Figure 1.14 A gauche : détecteur de l'expérience CHOOZ.
A droite : limite d'exclusion à 90% et 95% de niveau de con ance sur la valeur de θ13 en fonction de Δm2
13 pour l'expérience CHOOZ. Les limites obtenues par Kamiokande lors de la publication de ces résultats sont aussi présentées
situé dans une laboratoire souterrain protégée des rayons cosmiques par l'équivalent de 300 m d'eau. Ilobservait, grâce à l'interaction β inverse, les ¯νe émis par deux réacteurs proches (¯νe+ p → n + e+). Le détecteur était composé de trois zones concentriques (cf. Figure 1.14, gauche) : une sphère de plexiglas transparente remplie de liquide scintillateur dopé au gadolinium (Gd), une enveloppe entourée de parois opaque remplie de liquide scintillateur non dopé et la région externe servant de VETO. Les résultats présentés ne permettent pas de conclure à un comportement oscillatoire pour CHOOZ [47] ni pour Palo Verde [46]. Le rapport entre le nombre de positrons attendus et observés donne :
RCHOOZ = 1.01 ± 2.8% (stat.) ± 2.7% (syst.) (1.60)
RP alo V erde= 1.01 ± 2.4% (stat.) ± 5.3% (syst.) (1.61)
Le spectre d'énergie des positrons ne montre pas de dépendance en énergie du ux observé. La meilleur connaissance des erreurs systématiques fait la force de CHOOZ. En eet ce détecteur a été construit avant la mise en route des réacteurs ce qui a permis de comparer le ux sans réacteur au ux avec un réacteur, puis deux réacteurs.
Ainsi, l'hypothèse de l'oscillation νμ→ νe (car le terme dominant de cette probabilité d'oscillation dépend des mêmes paramètres) dans le domaine des neutrinos atmosphériques est fortement rejetée. Les premiers résultats du secteur solaire permettent de lever une dernière ambiguïté et de produire des limites sur les paramètres dans le secteur réacteur à 90% de niveau de con ance [47] (cf. Figure 1.14, droite) :
Δm223 Δm213 = 2.4 × 10−3 eV2 (1.62) sin2θ13 ≤ 0.14 (1.63)
Résultats de Super-Kamiokande
Figure 1.15 Distribution des événements μ et e, sub-GeV et multi-GeV en fonction de l'angle zénithal : les particules montantes ont un cos Θ < 0 et les descendantes ont un cos Θ > 0. La région hachurée représente les résultats attendus par la simulation Monte Carlo sans oscillation. La ligne noire représente le meilleur ajustement des données en considérant des oscillations νμ→ ντ.
Une des caractéristiques principales de Super-Kamiokande est sa mesure, en consid-érant des interactions quasi-élastiques, de l'angle d'incidence des neutrinos (cf. 1.4.2). On peut donc étudier le rapport R (rapport entre les prédictions du SSMet l'observation) en fonction de la distance parcourue par les neutrinos avant leur interaction. En prenant en compte toutes les directions d'incidence, en 1998, les mesures sont [29] :
Rsub−GeV = 0.63 ± 0.03 (stat.) ± 0.05 (sys.) (1.64)
Rmulti−GeV = 0.65 ± 0.05 (stat.) ± 0.08 (sys.) (1.65)
Ce rapport est inférieur à 1. Super-Kamiodande a donc proposé une analyse basée sur le nombre d'événements de types μ et e attendus et observés en considérant ou non les oscillations [29] (cf. Figure 1.15). Une deuxième analyse est produite en observant les uctuations du rapport du nombre des événements observés et attendus en fonction de L/Eν qui intervient dans la probabilité d'oscillation des neutrinos. Ces analyses montrèrent un dé cit d'événement de type μ venant des antipodes pouvant être expliqué par des oscillations νμ→ ντ dans le secteur atmosphérique, aucun excès n'est observé dans le ux de νe. La conclusion la plus évidente est que les νμont oscillé en une saveur autre que νe, ie en ντ. Une autre possibilité serait l'oscillation en neutrinos non détectables et donc jamais observés, les neutrinos stériles (νs). Ce point est discuté dans le prochain paragraphe.
La statistique de Super-Kamiokande est su sante pour observer l'oscillation des νμ
Δm2 23 sin22θ23 L Eν νμ→ ντ Δm2 23 θ23 Δm223 = 2.2 × 10−3 2 sin22θ23 = 1.0 νμ μ e νμ ντ νμ→ ντ νμ ντ νs Nn
Figure 1.17 A gauche : distribution angulaire des événements courant neutre. Les points représentent les données, la ligne pleine le résultat de l'ajustement en considérant les oscillations νμ → ντ et la ligne en pointillé correspond à l'hypothèse des neutrinos stériles.
A droite : distribution angulaire des événements de haute énergie (partiellement contenu), la légende est identique à la celle de la distribution de gauche.
plus de Ne, la densité d'électron. Le terme A prend donc la forme : A= ±
√ 2E
GFNn (1.68)
En considérant la densité de la matière dans la Terre, A
Δm2 est de l'ordre de l'unité pour E= 5GeV ×10Δm−3eV22. La valeur de Δm2 utilisée lors de cette étude était de 3 × 10−3 eV2. Cette approche nous permet donc de conclure que pour une énergie supérieure à 15 GeV , les oscillations νμ → νs disparaissent. Pour ce type d'événement, une symétrie autour de l'axe zénithal devrait donc apparaitre car la densité de rayons cosmiques arrivant sur terre, donc de neutrinos atmosphériques, est en première approximation isotrope. Les résultats de cette étude n'observe pas cette symétrie, les oscillations νμ → ντ décrivent mieux la distribution obtenue (cf. Figure 1.17, à droite).
Le second critère discriminant vient de l'étude des interactions de courant neutre (NC, Neutral Current). En eet, ces dernières apportent une sensibilité identique aux νμ et aux ντ alors que les νs n'interagiront jamais. Le rapport entre les événements de courant neutre descendant sur les événements de courant neutre montant devrait être égal à 1 en cas d'oscillations νμ → ντ tandis qu'il devrait décroitre avec la distance parcourue par le neutrino en cas d'oscillations νμ → νs. Des critères de sélection permettent de garantir des incertitudes inférieures à 3% sur ces rapports. Pour cette analyse, les résultats obtenus sont encore en défaveur des neutrinos stériles (cf. Figure 1.17, à gauche).
Le scénario des oscillations νμ → νs est donc rejeté par ces analyses à 99% de niveau de con ance. Cependant un scénario proposant une oscillation vers un mélange de ντ et de νs jusqu'à 25% n'est pas rejeté. Néanmoins, la con rmation directe de l'oscillation νμ→ ντ n'a pas été apportée et la seule possibilité pour résoudre cette problématique est l'observation directe des ντ. Une telle expérience est nommée expérience d'apparition et
CHAPITRE 1. DE PAULI À L'OSCILLATION DES NEUTRINOS 31