Un multidétecteur pour l'étalonnage de bolomètres en énergie de recul par diffusion de neutrons dans le cadre de l'expérience EDELWEISS

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Un multidétecteur pour l’étalonnage de bolomètres en

énergie de recul par diffusion de neutrons dans le cadre

de l’expérience EDELWEISS

Eric Simon

To cite this version:

Eric Simon. Un multidétecteur pour l’étalonnage de bolomètres en énergie de recul par diffusion

de neutrons dans le cadre de l’expérience EDELWEISS. Physique des Hautes Energies - Expérience

[hep-ex]. Université Claude Bernard - Lyon I, 2000. Français. �tel-00001414�

bolomètres en énergie de recul par diusion

de neutrons dans le cadre de l'expérience

EDELWEISS

ÉricSIMON

Université Claude Bernard Lyon 1

Compositiondu Jury:

Alexandre BRONIATOWSKI rapporteur

Bernard CHAMBON directeur de thèse

YvesDECLAIS

GillesGERBIER

YannickGIRAUD-HERAUD rapporteur

Mes remerciements s'adressent avant toutà Monsieur Bernard Chambon, qui a dirigéce travail. Au long de ces trois années, j'ai pu apprécier et proter de son énergie, de son en-thousiasmeetde savisionoptimiste.

Je tiens ensuiteàremercierMonsieurDanielDrain.Travailler àses cotésa étéunplaisir, tenant tant àsaperpetuellegaieté qu'à ses compétencesmultiples.

Je remercie également Monsieur Jean-Eudes Augustin de m'avoir accueilli dans le labo-ratoire, ainsique sonsuccesseurà ladirection,Monsieur Yves Déclais qui m'afait l'honneur de participer à mon jury. Je remercie également Monsieur Jacques Meyer, qui m'a permis d'eectuer ce métier.

J'adresseégalement mesremerciements àMademoiselleMaryvonne DeJésus,quim'a no-tamment appris àtravailler avec rigueur danslabonnehumeur.

Je tiens également à remercier Monsieur Jules Gascon, pour sa constante disponibillité danslesproblèmes d'analyse,ainsique MadameMartineStern. J'associeégalement à ces re-merciementsOlivier Martineau,avec lequellesbonsmoments partagésdanslebureaufurent légion,età quije souhaitebonne chance pour sathèse.

J'ai travailléavec destechniciens attentifsetcompétentssansquitouteexpérience n'exis-teraitpas,qu'ilstrouvent icitoutemareconnaissance:MessieursJean-PierreHadjout, Chris-tophePastor, Lionel VagneronetRobertBouvier.

JetienségalementàremerciervivementMonsieurAlexandreBroniatowski,pours'être pleine-mentimpliqué dansl'expérience ;jeluisuis trèsreconnaissant d'avoiraccepté defairepartie demon jury.

Magratitudevadeplus auxmembres demonjury :àMonsieurJosefJochumqui aaccepté, avec lagentillesse quilecaractérise, d'enfairepartie,àMonsieurYannickGiraud-Héraudqui aassumélachargede rapporteur,àMonsieurGillesGerbierquiacorrigédefaçonrigoureuse

ce mémoire.

par-caractérisent.

Cetravailn'existeraitpassansleshommesquifontfonctionnerlesmachines,jetiensà remer-cierici leshommesduTandem d'Orsay:MessieursDanielGardès,RobertVaast, Jean-Marie Curodaut, Jean-Pierre Prestel, Gérard Lalu etRaymond Douet pour leur sympathie et leur multiples compétences.

Unprojetdetroisansestégalement lefruitde rencontreset deliensainsiquedesoutiens solides. C'est ainsique je tiens à remercier mes parents et mafamille, qui m'ont permis de réaliserce rêve,Marie,pourtoutetbienplusencore,Sébastien, pour saprésenceindéfectible depuis toutes ces années, Sophie, qui m'a initié tant bien que mal à l'aventure associative et oert une amitié durable, Noël, pour sa jeunesse innie et sa gentillesse à toute épreuve (même avec Led Zep à fond...), Christophe, pour ses humeurs changeantes , son rire et ces virées en roller (le coieur, c'est pour quand?), ainsique tous ceux qui ont croisé; ma route àl'Institut dePhysique Nucléaire deLyonetqui sereconnaitront.

Je remercie particulièrement Gaëlle pour sesdiérentessalopettes (bonne chance dansle Manoir!), ainsiquesescomparsesClotildeetKarine,Steve poursaferveursoul(OhJames!), etFlorence pour sonunique salopetteetsonmouton.

Je tiens également à direma gratitude à tousceux que j'ai eu lachancede cotoyer dans cettevaste nébuleuseassociative:StéphaneG., Elsa,Frédéric,Thomas D., Alex,Pascal, Mi-chael G.,Olivier,Guillaume B.,StéphaneL., Bernard,Héléne, Claude,Cyril, Cyrille,Laure, Virginie, Etienne, Emmanuel, Michael T., Annabelle, David, Michel, Christine, Stéphanie, Christelle, Mélanie,Julien, Fred, Guillaumeetune penséepour ThomasGuérandel.

