de ces derniers.

6. Astrophysique et cosmologie

Détection des neutrinos stellaires et cosmiques

La très grande transparence de la matière aux neutrinos, résultant de leur extrême pouvoir de pénétration, en ferait, si on savait les détecter de manière significative, des sondes particulièrement intéressantes des processus solaires ou cosmiques relatifs à des régions généralement opaques aux rayonnements lumineux, X, ou 塚. En effet, la plupart de ces processus s’accompagnent d’une émission considérable de neutrinos (tabl. 3). Mais l’avantage que constitue à cet égard leur faible taux d’interaction est un inconvénient au moment de la détection. Néanmoins, des expériences sont déjà en cours et d’autres à l’étude, qui ouvrent un nouveau chapitre de l’astronomie, la neutrino-astronomie . Les méthodes de détection sont très différentes suivant qu’il s’agit de neutrinos de basse énergie (de l’ordre de 1 MeV) ou de très haute énergie (de l’ordre de 1 TeV = 1012 eV). Les premiers portent des informations sur le mécanisme des processus stellaires, les seconds ont l’intérêt de dépasser de très loin les possibilités des accélérateurs actuels, et pourraient fournir des informations sur les interactions fondamentales dans un domaine qui demeure autrement hors d’atteinte. Dans les deux cas, les laboratoires doivent être souterrains, pour se prémunir contre les particules chargées du rayonnement cosmique qui masquent ordinairement les interactions – rares – de neutrinos; les laboratoires actuels ou prévus sont situés au fond de mines ou dans des tunnels de montagne.

Les neutrinos de basse énergie sont détectés par divers procédés. La méthode au chlore-argon, utilisée par Raymond Davis, relativement aisée, présente l’inconvénient de n’être sensible qu’aux réactions ayant un seuil d’énergie élevé et un taux faible qui dépend du modèle solaire adopté. Les détecteurs au gallium ou à l’indium, de réalisation plus difficile, acceptant un seuil d’énergie bien plus faible, peuvent recueillir les neutrinos produits dans les réactions de fusion directe p -p , plus nombreuses et indépendantes de modèle.

Les neutrinos de haute énergie d’origine atmosphérique font également l’objet de recherches. Les résultats actuels ne sont pas encore très concluants, mais ils semblent indiquer, comme les neutrinos solaires, un taux de détection plus faible que celui qu’on attendait, ce qui peut s’expliquer par des oscillations.

Il est également possible en principe, par étude des radio-isotopes du technétium contenu dans des minerais fossiles (par ex. sous la Red Mountain, au Colorado), de déceler le taux de réaction de neutrinos solaires sur le molybdène; on pourrait en déduire l’abondance des neutrinos pendant une période étalée entre quatre millions d’années et 200 000 ans, d’où l’on pourrait inférer les variations de l’activité solaire durant ce laps de temps. De nombreuses autres possibilités de recherches ou d’applications, fondées sur l’exceptionnel pouvoir pénétrant des neutrinos, ont également été envisagées, proches à certains égards de la science-fiction.

Nucléosynthèse et neutrinos solaires

Les réactions de nucléosynthèse se produisant dans les étoiles s’accompagnent de l’émission de neutrinos d’énergies caractéristiques résultant de la désintégration 廓 des radionuclides produits.

Les processus les plus significatifs sont associés à la synthèse du deutérium et de l’hélium par la chaîne proton-proton:

réactions suivies de:
soit

Le tableau 4 présente une estimation théorique des taux de neutrinos qui pourraient être observés à partir de ces réactions: elle dépend, bien entendu, des paramètres adoptés pour le modèle solaire (abondance relative des éléments, opacité, luminosité...), déduits de nombreuses données.

La mesure des réactions indique un manque de neutrinos (d’environ un tiers), signalé initialement par l’équipe de Raymond Davis (États-Unis) pour des réactions de seuil élevé, et confirmé depuis lors par d’autres expériences (Homestake et Sage aux États-Unis, Kamiokande au Japon, Gallex en Europe), dont certaines à seuil plus bas (indépendantes des modèles du Soleil).

