III. Découverte des particules et des interactions nucléaire et faible (simplifié et incomplet) PHYS-F-305 BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

Contenu du chapitre III III.1. Découverte des constituants de l’atome (1897 – 1932) III.2. Le photon (1900 – 1924) III. 3. L’équation de Klein – Gordon (1926) III. 4. L’interaction nucléaire et les mésons (1934 – 1947) III. 5. L’équation de Dirac (1928) III. 6. Les antiparticules (1930 - 1956) III. 7. Les neutrinos et l’interaction faible (1930 – 1962) III. 8. La stabilité du proton et le nombre baryonique (1939) III.9. Les particules étranges (1947 – 1960) III.10. Résumé de la situation au début des années 60 BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.1.Découverte des constituants de l’atome (1897-1932) Découverte de l’électron (e-) J.J.Thomson -1897 Marque le début de la physique des particules : l’atome n’est plus insécable, il contient des constituants plus petits ! Observation d’une luminescence dans un tube à vide prévu pour étudier les décharges dans les gaz raréfiés, appelée rayon cathodique car émis par la cathode (filament chauffé par le passage d’un courant). rayon cathodique = ? BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.1.Découverte des constituants de l’atome (1897-1932) Découverte de l’électron Le rayonnement cathodique est arrêté par un écran, dévié par un champ magnétique et par un champ électrique  « corpuscules » chargées négativement. Annulation de la déviation magnétique par la déviation électrique  estimation de q/m. Remarque : premières expériences suivant le schéma de celles auprès des accélérateurs : énergie cinétique communiquée à partir d’énergie électrique, pour casser une cible et en faire sortir de nouvelles particules. BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.1.Découverte des constituants de l’atome (1897-1932) Découverte de l’électron Expérience de la goutte d’huile de Millikan (1909) :  mesure de qe ~ -1.6 10-19 C  me ~ mH / 2000 L’électron est donc une toute petite partie de l’atome. Le reste doit donc avoir la masse de l’atome et être chargé positivement (atome neutre). Thomson imagine l’atome comme un pudding aux raisins dans lequel la masse et la charge positive de l’atome seraient réparties uniformément. Ce modèle sera mis à mal par une des premières expériences de diffusion utilisée pour étudier la structure interne des objets. BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.1.Découverte des constituants de l’atome (1897-1932) Découverte du noyau atomique E.Rutherford, H.Geiger et E.Marsden -1909 - 1913 Expérience dite de Rutherford, réalisée par 2 de ses collaborateurs, Geiger et Marsden. Dispositif BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.1.Découverte des constituants de l’atome (1897-1932) Découverte du noyau atomique Si le modèle de Thompson avait été valide, les a n’auraient été que faiblement diffusés; la force répulsive exercée par la charge positive diffuse aurait été faible. BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.1.Découverte des constituants de l’atome (1897-1932) Découverte du noyau atomique L’interprétation du résultat est donnée par Rutherdord en 1911 : La masse et la charge du noyau sont concentrées en un tout petit volume de l’atome. (pas à l’échelle : 10-10 m vs 10-14 m) BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.1.Découverte des constituants de l’atome (1897-1932) Découverte du noyau atomique Schéma du dispositif de l’expérience de Geiger et Marsden La mesure de l’énergie cinétique des a déviés à 180° a permis d’estimer une valeur maximum pour le rayon du noyau d’a : 2.7×10−14 m. (La véritable valeur est ~7.3×10−15 m ). BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.1.Découverte des constituants de l’atome (1897-1932) Découverte du noyau atomique Remarque : cette expérience de Rutherford constitue le 1er exemple de l’étude de la structure interne d’un objet par une expérience de diffusion. Cette démarche sera poursuivie tout au long du développement de la physique des particules. BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.1.Découverte des constituants de l’atome (1897-1932) Le proton (p) E. Rutherford -1919 Proton est le nom que Rutherford a donné au noyau de l’atome d’H en 1913. En 1919, en bombardant des atomes d’azote (N) avec des a produits par une source radioactive, il a observé l’émission de particules chargées positivement, plus légères que l’N; en effet, leur parcours dans la matière était plus long que ne l’aurait été celui d’un atome ou d’un noyau d’N éjecté par la collision (voir plus loin). Il avait donc mis en évidence l’existence de constituants des noyaux d’N. Ceux-ci furent identifiés au noyau d’H et donc au proton. En effet, ils se comportaient de manière identique aux particules émises lorsqu’on bombarde des noyaux d’H avec des a. Il avait donc observé la réaction nucléaire : BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.1.Découverte des constituants de l’atome (1897-1932) Le neutron (n) Chadwick -1932 Si l’on devait considérer les noyaux plus lourds que l’H uniquement constitués de protons se pose immédiatement un problème de masse. Le 2ème élément, l’He