Je remercie également tous les membres de l'Association de Doctorat Scientique Lyon-nais et les actifs de la Confédération des Etudiants Chercheurs, qui ont supporté mon style épisolairesans forcément meconnaître.

Enn, une période de troisannées n'est pasmémorable sans toutes les émotions qui ont pu la rythmer, je tiens ici à dire mes plus grands remerciements à tous ceux qui ont rendu cettepériodesiagréableàvivre:Camille,MarieJ.,Damien,Yann,SonicYouth,Jeanne Bali-bar,Homer Simpson, Shavika Asthana,XavierBeauvois,PollyJean Harvey,HopeSandoval, Sleater-Kinney,GerardCosloyetChrisLombardi, YoLaTengo,DavidLynch,BuiltTo Spill, RadioCanut,Tahiti80,Placebo,Autourde Lucie, PapasFritas, Arte,LouBarlow, Matador Records,Pixies,Claude Lemoine,Couleur3, lePez Ner,ShanMarshall,Mathieu Amalric,Ira Kaplan,Belle&Sebastian, Pavement,DinosaurJr, Weezer,Fountains OfWayne, Dominique Durand, Ivy, Blonde Redhead, Drugstore, Planète Zen, Le Tigre (pas la boîte, le groupe!!), BjörkGundmundsdottir, Bernard Lenoir, Lars Von Trier, leDogme, Elodie Bouchez, Karin Viard, D.I.T.T.Y.80, l'anonyme qui a volé mon vélo, Grandaddy, Dave Fridmann, the Che-mical Brothers, K Records, City Slang, Stanley Kubrick, Takeshi Kitano, Robert Mc Liam Wilson, Arnaud Desplechin, Pascale Ferran, Pascal Bonitzer, Jackie Berroyer, Nanni Mo-retti,HalHartley,OlivierAssayas, PedroAlmodovar,Virginie Ledoyen,leyaourtauxcerises griottes, Sportsguitar, Converse All Star, Kim Deal, Kim Gordon, les CNP, Jules Edouard Moustic,les pizzas auxtroisfromages,ModestMouse, labièrebelge,GeorgiaHubley,Tanya Donelly, The Flaming Lips,Mazzy Star, les ondes Hertziennes, Dionysos, Hou Hsiao Hsien,

manuelle Devos, les cacahuètes grillées, Chiara Mastroiani, Michel Houellbecq, le chocolat noir, David Cronenberg, NickPark,Cédric Klapisch, WoodyAllen, Abbas Kiarostami, Tim Burton, Phillipe Harel, Ethan et JoelCoen, Quentin Tarentino, Laurence Ferreira Barbosa,

Emir Kusturica, le steack haché à la moutarde, Wong Kar Wai, Shoei Imamura, Makoto

Shinozaki,AlainResnais, Atom Egoyan, Hervé Leroux,RaymondDepardon,Naomi Kawase,

DannyBoyle,BrunoPodalydès,ErickZonca,RobertoBenigni,TheFarellybrothers,Thomas Vinterberg, ainsiquela musicalitétranscendante dunoise urbainde SonicYouth...

Introduction 1

1 Matière Noire: Ination et Supersymétrie 5

1.1 Lamatière noire dansl'Univers . . . 5

1.1.1 L'Univers inationnaire . . . 5

1.1.2 Ladanse desgrandes structures. . . 12

1.1.3 LaNucléosynthèse Primordiale . . . 13

1.1.4 Larotation chamboulée desgalaxies . . . 14

1.2 Naturede laMatièreNoire . . . 17

1.2.1 Matièrenoire baryonique . . . 17

1.2.2 Matièrenoire nonbaryonique . . . 18

1.3 LesWIMPssupersymétriques . . . 20

1.3.1 Introduction à lasupersymétrie . . . 20

1.3.2 Densitérelique desneutralinos . . . 23

1.4 Détecterles WIMPs . . . 24

1.4.1 Détection indirecte . . . 24

1.4.2 Détection directe . . . 25

2 Interactions particules-matière etBolomètres 31 2.1 Interactions particules-matière. . . 31

2.1.1 Desphotons . . . 31

2.1.2 Desélectrons . . . 32

2.1.3 Desalphas etdesions . . . 33

2.1.4 Desneutrons etdesWIMPs . . . 33

2.2 L'eetde Quenching . . . 34 2.2.1 Quenching enscintillation . . . 34 2.2.2 Quenching enionisation . . . 35 2.2.3 Quenching enchaleur . . . 36 2.3 Mesurede l'ionisation . . . 37 2.4 Mesurede lachaleur . . . 38 2.4.1 Lesenseur . . . 39 2.4.2 Mesurer lachaleur . . . 41 2.5 L'eetLuke . . . 44