Phénomènes cosmiques d’émission de neutrinos

Outre les étoiles, où s’effectue, comme dans le Soleil, la nucléosynthèse des éléments, le cosmos recèle de nombreuses sources de neutrinos. Ces sources sont également émettrices de rayons 塚, et les chaînes de réactions de production de rayons 塚 et de neutrinos sont analogues. L’astronomie par neutrinos serait complémentaire de l’astronomie par rayons 塚: les détecteurs 塚 étant davantage sensibles aux basses énergies, les neutrinos fourniraient l’information qui manque pour les hautes énergies. Par ailleurs, ces derniers permettraient de «voir» l’intérieur des régions très denses des objets célestes ou de l’Univers, opaques aux rayons 塚, par exemple les régions centrales compactes des galaxies actives, soumises à des champs de radiations intenses.

Les supernovae libèrent, par une série de processus, de nombreux neutrinos, qui emportent 90 p. 100 de leur énergie, soit environ 2 憐 1059 ergs. Selon les théories actuelles, dans une première phase de l’explosion de l’étoile – laquelle a une structure en oignon de couches de densité décroissante, du cœur de fer à la surface d’hydrogène –, les neutrinos ( 益e , 益 size=1, 益 size=1) sont produits dans la couche dense (d 年 1010 漣 1012 g/cm3) en quelques millisecondes par «neutronisation» (p + e size=1n + 益e ) et autres processus où les courants neutres ont une part importante. À cette densité, la matière de l’étoile est transparente aux neutrinos qui peuvent donc s’échapper. L’étoile s’effondre et son cœur devient plus dense. Dans les phases ultérieures, des neutrinos sont produits par des processus divers, mais sont arrêtés dans la matière qui ne leur est déjà plus transparente. Ils produisent alors des interactions où ils se transforment en leptons chargés ou neutres, contribuant à l’effondrement adiabatique de l’étoile, qui amène le cœur à une densité d = 1015 g/cm3. L’effondrement et la dilatation engendrent une onde de choc qui produit à son tour de nombreux neutrinos, lesquels chauffent la matière de l’étoile explosée.

Ces neutrinos, émis en quelques secondes au début de l’explosion, peuvent être détectés. C’est ainsi que la supernova SN1987A, survenue dans le Grand Nuage de Magellan, observée le 24 février 1987 (distante de 160 000 années de lumière), a été détectée non seulement par la lumière émise, mais également par les neutrinos provenant de sa direction. Ces neutrinos sont parvenus jusqu’aux détecteurs intallés aux États-Unis et au Japon après avoir traversé la Terre puisque les nuages de Magellan se trouvent dans l’hémisphère Sud. Leur arrivée sur les détecteurs s’est étalée sur quelques secondes. En effet, leur temps d’arrivée après l’émission est fonction de leur énergie, laquelle se situe en moyenne à quelques dizaines de mégaélectronvolts.

Les neutrinos fossiles du fond du ciel

Dans l’hypothèse cosmologique couramment admise du big bang, des neutrinos ont nécessairement été émis en grande quantité aux premiers instants de l’Univers (ère leptonique), les neutrinos de chaque type se trouvant alors en équilibre thermique avec les particules de matière et le rayonnement électromagnétique. Leur évolution, avec l’expansion et le refroidissement de l’Univers, est à peu près semblable à celle des photons, et l’Univers baigne aujourd’hui dans un océan isotrope de neutrinos fossiles correspondant à une température de 1,9 K. On peut estimer que leur nombre est du même ordre que celui des photons du fond du ciel, soit plusieurs centaines par centimètre cube d’espace. De tels neutrinos sont indétectables actuellement, sinon par des méthodes indirectes si leur masse n’est pas nulle: si m size=1e = 30 eV, leur vitesse est aujourd’hui du même ordre que celle qui anime le système solaire dans la Galaxie, soit 3 憐 10 size=13 c , et leur énergie cinétique est d’environ 6 憐 10 size=14 eV.

Masse des neutrinos et masse critique de l’Univers

Si les neutrinos ont effectivement une masse finie, ils peuvent contribuer de manière significative à la masse totale de l’Univers, par le poids des neutrinos fossiles qui sont à peu près 109 fois aussi nombreux que les protons et neutrons, et par leur éventuelle contribution au halo des galaxies, qui résoudrait le problème de la masse manquante (différence calculée entre la masse qui résulte des propriétés gravitationnelles et celle qui correspond à la luminosité observée). La densité de l’Univers pourrait alors atteindre et dépasser la valeur critique à partir de laquelle un arrêt de l’expansion se produit; l’Univers se contracte, et une implosion se prépare. Ainsi, les conséquences au niveau de la cosmologie de l’éventualité d’une masse finie des neutrinos peuvent-elles être considérables.

Encyclopédie Universelle. 2012.

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