comporte bien 2 e-; étant neutre, il doit donc comporter 2 p mais sa masse est environ 4 fois celle d’un p! En 1930 Bothe et Becker bombardent du Be avec des a issus d’une source de polonium 210 (Ta ~ 5.4 MeV) et observent l’existence d’un rayonnement neutre (ne laisse pas de trace), qui traverse d’épaisses parois de Pb mais son origine et son identité ne sont alors pas comprises (on a cru un moment qu’il s’agissait de photons mais on s’est aperçu que cette hypothèse violait la conservation de l’énergie). BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.1.Découverte des constituants de l’atome (1897-1932) Le neutron Chadwick -1932 Deux ans plus tard, Chadwick s’arrange pour envoyer ce rayonnement sur des noyaux d’H ou de N et mesure l’énergie cinétique de recul de ces noyaux, observés dans une chambre à expansion. Les neutrons interagissent soit avec un N du gaz de la chambre, soit avec les p de la paraffine placée devant la chambre. BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.1.Découverte des constituants de l’atome (1897-1932) Le neutron Chadwick -1932 Il en déduit que ce rayonnement est constitué de particules neutres, qui sont des constituants des noyaux et qu’elles ont une masse voisine de celle du p; il les appelle neutrons (voir TP). Le noyau d’He est donc constitué de 2 p et de 2 n, ce qui résoud le problème de la masse ! Si ce n’est leur charge électrique, protons et neutrons se ressemblent. Ce sont les consitituants des noyaux. On les appelle “nucléons”. BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.1.Découverte des constituants de l’atome (1897-1932) Conclusion A cette époque on pense avoir une description simple de la matière, en terme d’un petit nombre de constituants élémentaires, supposés (à tort) ponctuels : neutrons, protons et électrons. Ils permettent de construire les différents atomes ; électrons chargés négativement et noyaux positifs s’assemblent sous l’effet de la force é.m.. atome de Rutherford atome quantique atome de Bohr BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.1.Découverte des constituants de l’atome (1897-1932) Conclusion Cette construction permet d’expliquer les régularités du tableau périodique de Mendeleïev : si les corps simples d’ une colonne de ce tableau ont les mêmes propriétés chimiques, c’est parce qu’ils ont le même nombre d’ électrons dans la couche la plus externe. Toutefois il subsiste des questions et en tentant de répondre à ces questions, de nouvelles particules sont découvertes, pour la plupart instables et l’image du monde microscopique se complique à nouveau. BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.2.Le photon (1900-1924) Rayonnement du corps noir Planck – 1900  quantification du rayonnement é.m. Effet photoélectrique Einstein – 1905  quanta de lumière d’énergie E = hn Diffusion Compton Compton – 1923 avec (longueur d’onde de Compton) cinématique cf diffusion particule de masse nulle par e- (voir TP)  dualité onde  particule Le photon est la particule (mg = 0) associée à l’onde é.m. e- θ BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.3.L’équation de Klein-Gordon (1926) L’équation de Schrödinger (rappel) Une particule libre sans spin, de quantité de mvt et d’énergie E, est décrite par la fonction d’onde de de Broglie : h : constante de Planck La fréquence de l’onde associée est n = E/h, et sa longueur d’onde, λ = h/p ; N est un facteur de normalisation. Cette fonction est solution de l’équation de Schrödinger, l’équation d’onde de la mécanique quantique non relativiste : Cette équation est basée sur la relation non relativiste entre énergie et quantité de mvt : E = K = p² / 2m : BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.3.L’équation de Klein-Gordon (1926) L’équation relativiste Dans le cas relativiste, la relation entre énergie et quantité de mvt devient : E² = p²c² + m²c4 En appliquant les mêmes règles de quantification qu’en mécanique non relativiste, il vient : Solution pour une particule libre, d’énergie E et de quantité de mvt : comme celle de l’équation de Schrödinger équation de Klein - Gordon BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.3.L’équation de Klein-Gordon (1926) L’équation relativiste Exemple : le photon : mg = 0  on retrouve l’équation des ondes é.m. auxquelles le photon est associé : Pour une onde stationnaire, on retrouve l’équation de Laplace du champ électrostatique: BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.3.L’équation de Klein-Gordon (1926) L’équation relativiste Dans le cas où l’onde é.m. est produite par une charge ponctuelle q, située à l’origine, on écrit l’équation de Laplace en coordonnées sphériques de manière à bénéficier de la symétrie du problème : conduisant pour la fct d’onde du photon échangé à: Dans ce cas, cette fct d’onde peut s’interpréter comme le potentiel Coulombien statique : BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.4.L’interaction nucléaire et les mésons (1934-1947) L’existence d’une force nucléaire La force électrostatique répulsive entre protons chargés positivement devrait faire éclater les noyaux atomiques  existence d’une force attractive beaucoup plus forte entre les nucléons des noyaux. La masse d’un noyau s’écrit : A : # de masse Z : # de charge L’énergie de liaison par nucléon, EL/A ~8 MeV, 106 fois l’énergie de liaison des électrons au noyau.  