validation sur un scintillateur NaI(Tl) 49

3.1 Principe . . . 49

3.2 Unfaisceau deneutrons . . . 50

3.2.1 Test avec un faisceaude 11 B . . . 50

3.2.2 Une émissionfortement focalisée . . . 51

3.2.3 Deuxénergies produites . . . 52

3.2.4 Fluxde neutrons . . . 57

3.3 Lemultidétecteur SICANE . . . 58

3.3.1 Une structureadaptable . . . 58

3.3.2 47scintillateurs/photomultiplicateurs. . . 61

3.3.3 Chaîned'acquisition . . . 64

3.4 Etalonnage enénergie derecul d'unscintillateurNaI(Tl) . . . 66

3.4.1 Conditionsexpérimentales . . . 66

3.4.2 Temps devol . . . 68

3.4.3 Discriminationsneutron-gamma. . . 72

3.4.4 Analyseetrésultats . . . 72

3.5 Conclusion. . . 74

4 Etude hors faisceau de bolomètres Germanium chaleur à senseur NbSi, ionisation, et double composante chaleur-ionisation 77 4.1 Eléments de cryogénie . . . 77 4.1.1 4 Heet 3 He . . . 77 4.1.2 Uncryostat àdilution . . . 78

4.2 Etude d'unbolomètre à senseurlm minceisolant d'Anderson. . . 80

4.2.1 Ge33 . . . 81

4.2.2 Lelm de NbSi . . . 81

4.2.3 Chaîned'acquisition . . . 84

4.2.4 Performances de lachaînecryogéniqueet électronique . . . 85

4.2.5 Résolution. . . 88

4.2.6 Traitement . . . 90

4.3 Etude d'unbolomètre Germanium ionisation . . . 95

4.3.1 Caractéristiques. . . 95

4.3.2 Résolution. . . 95

4.3.3 Régénération . . . 97

4.3.4 Prise detemps . . . 99

4.4 EtudehorsfaisceaudubolomètreGermaniumIC1àdoublecomposante chaleur-ionisationàsenseurlm mince NbSi . . . 101

4.4.1 Caractéristiques. . . 101

4.4.2 Performances . . . 102

4.4.3 Etude de l'eetLuke . . . 106

4.5 Conclusion. . . 108

5 Etalonnage en énergie de recul du bolomètre Germanium double compo-sante Chaleur-Ionisation 111 5.1 Simulations Geant3.21 . . . 111

5.2.3 Energie et temps devol . . . 115

5.3 Simulationdes événements multidiusésparasites . . . 116

5.3.1 Diusionsmultiples danslebolomètre . . . 117

5.3.2 Interactions avec lecryostat et lachambre deréaction . . . 118

5.3.3 Conclusion . . . 127

5.4 Simulation des événements parasites susceptibles de produire des événements fortuits. . . 128

5.4.1 Neutronsdiuséssur lachambre deréaction . . . 129

5.4.2 Neutronsdiuséssur lesparois du cryostat . . . 131

5.4.3 Conclusion . . . 132

5.5 Tauxde comptageattendus . . . 133

5.5.1 Ecacités de détectionetgéométriques . . . 133

5.5.2 Tauxde comptage . . . 135

5.5.3 Conclusion . . . 137

5.6 Etalonnage en énergie de recul du bolomètre Germanium double composante Chaleur-Ionisation . . . 137

5.6.1 Conditionsexpérimentalesetoptimisation du multidétecteur . . . 137

5.6.2 Caractéristiques dufaisceau . . . 140

5.6.3 Temps devol etdiscrimination . . . 141

5.7 Etalonnage dela voieIonisation enénergie derecul . . . 148

5.8 Etalonnage dela voieChaleur enénergiede recul . . . 153

5.9 Conclusion. . . 155

Tropde couleurs nuit au spectateur. Jacques Tati

L'idée d'unemassecachée danslesgalaxiesfutémisepour lapremièrefoisdanslesannées 30 par Fritz Zwicky,qui étudiaitladynamique galactiquedansl'amas de Coma. Il concluait déjà àune contribution del'ordre de 90%dematière invisibleau sein desgalaxies.

Leproblèmedelamatièrenoireestaujourd'huil'undesgrandspointsd'interrogation posé àl'astrophysique.Depuisledébutdesannées80,lesavancéesde laphysiquedesparticuleset desdétecteurs(tantexpérimentalesquethéoriques)ontpermisd'adjoindreauxcandidats pro-poséspar l'astrophysique denouveauxcandidatsetleursmoyensdedétectionpourcompléter notrevision de lamatière noire.

Alacroiséedel'astrophysiqueetdelaphysiquedesparticules,laphysiquedes astroparti-culesestaujourd'huiunedisciplinevivanteetprometteuse,etlarecherchedelamatièrenoire estun enjeu majeurdansnotre connaissance del'Univers.

Al'échelledel'Univers,l'existencedematièrenoirenon-baryoniqueestjustiéeàlafoispar lesmodèles deBig Banginationnairesde lacosmologie etpar lesmodèles supersymétriques dela physique desparticules.

L'extension supersymétrique minimale du modèle standard proposel'existence de super-partenaires à chaque particule standard. Sousl'hypothèse de conservation de la R-parité, la plus légère d'entre elles, la LSP (Lightest Supersymmetric Particle) est le candidat le plus probable.

Ces particules massives créées dans l'Univers primordial et qui interagissent faiblement avec la matière ordinaire (baryonique) sont souvent regroupées sous le terme générique de WIMPs(WeaklyInteracting Massive Particles).

