La Physique des Particules et ses enjeux

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1 La Physique des Particules et ses enjeux
Conférence à l’Université Nationale de Hà Nôi Trân Minh Tâm Ecole Polytechnique Fédérale de Lausanne (Suisse)

2 Un voyage au travers de la Physique des particules
Au début du XXème siècle : La matière, l’atome, la lumière, la radioactivité, les questions. Les forces fondamentales, les symétries Les particules de nos jours Les théories de jauge, base de la Physique des particules Le modèle standard, ses succès Les questions actuelles Le LHC, futur accélérateur du CERN, les défis techniques. Le lien entre Physique des particules et Cosmologie. En guise de conclusion Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

3 Au début du XX siècle Au début du XXème, on connaissait :
Les états de la matière. L’atome (Démocrite), les molécules, les cristaux. La lumière, les RX (Roentgen). La radioactivité (alpha, bêta, gamma). Les électrons (Thomson). Avec les ions, on savait que la masse des électrons est < 1/1000 celle de l’atome. Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

4 Au début du XX siècle: Images de l’atome
J.J. Thomson découvre l’électron, mesure le rapport e/m (1897) et donne une première image de l’atome. Rutherford mesure la diffusion des a sur l’or (1909) : le noyau atomique a un diamètre de quelques femtomètres m. Rutherford Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

5 Au début du XX siècle: Deux problèmes
La vitesse de la lumière est constante: en contradiction avec le sens commun. Sera résolu avec la relativité restreinte. Les interactions de la lumière avec la matière : problème du rayonnement du corps noir. 1900 : quantification de l’émission et de l’absorption de la lumière (Planck). Début de la Mécanique Quantique. Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

6 Les forces fondamentales
C’est une très grande beauté de la Physique que de pouvoir montrer que les phénomènes de la nature peuvent être attribués à 4 forces : la force électromagnétique, la force nucléaire « forte », la force faible, la force gravitationnelle. Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

7 La force électromagnétique
De loin la mieux connue : longue portée, intensité caractérisée par la constante de structure fine a = 1/137 = e2/(h/2π)c. -> peut être un modèle pour les autres forces. Origine : la charge électrique. Charges en mouvement -> champs magnétiques. Charges accélérés -> champs électromagnétiques. Equations de Maxwell ! Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

8 La force nucléaire forte (1)
1932 : découverte du neutron par Chadwick. Pour garder n et p dans le noyau, la force nucléaire : -> doit vaincre la répulsion coulombienne (-> forte !), -> doit être de courte portée, -> doit être indépendante de la charge (noyaux miroirs) : il existe une symétrie (interne) entre protons et neutrons ! Heisenberg : n et p sont 2 états d’une même particule pour l’interaction forte. Noyaux miroirs -> notion d’isospin. Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

9 La force nucléaire forte (2)
Désintégration des noyaux : -> force forte à courte portée, -> stabilité du noyau ≈ équilibre entre force forte et force répulsive électrique. Maximum de liaison : Fe56. Désintégration a : noyau He4, très lié, passe la barrière potentielle par effet tunnel. Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

10 La force faible Responsable de la désintégration b des noyaux qui diminuent ainsi le nombre de leurs nucléons excédentaires. Spectre b continu -> (Pauli 1930) -> 3ème particule très légère émise : le neutrino, -> spin du neutrino : 1/2, -> le neutrino interagit via la force faible puisque la force forte n’agit pas dans la désintégration b et le neutrino n’est pas chargé. Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

11 Les symétries Les symétries sont fascinantes dans le monde macroscopique (cristaux, ailes de papillons…). En Physique des particules, les symétries sont liées à la dynamique des systèmes étudiés, nous allons le voir. Les symétries sont décrites par une branche des Mathématiques appelée « Théorie des groupes ». Nous allons passer en revue les diverses symétries. Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

12 Les symétries d’espace et de temps
Les lois de la Physique peuvent être formulées dans un système de référence donné. Cependant, ces lois doivent être indépendantes du choix du référentiel, c.à.d. des transformations nécessaires pour le passage d’un référentiel à l’autre. Théorème de Noether : invariance sous une translation temporelle -> conservation de E, invariance sous une translation d’espace -> conservation de p, invariance sous une rotation -> conservation du moment cinétique. Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

