Modèles phénomènologiques et Sensibilités

0.05 0.1 0.15 0.2 0.25 0.3 Graph 0.5 0.1 0.05 0.02 0.01 w^ith o^u t ^co an n^ih ila^ti oⁿ

FIG.5.44: Évolution de la densité relique de matière noire!_B(1)h² en fonction de la masse de la

LKP m_B(1))[0; 2000] GeV, avec les contraintes provenant de WMAP (sur 3 années de

prises de données) (en vert), celles provenant des mesures de précision en accélérateurs

(en bleu), et pour* )[0.01; 0.5]. Ici, les coannihilations LKP-NLKP sont envisagées.

quark d’hélicité droite q(1)

R . La fig. 5.44 présente l’évolution de la densité relique !_B(1)h²

en fonction de la masse m_B(1) %[0; 2000] GeV, et du rapport . % [0.01; 0.5]. Comme pré-cédemment, apparaîssent les contraintes de masse apportées par WMAP [145] (zone verte hachurée), telle que !CDMh2 = 0.110 ± 0.006, et celles provenant des mesures de préci-sion en accélérateurs [143] (zone bleue hachurée). Ainsi, pour cinq valeurs de . = 0.01, 0.02, 0.05, 0.1, 0.5, les intervalles de masses possibles se déduisent pour la LKP, celle-ci étant toujours envisagée comme la seule relique de matière noire dans l’état thermique actuel de l’Univers. Il vient que plus le rapport . est faible, et plus la gamme de masse des B(1)devient élevée, apportant un intervalle massique global m_B(1) %[" 500; " 1500] GeV. Donc, plus le . est faible, et plus le flux de neutrinos, issu de l’auto-annihilation de matière noire au coeur du Soleil, devient faible (voir en fig. 5.32), ce qui limite le potentiel de détection des expériences à neutrinos.

Les deux modèles phénomènologiques étant exposés, les sensibilités, appréciées en fig. 5.40, vont y être confrontées.

5.5.3.3 Modèles phénomènologiques et Sensibilités

Suites aux intervalles massiques extraîts des modèles présentés en 5.5.3.1 et 5.5.3.2, les sensibilités, évaluées en 5.5.2, peuvent être utilisées afin de déterminer le potentiel de contraintes supplémentaires que peut apporter le télescope ANTARES sur les paramètres liés à la matière noire extra-dimensionnelle. La fig. 5.45 atteste de cette confrontation, avec le même code couleur et les mêmes expériences qu’en fig. 5.40 (la légende,

pré-(1) 5 m 200 400 600 800 1000 1200 1400 1600 1800 2000 ) -1 .a n -2 6 7 8 µ % 1 10 2 10 3 10 4 10 5 10 6 10 0.0₁ 0.02 0.05 0.1 0.5 BAKSAN (1978-1995) MACRO (1989-1998) SuperKamiokande (2004) AMANDA-II (2003) ICECUBE (5 ans) ANTARES 5 lignes (167.7 j) ANTARES 12 lignes (5 ans) KM3NeT (5 ans) seule (1) LKP B & Coannihilations (1) LKP B

FIG.5.45: Distributions des sensibilités '^90%_µ (km^!2.an^!1) en fonction de la masse de la LKP

m_B(1) ) [100; 2000] GeV, à gauche, pour les différentes expériences présentées dans

la légende associée, à droite. Les flux de muons théoriques attendus sont représentés

pour cinq valeurs de* données : * = 0.01, 0.02, 0.05, 0.1, 0.5, et les contraintes

ap-portées par WMAP sur les intervalles massiques apparaîssent, en bleu, pour la B⁽¹⁾

seule (sans coannihilation), et en rouge, pour la B⁽¹⁾avec coannihilation.

sente à droite, fait office de rappel), et la représentation de différents flux de muons théo-riques espérés (lignes continues noires) pour cinq valeurs de . = 0.01, 0.02, 0.05, 0.1, et 0.5. De plus, les contraintes apportées par WMAP sont présentes, pour les cas d’une LKP sans coannihilation (zone bleue), et avec coannihilation (zone rouge), conformément aux fig. 5.43 et 5.44 respectivement. Il vient que l’application de contraintes directes sur l’ensemble de définition de la masse de la LKP sera difficile dans le cadre des limites répondant à WMAP, que cela soit pour un détecteur à cinq ou douze lignes. Cependant, une importante partie de l’espace des phases en (., mB(1)) peut être contrainte par AN-TARES telle que : 0.01 0 . 0 0.5 pour 0 0 mB(1) 0" 500 GeV, région où le MRF (0 1) est en faveur du signal (voir en fig. 5.42). Cela permet d’entrevoir une confortation des limites provenant des mesures de précision [143] par l’astronomie neutrinos. Maintenant, si cette dernière idée est étendue aux prédictions attendues pour les télescopes km3, tels que ICECUBE et KM3NeT, il est certain que les modèles phénomènologiques, prônant un scénario de coannihilations des LKPs avec les NLKPs, pourront être largement contraints pour une gamme de masse plus large, telle que m_B(1) 01 TeV, pour rester consistant avec les prédictions du rapport signal/bruit pour cinq années d’observation. En ce qui concerne, les modèles de LKP n’ayant subis aucune coannihilation, il est certain que l’apposition de limites sera plus compliquée, même si le futur télescope KM3NeT possède une chance non-nulle d’engager la procédure pour des masses de LKP, m_B(1)"900 GeV.