La détection d'événements de très faible section ecace a connu une révolution au mi-lieu des années 80 par lapossibilité d'utiliser des détecteurs cryogéniques qui mesurent une élévation de température induitepar unrecul nucléaireau sein ducristal. L'expérience fran-çaiseEDELWEISS(Expériencepour DEtecterLesWIMPsEnSiteSouterrain)exploitecette formededétection avec uncristal degermanium permettant une détectiondouble:une com-posante chaleur ainsi qu'une composante ionisation permettent une discrimination WIMP/ (ou neutron/ ).

D'autres expériencesdedétectiondirectedeWIMPsutilisentlatechnique desbolomètres [1] [2] ou bien des détecteurs plus classiquescomme des scintillateurs[3]ou des détecteurs à ionisation [4 ]. Tous ont en commun la nécessité d'unétalonnage en énergie de recul, que ce soitdanslavoiechaleur,ionisationouscintillation. C'estdanscecadreques'inscritcetravail. Lesprocessusmisen jeulorsde l'interactiond'unphotonavec lamatièreimpliquent tous

Compton ou bien la création de paires. Par contre, l'interaction d'une particule lourde et neutrecommeunneutronouuneWIMPsefaitprincipalementaveclesnoyauxdumilieu,qui vont àleurtourcéderleurénergiedereculauxélectronsducristaletauréseauenproduisant desphonons.

A énergie incidente égale, un électron et un noyau de recul ne produiront pas la même quantité d'ionisation, de chaleur ou de lumière dansle cas respectivement d'une chambre à ionisation,d'unbolomètre oud'unscintillateur. Ondénit lefacteur deQuenchingcommele rapportdel'amplitudedusignalmesurédansunevoiedonnée(chaleur,ionisationoulumière) pour un noyau derecul d'énergie Esurl'amplitude dusignalmesurédanslamême voie avec unélectrondemême énergieincidenteE. Cefacteur neditriensurl'ecacitédesdétecteurs, ilmetenévidenceladiérencequiexisteentrelesprocessusdereculsdenoyauxetd'électrons etpeutnotamment prendredesvaleurssupérieures àl'unité.

Le facteur de Quenching varie en fonction de l'énergie de recul. Pour des détecteurs à ionisationcommeleSiliciumetleGermanium(diodesà77K)unevaleurcompriseentre0.25 et0.3 a étémesurée pour des énergies de recul inférieures à 100 keV [5] [6],des mesures sur diversscintillateursontconduitàdesvaleursdel'ordrede0.3pourNaetinférieuresà0.1pour I,Cs,CaouF(mesuressurNaI(Tl)[7 ][8][9],CsI(Tl)[10 ]etCaF

2

[11 ][9]pourdesénergies de reculs inférieures à 150 keV). Très peu de mesures ont été eectuées sur des bolomètres, la collaboration italienne de Milan a fait des mesures sur un cristal de TeO

2

menant à des

valeursprochesde l'unité[2 ].La technique utiliséeemployaitdes reculsd'ionsde 206

Pbissus dela désintégration  d'isotopes de

210

Poimplantés en surfacedu cristal étudié.

An de produiredes reculsd'ionsdu cristal lui-même ets'aranchirdeseets desurface encréantdesreculsdanstoutlevolume,uneautretechnique,utilisantladiusiondeneutrons monoénergétiques, a été preférée par lacollaboration EDELWEISS pour l'étalonnagede ses

bolomètres germanium.

Un premier chapitre sera entièrement consacré à la description de la matière noire: les évidencesdesonexistence,sonorigine,sesimplicationscosmologiques,enmettantenexergue ses connexions avec le modèle inationnaire et la supersymétrie. Nous détaillerons notam-ment les deux modes de détection des WIMPs, indirecte via la détection de leurs produits d'annihilation,etdirecteparladétectionde l'énergiedissipée par diusionélastiquedansun absorbant. Cetabsorbantpeutprendre laformed'unsemi-conducteurpour lequelonmesure l'ionisation produite par les reculs de noyaux, d'un scintillateur où l'on mesure la quantité delumière produite oubienun détecteurcryogénique refroidià trèsbasse température, dont l'élévation de température fournitlesignal dedétection.

Le chapitre 2 décrira la physique des interactions particule-matière et en particulier la physique desbolomètres. Ladétection bolométrique seradétailléeen accentuant surlesdeux modes exploités par les bolomètres germanium double composante, la mesure de la chaleur et celle de l'ionisation, ce qui nous amènera à dénir l'eet de Quenching et les diérentes manières envisagées pour sadétermination.

La diusion de neutrons est une technique répandue en physique des solides,

notam-ment pour l'analyse des matériaux. Elle a été utilisée pour des étalonnages de détecteurs en énergie de recul, essentiellement des scintillateurs (CsI(Tl);NaI(Tl);CaF

2

) mais aussi dessemi-conducteurscommeGe(Li) etSi(Li).Concernant desdétecteurs cryogéniques,cette méthoded'étalonnagen'apasdeprécedent.Letroisièmechapitre oriraunedescription

com-teur NaI(Tl), première étape préparant l'étape cryogénique yseront décrits, démontrant la validitédu système.