13 Les symétries discrètes
En Physique des particules, nous avons en plus des transformations d’espace-temps, des symétries discrètres qui nous renseignent la possibilité ou non d’une réaction: La parité (ou inversion d’espace) P y(x,t) = y(- x,t) La conjugaison de charge C transforme particule en antiparticule; exemple, s’il y a symétrie sous C de la physique sous-jacente, e- p -> e- p est identique à e+ p -> e+ p Le renversement du temps T est obtenu en faisant s’écouler le temps à l’envers, c.à.d. en inversant la réaction; exemple, s’il y a invariance sous T, p-p -> g n a la même probabilité que g n -> p-p. Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

14 Les symétries discrètes
On peut aussi considérer une succession de transformations discrètes, par ex. CP : On applique la transformation P à un système de particules, puis la transformation C. Nouveau système d’antiparticules dans un référentiel inversé. Si la Physique qui gouverne l’évolution des 2 systèmes est invariant sous CP, les 2 systèmes se comporteront exactement de la même manière. On pense que les lois de la Physique sont invariantes sous CPT (Théorème). Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

15 Les symétries internes
Nous avons vu un exemple de symétrie interne lors de la discussion des noyaux miroirs : l’interaction forte entre nucléons (proton ou neutron) est indépendante de la charge. Il s’agit ici de la symétrie neutron-proton, une symétrie interne des nucléons. Nous allons aussi voir d’autres particules caractérisées par des nombres quantiques nouveaux (étrangeté, charme, beauté, …) qui permettent de les classer en des ensembles présentant des symétries internes. Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

16 Les symétries dynamiques
Symétries espace-temps <-> conservation de p, E et de J. Mais il existe d’autres lois de conservations, comme celle de la charge électrique. Mathématiquement, pour avoir la conservation de la charge, le Lagrangien doit être invariant sous une transformation de phase de la fonction d’onde. Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

17 Les particules de nos jours
La matière est composée de 3 familles de quarks et de leptons groupés en doublets. Les leptons n’ont pas d’interaction forte. Les neutrinos n’ont que des interactions faibles. Les quarks et les leptons chargés ont des interactions électromagnétiques et faibles. Charge des quarks : 2/3 et -1/3 Charge des leptons : 0 et -1 Proton : (uud) neutron : (ddu) Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

18 Les doublets Quarks et leptons apparaissent en couples.
De même qu’Heisenberg avait proposé la symétrie p-n, on doit maintenant parler de symétrie u-d . -> isospin des quarks : un vecteur isospin dans l’espace interne des quarks fixe la nature du quark et la rotation de ce vecteur donne la transformation d’un quark u en d et inversément. De même, le vecteur isospin dans l’espace interne des leptons détermine la nature du lepton : e ou ne, µ ou nµ … Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

19 Les théories de jauge, base de la Physique des particules (1)
Le tableau de particules avec les interactions discutées permet d’expliquer tous les phénomènes sub-nucléaires. Cependant, les physiciens ont compris qu’il existe une relation plus profonde entre forces et matière : la matière n’est pas là uniquement pour que les forces s’y exercent! Toutes les forces qui sont apparues dans les transparents précédents peuvent être déduites d’un même principe de symétrie de la matière, qu’on appelle « principe d’invariance de jauge locale ». Ce principe est lié à une symétrie dans l’espace interne des quarks et des leptons. Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

20 Les théories de jauge, base de la Physique des particules (2)
Heisenberg : n et p sont 2 états du nucléon (introduction de l’isospin). -> pour l’interaction forte, rien ne change si on fait tourner tous les vecteurs isospin de l’Univers globalement d’un même angle. Que se passe-t-il si on considère une rotation d’un angle différent en chaque point de l’espace ? (C.N. Yang et R.L. Mills 1954). Rotation « locale » Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

21 Les théories de jauge, base de la Physique des particules (3)
Yang et Mills conclurent que la demande d’invariance ne peut être satisfaite que s’il existe des « messagers » transportant d’un point à un autre de l’espace l’information que le vecteur interne d’une particule a tourné. C’est le principe d’invariance de jauge locale. Appliqué aux interaction é.m. et faibles, ce principe est à la base du modèle standard électro-faible. Le modèle standard prédit la masse des messagers W± , Z0 , ce dernier étant le boson intermédiaire des interactions faibles à courant neutre. Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