force “forte” A part dans les noyaux, cette force ne se manifeste nulle part dans le monde quotidien. Tous les autres phénomènes connus s’expliquent essentiellement par la force é.m. et par la force gravitationnelle  force à courte portée, de l’ordre des dimensions des noyaux, c-à-d., q.q. fm. BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.4.L’interaction nucléaire et les mésons (1934-1947) La théorie de Yukawa (1934) H. Yukawa tente de construire une théorie de la force nucléaire par l’échange d’une particule. Lien portée ↔ masse Caractère virtuel des particules échangées Dans toute interaction, il y a conservation de l’énergie et de la quantité de mvt entre l’état initial et l’état final mais ce n’est généralement pas le cas pendant l’échange. La particule échangée, parfois très massive, ne permet pas de conserver l’énergie lors de sa production éphémère mais cette énergie est restituée lorsqu’elle disparaît. De même il n’y a pas conservation de la quantité de mvt pendant l’échange.  particules échangées = particules “virtuelles” pour lesquelles ces lois de conservation ne s’appliquent pas. BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.4.L’interaction nucléaire et les mésons (1934-1947) La théorie de Yukawa (1934) Principe d’incertitude d’Heisenberg (rappel) (voir TP) La 2ème forme permet d’expliquer que lors de l’échange d’une particule virtuelle de masse au repos m, il y ait violation de la conservation de l’énergie par DE = mc², pourvu que cette violation ne dure pas plus de Portée de l’interaction Celle-ci est de l’ordre de la distance que peut parcourir la particule échangée se déplaçant à la vitesse de la lumière pendant la durée de l’interaction : BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.4.L’interaction nucléaire et les mésons (1934-1947) La théorie de Yukawa (1934) Masse de la particule de Yukawa Si R ~1.3 fm, distance typique de séparation des nucléons dans les noyaux, on trouve mY ~ 150 MeV/c² On a : me ~ 0.5 MeV/c2 < mY < mp~mn~ 940 MeV/c2, d’où les noms de méson (intermédiaire) donné à l’hypothétique particule de Yukawa, lepton à l’électron (léger) et baryon (lourd) aux nucléons. BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.4.L’interaction nucléaire et les mésons (1934-1947) La théorie de Yukawa (1934) Charge de la particule de Yukawa Pour pouvoir rendre compte des différentes interactions entre nucléons, il faut faire appel à différents diagrammes. Echange d’une particule neutre : Echange d’une particule négative ou d’une particule positive : p n n p n p n p Il existe donc 3 mésons de Yukawa, 1 neutre et 2 chargés. BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.4.L’interaction nucléaire et les mésons (1934-1947) La théorie de Yukawa (1934) Potentiel de Yukawa Si la théorie de Yukawa est correcte, l’équation de K.G. pour une particule massive s’applique et le potentiel V(r) est solution de l’équation : Ce qui conduit à : On retrouve r0, la portée de l’I.F. mesuré à partir de l’étude des diffusions p-p et p-n OK pour q.q. fm f > 2 fm : la force de Clb domine f < 1 fm : désaccord profond – la structure interne des nucléons se manifeste. BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.4.L’interaction nucléaire et les mésons (1934-1947) La découverte des mésons (1937-1947) 1937 – 1938 : Observation d’une particule de masse intermédiaire dans le rayonnement cosmique, indépendamment par Street et Stevenson (1937) Anderson et Neddermeyer (1938) Des études plus détaillées montrent qu’il ne peut s’agir de la particule de Yukawa : sa masse ~110 MeV/c² est un peu basse mais surtout, elle n’interagit que faiblement avec la matière ! BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.4.L’interaction nucléaire et les mésons (1934-1947) La découverte des mésons (1937-1947) Lattes, Muirhead, Occhialini et Powell (1947) : mésons p± e e Emulsion exposée au rayons cosmiques en altitude, au Pic du Midi. mp± = 140 MeV/c²; t ~10-8 s C’est la particule de Yukawa mais elle se désintègre avant d’arriver au sol. La particule chargée émise dans la désintégration, appelée muon, se comporte comme un électron lourd ; c’est un lepton. mµ± = 106 GeV/c²; t ~10-6 s e e ~600 µm µ µ µ µ BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde p p p p