Au-delà des limites pouvant être déterminées dans l’espace des détections indirectes, les télescopes à neutrinos peuvent également intervenir en détection directe. Ce dernier point est présenté ci-après pour le télescope ANTARES et son futur, KM3NeT.

(GeV) 1 B m 0 200 400 600 800 1000 1200 (p b ) U ED H ,SD ' -8 10 -7 10 -6 10 -5 10 -4 10 -3 10 -2 10 -1 10 1 10 Graph UED XENON 10 COUPP ton-scale detector KIMS ANTARES 12 lines ANTARES 5 lines KM3NeT

FIG.5.46: Sensibilité#^UED_H,SD^,90% (pb) des télescopes ANTARES (5 lignes en noir, et 12 lignes en

gris) et KM3NeT (pointillés gris) à la section efficace#UED

H,SDdépendante du spin pour

l’intéraction WIMP-proton. Celles-ci sont comparées aux sensibilités développées par

les expériences de détection directe telles que XENON10 (en rouge), COUPP (en vert),

KIMS (en bleu), et des futurs détecteurs à l’échelle de la tonne (pointillés noirs).

5.5.4 Comparaison à la détection directe

Comme cela a déjà été discuté auparavant, les particules de matière noire peuvent être détectées de manière directe par l’utilisation de techniques bolométriques, telles que le font les expériences CDMS [147], XENON 10 [148] [149], KIMS [150], et COUPP [151]. Ce sont ces trois dernières qui ont apportés les meilleurs limites sur la section efficace dé-pendante du spin ,H,SDpour le couplage WIMP-proton. Leurs limites respectives peuvent donc être comparées au télescope à neutrinos ANTARES, pour lequel il est possible de remonter à ,UED

H,SD, connaissant les amplitudes de sensibilité 0^90%_! montrées en fig. 5.39 (à droite). En effet, d’après les définitions du flux de neutrinos et des paramètres tels que les taux d’auto-annihilation et de capture, apparaîssant en éq. 5.46, 5.11, et 5.7 respective-ment, il vient que le rapport 0^90%_! /0^mn_! peut se réduire suivant :

0^90%_! 0^mn_! = ^,

UED,90%

H,SD

,^UED_H,SD , (5.63)

où 0^mn_! est le flux de neutrinos, définit en éq. 5.58, moyenné sur l’intervalle énergétique

E! %[E!,seuil; mB(1)] (E!,seuil = 10 GeV), et ,90%

! est la section efficace dépendante du spin, définie à partir de la sensibilité 0^90%_! . Cette section efficace est donc déterminée à partir de l’expression :

,^UED_H,SD^,90%= ,UED H,SD

0^90%_!

0^mn_! , (5.64)

avec les quantités ,UED

H,SD, et 0^mn_! , obtenues de manière théorique toujours pour diffé-rents . et masses mB(1), conformément aux expressions en éq. 5.3, et 5.46.

C’est donc ,UED,90%

H,SD (pb), assimilée à la sensibilité du télescope ANTARES sur la sec-tion efficace ,UED

H,SDdépendante du spin, qui peut être confrontée aux expériences précitées et au modèle théorique général en fig. 5.46. Les contraintes les plus fortes provenant des expériences XENON 10 (en rouge), COUPP (en vert), KIMS (en bleu), et des futurs détec-teurs à l’échelle de la tonne (pointillés noirs) sont représentées, ainsi que les estimations théoriques, dans le cadre général (coannihilation ou pas), pour un rapport massique relatif . %[0.01; 0.5] et une masse mB(1) %[50; 1000] GeV (zone jaune). Ensuite, similairement aux courbes de sensibilité précédentes, la sensibilité du télescope ANTARES à cinq lignes (pour un temps t " 167.7 jours de prise de données, ligne continue noire), douze lignes (sur cinq ans, ligne continue grise), et du futur télescope KM3NeT (sur cinq ans, pointillés gris) apparaîssent. Il apparaît que plus de quatres ordres de grandeur peuvent être gagnés avec un télescope du type ANTARES à 12 lignes, voir même cinq avec KM3NeT. Ceci laisse entrevoir un apport majeur des télescopes à neutrinos dans la détermination de la section efficace dépendante du spin, et ceci dès la première année d’exploitation d’AN-TARES, avec a fortiori une précision sur la nature intrinsèque des LKPs, et des modèles phénomènologiques qui la décrivent, avec notamment le concourt des limites indépen-dantes du spin dont la finesse reste encore inégalée avec le détecteur CDMS [147]. Les sections efficaces (voir en éq. 5.3) et 5.6) étant directement dépendantes de la différence relative ., qui lui-même est relié au rayon de compactification R, et à l’échelle de coupure ( sur le couplage fort dans la théorie extra-dimensionnelle.