22 Les théories de jauge, exemple de la QED
G L(y) --> L(y*) exprime que les lois de la Physique sont indépendantes des conventions de phase. G(x) L(y) --> L*(y*) L  L* ! G(x) L(y) --> L(y*,A*) A est le 4-vecteur du champ électromagnétique. Pour l’électromagnétisme, on peut changer la phase de la f.o. de la particule chargée globalement. Si nous demandons une invariance de jauge locale, le lagrangien n’est plus le même. Introduction du photon : l’invariance de jauge locale est rétablie et implique la présence d’un boson de jauge sans masse : le photon. Symétrie de jauge -> conservation de la charge électrique. Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

23 Le modèle standard On recherche une théorie invariante de jauge localement pour les interactions faibles, électromagnétiques et fortes. La complication, par rapport à la QED, est que les bosons de jauge de l’interaction faible sont massifs. La brisure spontanée de la symétrie du vide et le mécanisme de Higgs permet de donner une masse aux bosons intermédiaires de l’interaction faible et de garder le photon sans masse. Ce faisant, on a introduit des bosons de Higgs dont le couplage avec les particules leur donne leur masse. Pour les interactions fortes, les bosons de jauge, les gluons, servent de messager de la force forte entre les quarks et entre eux-même. La « charge forte » est ici la « couleur ». Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

24 La brisure spontanée de symétrie et le mécanisme de Higgs (1)
Il existe souvent en Physique des théories symétriques qui ont des solutions asymétriques. En Théorie quantique, les particules sont décrites par des champs. Le niveau fondamental (état dans le vide) correspond au minimum d’énergie. Considérons un doublet F = (f1, f2) (analogue au nucléon N = (p, n)) et un potentiel d’interaction U(F) entre f1 et f2 de la forme dessinée. Demandons l’invariance de jauge locale. Invariance de jauge locale (rotation dans l’espace F -> introd de particule de jauge Lagrangien : L(f1, f2, A). Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

25 La brisure spontanée de symétrie et le mécanisme de Higgs (2)
A transporte l’information (f1, f2) d’un point à un autre. Nous pouvons redéfinir les champs pour être dans un état de minimum d’énergie f1 f1 et f’ = f Pas de changement de physique ! On obtient comme résultat : f’ acquiert une masse prop. à R ’ disparaît La particule de jauge A a une masse proportionnelle à R. La symétrie initiale est brisée ! G(x) L(f1, f2, A) -> L(f1, f2, A*) Invariance de jauge locale. À ce point, la particule de jauge A n’a pas de masse. Brisure spontanée de symétrie L(f1, f2, A)  L(f1, f2, A) Le nombre de degrés de liberté (d.l.) est conservé: F : 2 d.l., A : 2 d.l. (sans masse) 2’ : 1 d.l., A : 3 d.l. (A massif)  est la particule de Higgs Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

26 Les particules prennent une masse !
Nous venons de voir comment les particules de jauge acquièrent une masse. Nous devons aussi introduire dans le Lagrangien les interactions de la particule de Higgs avec les particules ordinaires : cette interaction leur donne leur masse. Cette interaction est cependant mal connue. Analogie 1 : Dans un grande salle, se tient une réunion de députés; ces derniers sont répartis uniformément dans la salle et discutent. Arrive le premier ministre : les députés qui sont près de lui l’entourent pour lui parler. Le premier ministre doit développer une force plus grande pour se déplacer : tout se passe comme s’il avait pris de la masse ! Analogie 2 : viscosité sur une particule traversant un liquide visqueux -> plus l’interaction est grande, plus la particule semble massive ! La découverte de la particule de Higgs est donc essentielle ! Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

27 Succès et faiblesses du modèle
Le modèle standard a 18 paramètres libres, dont la constante de couplage a et l’angle de Weinberg qW. Toutes les particules du modèle ont été observées, à l’exception du boson de Higgs. Le modèle a été testée dans de nombreuses expériences Observation des courants neutres au CERN (Gargamelle 1973) Observation des bosons intermédiaires W± et Z0 (UA1 et UA2 1984) 3 familles de neutrinos -> 3 familles de fermions (LEP 1992) Quark top découvert par l’expérience CDF (FNAL 1995). Mais : 18 paramètres ! Existe-t-il une autre théorie ? Existe-t-il une théorie du tout ? Des particules plus élémentaires ? Quelle est l’origine de la violation de CP observée dans le système des K0 ? Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