Le quatrième chapitre donnera une vue globale de la bolométrie par l'étude hors fais-ceaud'un bolomètre Ge à senseurNbSi de 33 g, éprouvant la nouvelle technologie deslms mincesenbolométrieetpermettant uneoptimisation delachaîne cryogéniquedansl'optique de l'étalonnage en énergie de recul. Elle sera précédée par une introduction aux techniques cryogéniques utilisées.

Cettepartieferaégalementunelargepartàl'étuded'unechambreàionisationgermanium ainsiquedu bolomètre prototype IC1 àdouble composantechaleur-ionisation àsenseur lm mince NbSi. Ses deux voies de mesure seront étudiées an de caractériser ses performances avant samisesousfaisceau.

Disposeruncryostatàdilutionsousunfaisceaurequiertlaconnaissanceprécisedes inter-actions quecelui-ci va induire. Le dernierchapitre sera consacré auxétalonnages en énergie de recul entrepris avec le multidétecteur SICANE. Ils seront précédés par les simulations GEANTde l'expériencequi ont été menéesdanslebut deprévoirlecomportement des neu-tronsd'unepartaveclecryostatabritantlebolomètre,etd'autrepartauseinmêmeducristal degermanium (interactions multiples).

Ces étalonnages, eectués sur le bolomètre IC1 dans la voie ionisation ainsique dans la voie chaleur, permettront la détermination desfacteurs de Quenching pour un recul de Ge, pour lesignal d'ionisationetle signalphonon.

Matière Noire : Ination et

Supersymétrie

Dans le noir toutesles couleurs s'accordent. Francis Bacon

1.1 La matière noire dans l'Univers

1.1.1 L'Univers inationnaire

Le modèlede Big Bangchaud fournit unedescriptionde l'Universqui adonné de grands succèsdansl'explication descinq points observationnels cruciaux quesont:

 L'expansionde l'Univers

 L'existenseetlespectre durayonnement fossile à2.7K

 Lesabondancesdeséléments légers(cf 1.1.3)

 Lacohérence del'âge de l'Universprédit avec celui issu demesures directes

 Laformation de structuresétant donnéesles irrégularités dufond cosmologique.

Cependant, iln'explique paslacausedecesirrégularitésmisesenévidencepar lesatellite COBE [12 ] .Il n'explique pas non plus l'homogénéité observée de l'Univers à grandeéchelle nil'apparenteasymétrie matièreantimatière.

Nous verrons que l'introduction de l'ination apporte une réponse, tout en faisant appa-raîtredescontraintes surl'abondance dematière noire.

Le Big Bang standard

LathéorieduBigBangchaudreposesurlePrincipeCosmologiquequistipulequel'Univers apparaîtidentiquepourtoutobservateur. C'estàdirequ'ildoitêtrehomogèneetisotrope.La métriquequi permet de décrireun telespacetemps estlamétriquede RobertsonWalker:

ds 2 = dt 2 +a 2 (t)[ dr 2 1 kr 2 +r 2 (d 2 +sin 2 d 2 ] (1.1)

l'espace. Une valeur de k nulle, négative ou positive, correspond à un Univers plat, ouvert oufermé respectivement. Si k estnulle ounégative,r prenddesvaleurscomprises entre zéro et l'inni, l'Univers est alors inni; si k est positive, r peut s'étendre de zéro à

1 p k

. Les coordonnées sont géneralement normalisées de manière à obtenir pour k desvaleurségales à -1,0 et+1.

a(t)estlefacteurd'échelledel'Univers, ilmesuresataillephysique.Lorsqueaucuneforce extérieuren'agit, uneparticule aureposau point (r;;)reste àces mêmescoordonnées.De telles coordonnées sont dites comobiles avec l'expansion. Le passage des distances comobiles auxdistances physiques sefaitgrâceau paramètre a(t):

distance physique =a(t) distancecomobile

L'expansionde l'Universest gouvernée parles propriétés de lamatièrequ'il contient, qui peut être entièrement décrite par une densité d'énergie (t) et une pression p(t), reliées par une équationd'état.Par exemple:

Photons p=

 3

Matièrenon relativiste p=0

Energie duvide p= 

Leséquations fondamentalesdu modèlede BigBang sont l'équationde Friedmann:

H 2 = 8 3m 2 Pl k a 2 (1.2)

ainsiquel'équation d'état duuide:

_

+3H(+p)=0 (1.3)

Hest leparamètre deHubble, il estégal à:H= _ a a

;m Pl

estlamasse dePlanck, m Pl = 1 p G =1.22110 19 GeV 1 .

Pour k=0, ces équations sont aisément résolues avec les équations d'état précedemment citéesetdonnent les solutions classiquesdelacosmologie:

Dominationde matière (p=0): /a 3 a(t)/t 2=3 Dominationde rayonnement (p= /3): /a 4

a(t)/t

Dans lesdeux cas,ladensité décroîtent 2

.