III.4.L’interaction nucléaire et les mésons (1934-1947) La découverte des mésons (1937-1947) La production de pions et découverte du méson p0 (1950) Après la guerre, les expériences auprès d’accélérateurs se développent et permettent de produire ces nouvelles particules, par interaction du faisceau avec une cible, notamment auprès du cyclotron de Berkeley. BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.4.L’interaction nucléaire et les mésons (1934-1947) La découverte des mésons (1937-1947) La production de pions et découverte du méson p0 (1950) Expériences auprès du cyclotron de Berkeley : Faisceau d’a de 380 MeV, envoyé sur une cible (noyaux) Particules négatives produites dans les interactions fortes, déviées par un champ magnétique et envoyées dans un stack d’émulsion nucléaire : identification de mésons p- Il a donc été possible de produire et d’identifier des p- ! Les pions neutres ne laissant pas de traces dans l’émulsion ne furent mis en évidence qu’en 1950, en observant les produits de leur désintégration: p0  g + g Les photons sont neutres aussi! BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.4.L’interaction nucléaire et les mésons (1934-1947) La découverte des mésons (1937-1947) La production de pions et découverte du méson p0 (1950) Expériences auprès du cyclotron de Berkeley : On peut les détecter s’ils se matérialisent en une paire e+e- , en interagissant avec un atome A : g + A  e+ + e- + A mp° = 135 MeV/c²; t ~10-16 s BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.5.L’équation de Dirac (1928) Le spin et le principe d’exclusion (rappel) Le spin - Uhlenbeck et Goudsmit (1925) Pour expliquer la levée de dégénérescence des niveaux d’énergie d’un atome plongé dans un champ magnétique, ils postulent l’existence d’une nouvelle propriété des particules, qui se comporte comme un moment angulaire, mais qui n’a pas d’équivalent en méca. class., le spin : S  moment magnétique associé Pour l’électron : De même pour les nucléons : Et de la polarisation des ondes é.m., on déduit pour le photon : BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.5.L’équation de Dirac (1928) Le spin et le principe d’exclusion (rappel) Fermions et bosons Les particules se répartissent en 2 catégories d’après leur spin : Les fermions sont les particules de spin demi-entier : 1/2, 3/2, ... Les systèmes de fermions identiques ont une fct d’onde antisymétrique : Les bosons sont les particules de spin entier : 0, 1, ... Les systèmes de bosons identiques ont une fct. d’onde symétrique : BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.5.L’équation de Dirac (1928) Le spin et le principe d’exclusion (rappel) Le principe d’exclusion D’abord énoncé comme principe par Pauli en 1925, puis plus tard (1940) comme théorème basé sur les principes de la méca. quant. rel. Le principe d'exclusion interdit à tout fermion appartenant à un système de fermions identiques d'avoir les mêmes nombres quantiques qu'un autre fermion du système. En effet, pour un système de 2 fermions identiques d’états quantiques a et b, on a (x1 et x2 sont leurs positions respectives) : BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.5.L’équation de Dirac (1928) Difficultés de l’équation de Klein-Gordon ne décrit que les particules de spin nul  OK pour p, mais qu’en est-il de tous les fermions (spin 1/2 entier), tel que l’e- ? basée sur la relation relativiste E² = p²c² + m² c4  à la solution physique d’énergie positive, + E, correspond une solution d’énergie négative, -E:  = ??? Implique la possibilité de transitions vers des énergies de plus en plus basse ! En outre E < 0  densité de probabilité r = 2 E |N|² < 0 !* Dirac essaye de trouver une autre équation relativiste inspirée de celle de Schrödinger * voir cours de QFT ou référence [Halzen et Martin] – p.74 BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.5.L’équation de Dirac (1928) Nvelle équation de méca. quant. relativiste Dirac essaye donc de trouver une équation qui soit linéaire en , soit Pour que cette équation soit invariante pour les transformations de Lorentz, il faut que l’Hamiltonien H soit aussi linéaire en ∂ / ∂xi, soit une combinaison linéaire du type : BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.5.L’équation de Dirac (1928) Nvelle équation de méca. quant. relativiste Il faut aussi que cette nouvelle équation satisfasse à la relation relativiste entre énergie et quantité de mouvement, soit : Donc : Ce qui implique : gi gj = -gj gi si i≠j, i,j = 0, 1, 2, 3 g0² = g1² = g2² = g3² BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.5.L’équation de Dirac (1928) Nvelle équation de méca. quant. relativiste Le fait que les coefficients gi ne commutent pas implique que ce ne peuvent être des nombres mais que ce sont des matrices. On peut voir que la plus petite dimension pour des matrices qui satisfont aux conditions ci-dessus est 4. L’équation de Dirac est donc une équation matricielle de dimension 4, qu’on écrit : Toutefois, il existe plusieurs solutions pour les matrices g (on dit représentations*) mais ce qui importe ici ce ne sont pas les valeurs de ces matrices mais que la fonction d’onde solution de l’équation de Dirac, sur laquelle agissent ces matrices 4x4 est nécessairement un vecteur à 4 composantes ( qu’on appelle spineur). * voir cours QFT ou [Halzen et Martin] p.101 BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.5.L’équation de Dirac (1928) Nvelle équation de méca. quant. relativiste Ce spineur possède 2 composantes correspondant à un état d’énergie E (par construction de l’équation de Dirac) et on peut montrer que ces 2 états correspondent aux 2 états de spin possibles pour une telle particule. La dégénérescence des 2 états d’énergie E indique qu’il existe un autre opérateur qui commute avec H et P et cet opérateur est celui qui projette le spin sur la direction du mvt*. Ces 2 solutions d’énergie E sont donc caractérisées par un nombre quantique qu’on appelle