28 Les interactions encore une fois
Dans la désintégration b, due à l’interaction faible, on a la transformation d’un quark d en un quark u. Cette interaction résulte de l’échange d’un médiateur, le boson intermédiaire W- (O. Klein 1938). Le boson W+ existe aussi (dés. +). Le médiateur de l’interaction électromagnétique est le photon. Le médiateur des interactions fortes entre quarks est le gluon. Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

29 Encore une fois, les particules et les interactions
Gluons (8) Quarks Mésons Baryons Noyaux Graviton ? Bosons (W±, Z0) Atomes Lumière Chimie Electronique Système Solaire Galaxies Trous noirs Désintégration du neutron Radioactivité béta Interactions de neutrinos Combustion du soleil Forte Photon Faible Gravitationnelle Bottom Etrange Down Top Charm Up 2/3 -1/3 chaque quark : R , B G en 3 couleurs Charge électrique Tau Muon Electron Neutrino -1 Leptons Electromagnétique DESY (79) Perl (75) Anderson (37) Neddermeyer Compton (23) Einstein? (05) Thomson e– (1897) Anderson e+ (32) Lederman (77) CDF (95) Gell-Man Zweig (64) Friedman et al. Ting/Richter (74) Rubbia (83) Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

30 Quelques résultats spectaculaires du CERN
Le complexe des accélérateurs du CERN est évolutif : un accélérateur sert comme injecteur au prochain ! -> différent de la philosophie des USA. -> minimisation des coûts et diversification des programmes expérimentaux. Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

31 Découverte des bosons W± et Z0 au collisionneur p-antiproton (SppS)
Le SPS est utilisé comme anneau de stockage de protons et d’antiprotons sur une idée de C. Rubbia. On utilise les quarks et antiquarks des p et p : u + d -> W+ -> e+ ne u + u -> Z0 -> m+m- p p -> Z0 -> m+m-  Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

32 Une expérience au LEP (Lab. à Electron et Positons) : DELPHI
DELPHI est l’une des 4 expériences au LEP Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

33 Une expérience au LEP (Lab. à Electron et Positons) : DELPHI (2)
Le « bouchon » sur DELPHI e+ e- -> Z0 -> q q Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

34 Vérification du modèle standard au LEP : nombre de familles
Le modèle standard prévoit 3 familles de fermions. En ordonnée : section efficace totale visible, c.à.d. nombre de Z0 produits par collision e+e- et donnant lieu à détection. Z0 se désintègre aussi en neutrinos qui s’échappent sans être détectés. Les lignes correspondent aux prédiction théoriques du modèle standard pour 2, 3 et 4 familles de neutrinos. Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

35 Les défis actuels de la Physique des Particules
Les grandes questions de la Physique des Particules : origine de la masse de la matière (mécanisme de Higgs ? Supersymétrie ?), nature de la matière noire de l’Univers (masse des neutrinos ? particules supersymétriques ? autre chose ?), prépondérance de la matière sur l’antimatière dans l’Univers (liée à la violation de l’invariance sous CP ? [Sakharov]), stabilité de la matière (désintégration du proton), théorie unitaire incluant la gravitation ? -> String Theories ? Nombre de dimensions de l’Univers? Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

36 Les expériences et les projets
Fabriques de mésons B : BaBar (USA) et Belle (Japon) [première étude de la violation de CP]. Expériences neutrinos : Super-Kamiokande (Japon), K2K (Japon), SNO (Canada), Minos (USA) [recherche et étude des oscillations des n, preuve que les n ont une masse (petite)]. Faisceau de neutrinos (CGNS) entre le CERN et le laboratoire souterrain du Gran Sasso (≥ 2005) [ recherche de nm  nt]. Grand collisionneur à hadrons (LHC) (√s = 14 TeV). Le programme le plus ambitieux jamais entrepris par le CERN (≥ 2007), en partenariat avec la plupart des pays de la planète et l’industrie [recherche de la particule de Higgs et des particules supersymétriques]. Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