Lorsquek=0,apeutêtrenormalisé,etonlechoisitégalà1autempst 0

(présent) 2

,faisant coïnciderles échellescomobile etphysique àt

0 .

La géométrie estplate sik=0. Pour une valeur de Hdonnée, celaimplique queladensité prendune valeur critique:

 c (t)= 3m 2 Pl H 2 (t) 8 Lesdensités sont très souvent mesurées en unités de

c : (t)= (t)  c (t)

La quantité est appelée paramètre de densité. Il peut être utilisé pour des types de matière en particulier ou bien pour la densité globale. On parleranotamment de densité de

baryons

B

oude densitédéduite d'observations optiques l um

.

dépend directement de la valeur du paramètre de Hubble H

0 via  c , or H 0 n'est pas encorebiendéterminé,denombreusesméthodesdiérentesconcluantàdesvaleurscomprises entre 54 et75km s

1 Mpc

1 :

 Mesuressurlescéphéides dansl'amas deVirgo:H 0 =7515 km s 1 Mpc 1 [13]

 Mesuresur lescéphéides+ SNIa:H 0 =605km s 1 Mpc 1 [14]  MesuressurSNII:H 0 =7313 km s 1 Mpc 1 [15]

 Mesuressurleslentilles gravitationnelles:H 0 =627 km s 1 Mpc 1 [16]

 Mesuressurl'eet Sunyaev-Zeldovich: H 0 =5414km s 1 Mpc 1 [17 ]

Une estimationraisonnable qui englobe cesvaleursdansun intervalle de 2 est deprendre:

H 0 =658 km s 1 Mpc 1 Aussi, H 0

estleplus souvent paramétré par:H 0 =100h 0 km s 1 Mpc 1 . La densitécritiqueestalors expriméeen fonction de h

0 2 et vaut:  c (t 0 )=1:88h 0 2 10 29 g cm 3

Le paramètre dedensité apparaîtraalors dansde nombreusesexpressions par h 2

.

Existenced'uneconstantecosmologique Longtempsrejetée,l'existenced'uneconstante

cosmologique estrécemment redevenue d'actualitégrâce à desmesures eectuéessur des su-pernovae. L'observation systématique de supernovae lointaines de type Ia utilisées comme objets étalons permet de réévaluer la relation liant distance et décalage vers le rouge. Les premièresobservations conduisent ainsi àrejeter les modèles à constantecosmologique nulle [18][19 ].

produitd'unnouveau champ, quipeuts'interpréter commeune énergieduvide. Leséquations fondamentalesdeviennent dansce cas:

H 2 = 8(+) 3m 2 Pl k a 2 (1.4) et _ + _ +3H(+p)=0 (1.5)

Entermededensitéd'énergie,ladensitéd'énergieassociéeàvients'ajouteràladensité dematière de l'Univers.

Le paramètre dedensité sedivisealors endeux termes:

(t)= mat (t)+  (t) avec  =  3H 2 0 .

Les valeurs déduites de ces observations fournissent des valeurs de 

proches de 0.7 et

mat

=0:3.Cesobservationssontlespremièresàmontrerdetelsrésultats,ellesrestentàêtre corroborées par d'autres observations.

3

Echelles caractéristiques Les deuxéchelles caractéristiques de l'Univers sont d'une part

le temps (ou longueur) de Hubble: H

1

qui donne le temps caractéristique d'évolution de a(t), et d'autre part l'échelle de courbure ajkj

1=2

qui fournit la distance jusqu'à laquelle l'espace peutêtre considéréavoirune géométrie euclidienne plate.

Le rapportde cesdeux échelles, avec l'équation deFriedmann,donne une valeur de:

j mat +  1j= jkj a 2 H 2 (1.6)

Une propriété importante de l'Univers estqu'il possède des horizons: même lalumière peut n'avoirtraverséqu'unecertainedistancedepuisledébut del'Univers, notét



,cettedistance estdonnéepar:

d H (t)=a(t) Z t t dt a(t) (1.7)

Dansun Univers dominé par lamatière,on aura d H

(t)=3t.Enoutre, d H

(t 0

) estune bonne approximationdeladistancededernièrediusion,quiestl'originedufondà2.7K,autemps dudécouplage photonsmatière(pour t

0

t

dec ).

Aprèsavoirfaitunebrèvedescriptiondesloisrégissantl'Universactueletavantd'aborder les problèmes posés par le modèle standard duBig Bang, il convient de rappeler lesgrandes étapesde sonévolution:

 10 34

s : Temps dePlanck.

 10 s :Echelle électrofaible.

 10 4

s :Condensation desquarkspour former lesnucléons.

 1s :Nucléosynthèse primordiale: formationdesnoyauxlégers (jusqueA=7).

 10 4

années :Equilibrematière-rayonnement, lamatière vadésormaisdominer.

 10 5

années :Découplagematière-rayonnement, formation dufond cosmologique.

 10 10

années :Présent.