l’hélicité : S * voir cours QFT ou [Halzen et Martin] p.105 BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.5.L’équation de Dirac (1928) Nvelle équation de méca. quant. relativiste ... mais les 2 composantes restantes du spineur correspondent à 2 états d’énergie négative, -E. On retrouve donc le même problème qu’avec l’équation de Klein-Gordon et c’est inévitable à partir du moment où la relation relativiste entre P et E est quadratique en E. Toutefois, avec l’équation de Dirac, le spin est apparu ce qui permet de traiter le cas des fermions. Nous verrons que l’existence de ces solutions d’énergie négative va conduire à une découverte étonnante, celles des antiparticules ! * voir cours QFT ou [Halzen et Martin] p.101 BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.6.Les antiparticules (1930-1956) Explication de Dirac pour E<0 Comment expliquer que les e- atomiques n’effectuent pas de transitions vers des états d’énergie de plus en plus négative, en rayonnant une énergie qui tend vers l’infini? L’atome est pourtant stable et les électrons remplissent les états d’énergie >0 les plus bas ! Pour sauver son équation, Dirac suppose que tous les états E<0 sont déjà remplis par une mer d’ e- BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.6.Les antiparticules (1930-1956) Explication de Dirac pour E<0 Mais si c’est vrai, qu’arrive-t-il lorsqu’on fournit à un e- de la mer une énergie suffisante pour l’amener dans un état avec E >0 ? apparaît comme Absence e avec q = -e ~ Présence e avec q = +e Absence de son E < 0 ~ Présence d’une E > 0 Un trou dans la mer d’états d’électrons avec E<0, apparaît donc comme une particule ordinaire avec E > 0 mais q = +e ! Existerait-il une particule en tout point identique à l’électron, si ce n’est sa charge ? BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.6.Les antiparticules (1930-1956) Découverte du positron (Anderson – 1932) Trace d’une particule de charge +, avec perte d’énergie dans le plomb et ionisation incompatible avec celle d’un proton. Chambre de Wilson avec champ magnétique 60 MeV/c Par contre, trace semblable à celle d’un électron qui aurait une charge +e ! Il s’agissait de l’observation de la première antiparticule, l’antiélectron ou positron ! Pb e- 20 MeV/c e+ BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.6.Les antiparticules (1930-1956) Explication de Stuckelberg et Feynman pour E<0 (1940) : Solution de Dirac avec une mer d’e- peu satisfaisante  nvelle hypothèse, confortée par l’observation du positron : A toute particule de masse m et de charge q correspond une antiparticule de masse m et de charge –q En effet, la fonction d’onde solution de l’équation de Dirac en + Et peut s’expliquer aussi par une solution d’énergie positive mais pour laquelle l’e- remonte le temps (t<0). Or un e- qui remonte le temps est équivalent à un e+ qui évolue dans le sens du temps ! 1955 : découverte de l’antiproton 1956 : découverte de l’antineutron BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.6.Les antiparticules (1930-1956) Remarques Notation : l’antiparticule se note par une barre au-dessus du symbole p  p = antiproton n  n = antineutron e-  e- = e+ = positon ou positron Antiparticules des particules neutres : même charge, zéro! g = g p0 = p0 n ≠ n Explication : il existe d’autres nombres quantiques qui sont inversés lorsqu’on passe de la particule à son antiparticule (voir plus loin) BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.7.Les neutrinos et les interactions faibles(1930-1962) Anomalie dans les désintégrations b -1930 Il faut expliquer l’apparente non-conservation de l’énergie-impulsion dans les désintégrations b des noyaux radioactifs, supposées à l’époque, être des désintégrations à 2 corps : Si c’est une désintégration à 2 corps, l’énergie des 2 produits de désintégration est univoquement fixée par les masses en présence (voir TP). Or expérimentalement, on observe une distribution continue de l’énergie de l’e- émis, avec une valeur maximum qui est en 1ère approximation l’énergie unique qu’il devrait avoir pour une désintégration à 2 corps. BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.7.Les neutrinos et les interactions faibles(1930-1962) L’hypothèse de Pauli -1930 Pauli dans une lettre adressée à ses collègues : “I have hit upon a desperate remedy to save the law of conservation of energy.” - la non conservation de l’énergie n’est qu’apparente - une partie de l’énergie est donnée à un troisième corps, neutre (ne laisse pas d’ionisation dans le détecteur + conserv. de la charge) - n’a pas d’I.F.  n’interagit que très faiblement  indétectable - comme l’électron peut occasionnellement prendre toute l’énergie disponible: la masse de cette particule est petite (mn ~ 0) - pour pouvoir équilibrer le moment angulaire total, le spin doit être 1/2  hypothèse du neutrino : n BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.7.Les neutrinos et les interactions faibles(1930-1962) La théorie de Fermi - 1934 L’hypothèse de Pauli paraît d’abord saugrenue mais en 1934, E. Fermi construit une théorie qui rend compte non seulement de la radioactivité b- mais aussi de la radioactivité b+ (émission d’un positron) : Ce