37 Les enjeux Nous allons traiter de 2 enjeux actuels :
Le LHC, son utilité pour la Physique des particules, les défis technologiques qui lui sont liés. La connexion entre Physique des particules et cosmologie. Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

38 Le collisionneur LHC: recherche du Higgs et de la supersymétrie
Les données du LEP sont si précises (masse du Z0 connue avec une précision de 1/105) qu’elles sont sensibles à des phénomènes qui ont lieu à des énergies beaucoup plus hautes : ex. mtop aussi précise que la première mesure ! Nous pouvons penser que des phénomènes nouveaux vont se manifester à l’énergie du LHC √s = 14 TeV : Mise en évidence du Higgs, de la Supersymétrie… Le LHC, dont les études ont commencé il y a plus de 15 ans devrait être mis en service en 2007 et fonctionner pendant au moins 15 ans. Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

39 Les défis techniques du collisionneur LHC
Accélérateurs Energie : 5 fois celle du LEP (constituants), 70 fois (faisceau), Luminosité : 100 celle des collisionneurs précédents (dn=L x s x dt) 5000 aimants supraconducteurs (1.9K He superfluide : plus grande station cryogénique au monde) dont 1296 dipôles de 8,4 Tesla sur ~ 27 km, grâce auxquels le LHC ne consommera pas plus d’électricité (d’énergie) que le LEP. Technologies de détection des particules (pixel, électronique résistante aux radiations, DAQ, etc.) déployées dans quatre grands détecteurs : ALICE, ATLAS, CMS et LHCb. Les moyens de calculs (ordinateurs) et de communication. Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

40 Les détecteurs au LHC : exemple CMS
La collaboration CMS est une grande collaboration de 2000 physiciens Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

41 Un événement simulé dans CMS: Higgs --> 4 muons
Collision de 2 protons : Les particules produites laissent des impacts dans les détecteurs et on reconstruit leurs traces ainsi que les énergies qu’ils laissent dans les détecteurs. Les collisions se succèdent à une fréquence de 40 MHz (25 ns). Beaucoup de particules produites vue l’énergie en jeu. -> stratégie de prise des données et d’analyse ! Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

42 Défis dans l’enregistrement et le traitement des données du LHC
40 MHz (25 ns), 109 événements par seconde -> 1 Peta (1015)Bytes par seconde ! Un détecteur LHC devra gérer, en données numériques, 100 fois l’équivalent de toutes les conversations téléphoniques de la planète, si tout le monde utilisait un téléphone portable en même temps (1 téléphone numérique = 1-2 KBytes/sec). Le taux de données enregistrées doit être réduit à 1 ou 2 Giga (109) Bytes par seconde (réduction d’un facteur 106 !) ce qui implique : Très grande puissance de calcul en ligne (on-line) pour sélectionner les bons événements (trigger), (1000 PC 2007, > 10 fois plus puissants qu’aujourd’hui). Immense capacité de stockage des données (2 Peta Bytes/an !) correspondant à plus de 3 km d’épaisseur de CD (600 MBytes/CD). Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

43 Défis dans l’enregistrement et le traitement des données du LHC
Le travail d’analyse des données pour extraire les réponses de physique fera appel à une technologie des ordinateurs encore en développement. Exemple : le Nintendo 64 aujourd’hui = CRAY/XMP l’ordinateur le plus puissant du CERN (et d’Europe) à la fin des années 1970) On ne pourrait pas le faire avec la technologie disponible aujourd’hui ! (Il faut faire confiance aux physiciens !) Nouvelle infrastructure informatique à développer permettant de nouvelles applications basées sur le couplage à haute vitesse des individus, des ordinateurs, des bases de données, des instruments scientifiques, etc. (projet GRID voir Pour en savoir plus sur le CERN : Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

44 Physique des particules et cosmologie
Convergence de 2 branches fondamentales de la Physique dans le cadre de la théorie du Big Bang : l’une traitant de l’infiniment petit, l’autre de l’infiniment grand. Big Bang : l’Univers a commencé, il y a 15x109 années d’une singularité de l’espace-temps à partir d’une explosion. Il n’a depuis cessé de s’étendre. L’Univers primordial était composé de particules élémentaires et son évolution dictée par les forces fondamentales agissant sur ces particules. Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