Il està noterque temps ettempérature sontintimement liéspar larelation:

t 1sec '( 10 10 K T ) 2

Aucours de l'expansion,l'Universserefroidit selon:T / 1 a

Les plushautes énergiesatteintes par desexpériencesterrestres dansles accélerateurs de particulescorrespondent àdestempératures del'ordrede 10

15

K,quiétaient atteintes quand l'Univers était âgé de 10

10

s. Pour des temps antérieurs, nous n'avons donc pas d'évidence directede l'applicabilité desloisphysiques,etnousdevonsnousbasersurdesextrapolations issuesdesmodèlesactuels delaphysique desparticules.

Les problèmes du Big Bang et l'idée de l'ination

Sil'inationestaujourd'huiprincipalement orientéeversl'explicationdelaformationdes structures,ellefutinitialementintroduitepourrésoudredeuxpointsparadoxauxduBigBang standard:leproblème delaplatitude etcelui de l'horizon.

Un ÷uf surle plat? Comme nousl'avons vu,l'équation deFriedmann peuts'écrire:

j 1j= jkj a 2 H 2 = mat +  Durant l'expansion, a 2 H 2

décroit et s'éloigne alors de 1. Nous avons ainsi pour un Universoù domine lamatière:

j 1j/t

2=3

etpour un Univers dominé par lerayonnement:

j 1j/t

=1 apparaît alors commeun point critiqueinstable.

Unhorizonsombre Lesphotonsdufondcosmologiqueémisdedirectionsopposéesduciel apparaissent être en équilibre thermique à la même température, indiquant que l'Univers a atteintunétatd'équilibre parinteractionentresesdiérentesrégions.Cependant,cesrégions n'ontpaspuinteragiravantl'émissiondecesphotonsàcausedelatailleniedel'horizon.La distancequepouvaitparcourirlalumièreavantl'émissiondufondcosmologiqueestbeaucoup pluspetite queladistance del'horizon actuelle:

Z t dec t  dt a(t)  Z t t dec dt a(t)

Toutes régions séparées de plus de 2 o

ne sont de fait plus causalement liées au temps du découplage photonsmatière danslathéoriedu Big Bangstandard.

montré l'existence d'irrégularités dans le fond cosmologique à de larges échelles angulaires. Danslemodèlestandardde BigBangquidécritcesirrégularités commeintrinsèques aufond cosmologique, ces perturbations sont réparties sur une trop grande échelle pour avoir été crééesentreleBigBangetletemps dedécouplage.Elless'inscrivent doncdanslesconditions initiales,quelemodèlestandard n'explique pas.

Uneidéesimple Pourrésoudrecespointsfondamentaux,ilapparutnécessaired'introduire un état de l'Univers dans lequel aH ne décroît plus, mais au contraire croît. L'ination est alors déniecommeune époquenieoù l'Univers connaît une expansionaccélérée:a>0.

Cosmologie inationnaire

Durant lapériodeinationnaire, on a: d(H

1 =a) dt

<0 (1.8)

La longueur de Hubble en coordonnées comobiles décroît. Aux temps antérieurs et posté-rieurs, elle croît. Comme lemodèle standard décritcorrectement l'Universactuel, lapériode inationnaire est limitée et prendn à un temps déterminé, c'est avant tout un événement del'Univers primordial.

Le scénario inationnaire est basé sur l'existence d'un champ scalaire cosmologique qui n'est fonction quedutemps seul (t).

Sadensité d'énergieetsapression sont respectivement:

  = 1 2 _  2 +V() (1.9) p  = 1 2 _  2 V() (1.10)

LepotentielV()estune fonctionchoisiearbitrairement, correspondant àdiérentsmodèles d'ination,lagure1.1 montreun exemple depotentielsimple.

V( )

φ

φ

Fig.1.1: Exemple depotentiel inationnaire[20].

En injectant ces expressions dansles équations de Friedmann et du uide (équations1.2 et1.3),onobtient alors:

2

8 1

_ 2

 +3H _ = d (1.12)

La résolution de ces équations conduit à l'expression de l'expansion accélérée, qui prend n lorsquele potentiela atteint sonminimum.

Nous n'ironspas plusloin dans larésolution de ces équations,le lecteurinteressé pourra lire avec interêt l'Introduction à l'Inationde A.Liddle [20].

Le problème de l'horizon résolu L'expansioninationnaire résoud leparadoxede

l'ho-rizonpar ladécroissancedelalongueur deHubble comobile.Larégion del'Universquenous pouvonsvoiraprès la période inationnaireest beaucoup plus petiteque cellequi aurait été visibleavant quel'inationne débute,cequilaisselapossibilitédeproduirecausalement une grande région en équilibre thermique. En outre, cela permet de générer des irrégularités à deséchellesbienplusgrandesquecelles del'Universactuellement observable,pourvuqu'elles soientapparues assez tôtpour êtreen contactcausal.

Un Univers dénitivement plat Le problème de laplatitude est immédiatement résolu

par ladénition même de l'ination: puisque aH croît au cours de l'ination, le paramètre dedensitéconvergevers1aulieu des'enéloigner. Lapériodeinationnaireesttrèscourte, mais induit une expansion d'un facteur au moins de l'ordre de 10

30

, ce qui donne à une

valeur très proche de 1 très tôt. L'évolution standard reprend ensuite ses prérogatives. La valeur de étant égale à 1 (ou très proche) à la n de l'époque inationnaire, elle l'est en-coreaujourd'hui(gure1.2).Lesrésultatsdel'expérienceBOOMERANGdemesuredufond cosmologique ont été publiés n avril 2000 [21] etconcluent à une valeur de de l'ordre de l'unité(gure 1.3).