sont les 1ers exemples d’interactions faibles (I.f.). Le n ne peut interagir que par I.f., c’est pourquoi il était resté indétecté. Cette 1ère théorie des I.f. a dû être abandonnée car non renormalisable et ne décrit pas l’I.f. par l’échange d’une particule mais ses 1ers résultats étaient encourageants. Explique notamment : *le choix neutrino / antineutrino sera justifié plus loin. BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.7.Les neutrinos et les interactions faibles(1930-1962) 1ère observation d’une interaction de n Cowan et Reines – 1953 Pendant 20 ans, il n’a pas été possible d’observer un n, c’est-à-dire de le faire interagir, puisqu’il est neutre et ne peut laisser de trace directe dans un détecteur. Or la réaction inverse de la désintégration b+, par exemple : obtenue en changeant le n de membre (= renverser le temps) et en prenant son antiparticule (= changer le signe de la charge), devrait se produire. Mais il s’agit aussi d’une interaction faible! Le n interagit si faiblement qu’avec une énergie modérée (q.q. MeV), il peut traverser une épaisseur de Pb d’un millier d’années lumières sans interagir ! BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.7.Les neutrinos et les interactions faibles(1930-1962) 1ère observation d’une interaction de n Cowan et Reines – 1953 Pour observer q.q. interactions, il faut donc une source de n extrêmement intense. Cowan et Reines l’ont obtenue dans les désintégrations de n (désintégrations b) du réacteur nucléaire de Savannah River (US) : flux de 1013 n /cm²/s La cible était constituée de 2 réservoirs de 200l d’eau avec 40kg de chlorure de cadmium dissous  interactions : La cible était située à une dizaine de mètres du réacteur et entourée d’un épais blindage pour la protéger des neutrons non désintégrés ainsi que du rayonnement cosmique. BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.7.Les neutrinos et les interactions faibles(1930-1962) 1ère observation d’une interaction de n Cowan et Reines - 1953 Le Cd a pour rôle de ralentir les n et de provoquer leur capture : Quant aux e+, une fois arrêtés, ils s’annihilent avec des e- atomiques de la cible : pour donner 2 g colinéaires (voir TP) BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.7.Les neutrinos et les interactions faibles(1930-1962) 1ère observation d’une interaction de n Cowan et Reines - 1953 Les 2 cibles (en bleu) sont prises en sandwich par 3 tanks de liquide scintillant permettant de détecter les photons. La lumière de scintillation est détectée par de nombreux photomultiplicateurs situés autour du liquide scintillant. q.q. événements / h ! Confirmation seulement en 1956 BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.7.Les neutrinos et les interactions faibles(1930-1962) Nombre leptonique L’antineutrino est différent du neutrino! Les réactions observées par Cowan et Reines impliquent la particule émise dans la désintégration b- des n du réacteur, c’est-à-dire des (voir p.49): La réaction correspondant aux antiparticules doit donc se produire, à peu près au même taux, si les conditions d’énergie, de spin, etc ..., sont les mêmes : De même si on change de membre antiproton et antineutron en les remplaçant par leur antiparticule, la réaction doit aussi pouvoir se produire : BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.7.Les neutrinos et les interactions faibles(1930-1962) Nombres leptoniques L’antineutrino est différent du neutrino! Donc si n = , la réaction doit aussi se produire comme la réaction observée par Cowan et Reines; or elle n’est pas observée Par quoi donc diffèrent neutrinos et antineutrinos ? Par leur nombre quantique leptonique L : L = +1 pour les leptons : e-, µ- et n L = -1 pour les antileptons : e+, µ+ et L = 0 pour toutes les autres particules Le nombre leptonique est conservé. BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.7.Les neutrinos et les interactions faibles(1930-1962) Nombres leptoniques L’antineutrino est différent du neutrino! C’est par anticipation de la règle de conservation du nombre leptonique que j’ai annoncé l’émission d’un dans la désintégration b- et d’un n dans la désintégration b+: BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.7.Les neutrinos et les interactions faibles(1930-1962) Nombres leptoniques Il existe différentes espèces de neutrinos La réaction : n’est pas observée  impossibilité de transformer un µ en e? Non: se produit! Explication : Le nombre leptonique associé à l’électron et à son neutrino est distinct de celui associé au muon et à son neutrino et ils se conservent séparément. BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.7.Les neutrinos et les interactions faibles(1930-1962) Nombres leptoniques Il existe différentes espèces de neutrinos Nombre leptonique électronique Le = +1 pour l’électron et son neutrino : e- et ne Le = -1 pour l’antiélectron et l’antineutrino e : e+ et Le = 0 pour toutes les autres particules Nombre leptonique muonique: Lµ = +1 pour le muon et son neutrino : µ- et n µ Lµ = -1 pour l’anti muon et l’antineutrino µ : µ+ et Lµ = 0 pour toutes les autres particules Ceci explique la présence de 2 n dans la désintégration du µ : (attestée par la distribution