45 Trois observations cosmologiques
Les galaxies s’éloignent les unes des autres à une vitesse d’autant plus grande qu’elles sont éloignées (E. Hubble, 1929) v = H.r avec H = 100h km s-1/Mpc (1 ≥ h ≥ 0.4) (1 Mpc = 3 x 106 années lumière), Les éléments légers sont abondants (G. Gamov, ~1950). Ces éléments ont été synthétisés à une température de 109 K. Bruit isotrope à 2.7 K (A. Penzias et R. Wilson, 1965). C’est le rayonnement é.m. fossile d’une époque où l’Univers était beaucoup plus chaud; il s’est depuis refroidi dans son expansion jusqu’à 2.7 K. Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

46 Le Big Bang Idées sous-jacentes : Exemple : Interact. électro-faible
1) Il existe une théorie grand-unifiée GUT pour laquelle la différence entre interactions électro-faibles et fortes serait due à des comportements différents à faible énergie. 2) Il existe donc de paliers d’énergie, de température, donc de temps (expansion). Exemple : Interact. électro-faible Masses des bosons: MW = 80 GeV, MZ = 91 GeV, Mg = 0 GeV Si E >> MZ, p.ex 104 GeV, -> masse peu importante -> bosons produits en égale importance -> symétrie entre int. faibles et é.m. Si E << MW, W et Z ne sont plus produites que sous forme de particules virtuelles -> interaction faible à courte portée (principe d’incertitude). Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

47 Quelques étapes dans la théorie du Big Bang
10-43 s , T  1032 K  1019 GeV Règne des GUT (?) . Particules et particules en nombre égaux, s’annihilant et se reformant. 10-34 s , T   Fin des GUT. Excès de matière sur l’antimatière. 10-10 s , T  1015 K  102 GeV Distinction entre é.m et faible. Protons, neutrons sont formés et sont en équilibre : ne + p <-> e+ + n ne + n <-> e- + p 1 seconde T  1010 K  1 MeV Avec T = 1 MeV, l’équilibre entre p et n est rompue. Les neutrons se désintègrent. 3 minutes T   x 108 K Début de la nucléosynthèse qui durera quelques heures -> 25% de He et 75% de H. 105 années T  K Les photons n’ont plus assez d’énergie pour dissocier les atomes -> rayonnement fossile. 109 années : premières galaxies ! Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

48 Physique des particules et cosmologie
Hà Nôi, Mars 2004

49 Les sujets non traités La prépondérance de la matière sur l’antimatière On pense qu’à la fin de l’époque des GUT, une légère violation des symétries C et CP aurait pu entraîner un excès de matière sur l’antimatière. Masse sombre de l’Univers Moins de 10% la masse de l’Univers est brillante. Que sont les 90% restant ? Nous savons maintenant que les neutrinos « oscillent », c.à.d. que leur état propre de masse est différent de leur état propre de l’interaction faible : ils ont une masse. Pour combien contribuent-ils à la masse sombre ? Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

50 En guise de conclusion La Physique des particules telle qu’on l’étudie et pratique aujourd’hui est un exemple de recherche dite "fondamentale". La recherche fondamentale est l’expression même de la curiosité humaine, du besoin de comprendre l’Univers dans lequel nous vivons, la structure de la matière et la vie. L’histoire montre que c’est cette curiosité humaine qui est à la base du développement et du progrès de toute société, et que le développement même d’une civilisation est lié au soutien qu’elle apporte à la recherche fondamentale. Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004

51 En guise de conclusion Il y a un siècle, on venait de découvrir les électrons. La vie maintenant est impensable sans les électrons: Ils nous amène la lumière dans nos foyers, transportent nos voix à nos êtres chers, peignent des images sur nos écrans… Et pourtant, les électrons n’ont pas été recherchés pour ces applications, mais pour la connaissance pure … Qui peut dire à l’avance les bénéfices que nous pouvons tirer de la recherche fondamentale ? Y aura-t-il une innovation associée aux découvertes des W± et Z0? Les outils développés pour la recherche fondamentale trouvent cependant rapidement des applications dans d’autres domaines; Ex. : www, hadronthérapie, détecteurs dans l’imagerie médicale… Physique des Particules Hà Nôi, Mars 2004