d’énergie de l’e émis dans la désintégration du µ au repos) BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.7.Les neutrinos et les interactions faibles(1930-1962) Nombres leptoniques Il existe différentes espèces de neutrinos Cette hypothèse a été vérifiée avec le 1er faisceau de n de Brookhaven (BNL), produit par les désintégrations : p+  m+ n p-  m- BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.8.La stabilité du proton et le nombre baryonique Le proton semble stable Alors qu’on observe la chaîne de désintégrations : qui s’arrête à la plus légère des particules chargées, l’électron, le proton lui, plus lourd que le pion, ne semble pas pouvoir se désintégrer : et heureusement pour nous, le proton, à la base de toute matière, est stable ! BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.8.La stabilité du proton et le nombre baryonique Conservation du nombre baryonique Stückelberg - 1939 Lorsqu’une réaction ne peut se produire, on y associe une loi de conservation, comme on l’a fait pour les nombres leptoniques. On associe donc au proton un nouveau nombre quantique, le nombre baryonique, B (le proton fait partie de la catégorie des baryons). B = 1 pour le proton (arbitraire). Il y a conservation du nombre baryonique BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.8.La stabilité du proton et le nombre baryonique Conservation du nombre baryonique De même, on n’observe pas : Bien que cette désintégration soit possible du point de vue de la conservation de l’énergie-impulsion, de la charge électrique et des nombres leptoniques. Par conséquent la réaction suivante ne se produit pas non plus : De manière générale, le nombre baryonique des antiparticules est l’opposé de celui de leur particule. Ce qui implique que BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.8.La stabilité du proton et le nombre baryonique Conservation du nombre baryonique Le nombre baryonique est aussi conservé dans les interactions fortes : Les mésons p n’interviennent pas dans les bilans de nombres baryoniques; ils semblent pouvoir être produits en nombre quelconque, pourvu que la conservation de la charge et de l’énergie-impulsion soit respectée. pas observé observé BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.8.La stabilité du proton et le nombre baryonique Conservation du nombre baryonique Le nombre baryonique est aussi conservé dans les interactions é.m. La conservation du nombre baryonique est-elle vraiment absolue? au moment du bigbang, les baryons ont dû être crées par paires baryon-antibaryon or notre univers est un monde de protons et de neutrons, c-à-dire de baryons. Il y a donc dû y avoir une légère violation de cette loi à un moment de l’évolution de l’univers.  le proton se désintègre-t-il tout de même, à un taux très faible? Exp.ment :  (p)  1033 ans BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.8.La stabilité du proton et le nombre baryonique Mésons, baryons et hadrons Il semble donc que parmi les particules qui ne sont pas des leptons, celles qui peuvent participer aux interactions fortes, contrairement aux leptons, il y en ait de deux catégories qui se comportent très différemment : les mésons, sur lesquels la loi de conservation du nombre baryonique ne joue pas (il est nul) et les baryons qui ont un nombre baryonique non nul. Mésons et baryons appartiennent à la famille des hadrons. BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.9.Les particules étranges (1947-1960) Observation de nouveaux mésons K0 - Rochester et Butler - 1947 Observation d’une nouvelle particule inattendue, dans une chambre à brouillard exposée au rayonnement cosmique en altitude. Les particules cosmiques entrent dans la chambre par le haut à gauche, traversent une épaisseur de plomb et en interagissant, produisent une particule neutre dont la présence se révèle par sa désintégration en 2 particules chargées, ressemblant à une sorte de "V". L’étude de l’ionisation des traces montre que ces particules chargées sont un π+ et un π−. Le calcul de leur masse invariante indique que cette nouvelle particule appelée d’abord V0, puis q0, puis finalement kaon ou K0, a une masse : BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.9.Les particules étranges (1947-1960) Observation de nouveaux mésons K+ - Brown - 1949 Evénement enregistré au moyen d'une émulsion nucléaire exposée en altitude (≈ 3500m) montrant la désintégration d'un kaon chargé (d'abord appelé t+) La particule K+ provenant du haut, se désintègre au point A en produisant 3 particules chargées qui laissent une trace dans l’émulsion. La trace du π− est fortement ionisée se qui révèle qu’il a peu d’énergie (voir plus loin), s’arrête et interagit avec un noyau au point B. BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.9.Les particules étranges (1947-1960) Observation de nouveaux mésons Ce n’est en fait que plus tard, vers 1956, qu’on a compris que K0 et K± étaient des particules très semblables, ne se distinguant que par leur charge et des masses légèrement différentes ; c’est pourquoi on leur à donné le même nom, kaon (comme les pions ou les nucléons, proton et neutron). Ils se désintègrent en pions; ce ne sont donc pas des baryons mais des mésons, tout comme les pions. Plus tard, toute une série d’autres mésons furent mis en évidence expérimentalement : h, j, w, r, etc ...(voir Particle Data Group sur internet – lien dans l’UV) BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.9.Les particules étranges (1947-1960) Observation de nouveaux baryons L0 – groupe d’Anderson - 1950 Un autre type de V0 est observé sur un cliché de chambre à brouillard mais cette fois, les produits de désintégration sont un p- et un proton. C’est donc un nouveau baryon ! Le proton (940 MeV/c²), assez lourd, donne une trace plus dense et moins courbée tandis que le pion (140 MeV/c²) plus léger conduit à une trace moins dense et de courbure plus prononcée. p p- BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.9.Les particules étranges (1947-1960) Observation de nouveaux baryons S0 - 1956 Observation sur un cliché de chambre à bulles remplie de propane de : Et la liste de baryons s’allonge : S±, X0, X-, S*, D, X*, etc ... Le proton reste le plus léger des baryons; c’est pourquoi il est stable. BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.9.Les particules étranges (1947-1960) Un nouveau nombre quantique, l’étrangeté La plupart des nouvelles particules, mésons ou baryons semblent ne pas pouvoir être crées seules au cours d’interactions de nucléons et/ou de pions; elles apparaissent toujours par paires, comme pour le processus schématisé à gauche . Processus observés Non observés Pourtant ces réactions non observées sont énergétiquement possibles et conservent le nombre baryonique. BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.9.Les particules étranges (1947-1960) Un nouveau nombre quantique, l’étrangeté Explication : Il existe un nouveau nombre quantique, l’étrangeté, S, qui est conservé dans les interactions fortes. Si on attribue arbitrairement une étrangeté +1 aux K+ et au K0, l’observation des réactions de la page précédente, implique que l’étrangeté du L et des S vaut -1. Les hadrons ordinaires, pions et nucléons ont une étrangeté nulle. L’obervation d’autres réactions de production de particules étranges a permis d’attribuer une étrangeté -1 au K-, -2 au X, etc... Les antiparticules ont une étrangeté opposée à celle de leur particule. BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.9.Les particules étranges (1947-1960) Un nouveau nombre quantique, l’étrangeté Etrangeté supplémentaire : L’étrangeté n’est pas conservée dans les interactions faibles, contrairement aux nombres leptoniques et baryonique. L’étrangeté n’est pas conservée dans les désintégrations de particules étranges, comme celles ci-dessous : BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.10.Résumé de la situation au début des années 60 Particules S = 0 (p, n, D ...) chargés (e-, µ-) FERMIONS = BARYONS + LEPTONS (s = 1/2, 3/2, ...) B ¹ 0 S ¹ 0 (L, S, X D* ...) neutres (ne, nµ) HADRONS S = 0 (p, h, w, r ...) BOSONS = MESONS + PHOTON g (s = 0, 1, ...) B = 0 S ¹ 0 (K, K* ...) = médiateur des forces él. magn. + ANTIPARTICULES : inversion de Q, B, S, Le, Lµ Note : p- º p+ p+ º p- p0 º p0 h w BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde ¼

III.10.Résumé de la situation au début des années 60 Interactions Int. FORTE - entre les hadrons - courte portée ~ 1 fm. Echange de p selon Yukawa ? Intensité 1 - conservation de S (notamment) Int. é.m.. - entre part. chargées (ou composées de part. chargées ...) - portée infinie Echange de g (mg = 0) Intensité ~10-2 - conservation de S (notamment) Int. FAIBLE - entre toutes les particules (sauf g) mais négligeable si une autre interaction est permise - très courte portée (contact ?) Intensité ~10-10 - pas de conservation de S Conservé dans toutes les intions : Etot, Ptot, Q J, J3 (ou Jz) (J = L + S) B, Le, Lµ (?) Gravitation : négligeable (I ~ 10-36) BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

III.10.Résumé de la situation au début des années 60 Conclusions A cette époque, la physique des particules se trouvait dans la même situation que la chimie avant la découverte du tableau périodique : les constituants supposés élémentaires de la matière, p, n et e-sont suivis par une multitude d’autres particules. Certaines semblent avoir un rôle comme le g et le p0 ou étaient attendues, comme le n et les antiparticules mais les autres ? Quel est leur rôle ? Pourquoi sont-elles là ? pour rendre compte des phénomènes observés, des nombres quantiques ont dû être introduits et suivent des règles dont on ne comprend pas la raison d’être : il s’agit de simples recettes. La physique des particules attendait son tableau périodique qui classe les particules suivant leurs propriétés et a mené au modèle des quarks. Pour l’établir, il a fallu faire appel à des accélérateurs de plus en plus puissants (voir chapitre suivant). BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde

Références “Introduction to Elementary Particles”, David Griffiths, 2nd Revised Edition (2008), Wiley-VCH. “Particle Physics”, B.R. Martin and G. Shaw, 3rd Edition (2008), Wiley. “Quarks & Leptons : An Introductory Course in Modern Particle Physics”, F. Halzen, A. D. Martin (1984), Wiley. BA3-physique -2009-2010 C. Vander Velde