Log

Ω

temps

0

Debut de

l’inflation

Fin de

l’inflation

Present

Futur

lointain

Pas a l’echelle !!

Fig. 1.2: Une évolution possible de : durant l'ination, est forcée à 1 et reste à cette valeur jusqu'au présent, elle peut s'en éloignerà nouveau dans unfutur lointain[20].

La somme

mat +



estainsiforcéeà 1.Danslecasd'unecontribution del'ordre de0.7 delaconstante cosmologique,ladensitéde matièren'excèderaitpas0.3.Lagure1.3montre

m 

supernovaeSN1aetdemesuredufondcosmologiqueBOOMERANG.Unevaleurde

0

proche de1 estobtenueainsiqu'une exclusion desvaleursde

 inférieuresà0.5.

0.0

0.2

0.4

0.6

0.8

1.0

0.0

0.2

0.4

0.6

0.8

1.0

0.70/H

o

CMB

0.75/H

o

SN1a

age=1.00/H

o

0.90/H

o

0.80/H

o

0.67/H

o

Ω

o

=1

185 < l

peak

< 209

Ω

Λ

Ω

m

Fig.1.3:Diagramme d'exclusion desvaleurs de m

et



issudes expériences SN1aet

BOO-MERANG (mesures du fond cosmologique)[21]).

1.1.2 La danse des grandes structures

Denombreusesméthodesobservationnellesdedéterminationdeontétémisesen÷uvre, etceauxdiérenteséchellesdel'Univers.Lespremièresquenouspasseronsenrevuesontcelles s'appuyant surlesgrandes structuresque sontles superamasetles amas degalaxies.

Des méthodes dynamiques A des échelles très grandes (au-delà de 10 Mpc), l'un des

seuls moyens pour accéder à la massedes objets (amas au sein de superamas) est d'étudier leschamps devitesse parlacomparaison deleur distanceetde leurdécalage spectral versle rouge.L'observationdesdensités de galaxiesdansl'infrarouge (commecelles mesuréespar le satelliteIRAS [22 ] permetégalement dereconstruire ceschamps devitesse.

Cetype decalculs mèneà desvaleursde h 2

en équilibre thermique dont les éléments sont liés par la gravitation, énergies cinétique et potentielle sont liées par laformulesimple (Théorèmedu Viriel):

2E c

+E

p

=0

Par l'application de cette relation dans diérents systèmes et après sommation, le rapport masse/luminosité(M/L)àdiérenteséchellespeutêtredéduit[23].Cesméthodesfournissent ainsiune limiteinférieure à, une valeur généralement admiseest del'ordre de h

2 >0:2.

1.1.3 La Nucléosynthèse Primordiale

Comme nous l'avons vu, la nucléosynthèse primordiale, formation des premiers noyaux (jusqueA=7) débute dansun Universâgé d'uneseconde. Lesdiérentes étapes menant à la formationde cespremiers noyauxsont les suivantes:

 T >200MeV :l'Univers estconstitué d'unplasmade quarkset de gluons 4

 T  150 200 MeV :apparition d'unetransitionde phasequarks/hadrons [25]

 T ' 2 MeV : les neutrinos 

e et 



ne s'annihilent plus avec leurs antiparticules, la transmutation n-p cesse. Lorsque la durée de vie du neutron est atteinte, leur nombre chute drastiquement.Le gaz de photonsest réchauépar l'annihilation e

+ e .

 T '0:1MeV :lanucléosynthèse débuteaveclaformationdudeutérium(np ! D ),

le deutérium n'étant plus photodissocié. Les éléments plus lourds sont ensuite rapide-ment synthétisés.

Lamesuredesabondancesreliquesdecesélémentslégerspermetnonseulement d'obtenir des renseignements sur le rapport protonneutron, mais aussi sur l'abondance baryonique  quimesure lerapportbaryons/ de l'Univers.

4

He L'abondanced'

4

Hedépend dunombre de famillesde neutrinos légersN 

,de ladurée devie du neutron

n

(qui est liée aurapportn=p)et de l'abondancebaryonique = n B n . ConnaissantbienN  d'aprèsLEP[26](N  =3)et n ,lamesuredel'abondanced' 4 Hepermet

dedonner une limitesupérieureà.

3

He et D L'abondance de ses deuxéléments estfortement corrélée à lavaleur de  via le uxde baryons.Etant toujourstransformésl'unenl'autre,c'estlasommedeleurabondance quiest pertinente, elle permetdedonner unelimitesupérieure à [27 ].

La densitéde baryons

B

estliée à  par larelation:

B h 2 =3:910 7 

4.Cenouvelétatdelamatère,oùquarksetgluonssontdéconnésvientd'êtremisenévidenceauCERN enfévrier2000 parlacollaborationNA50parl'étudedelachutedutauxdeproductiondumésonJ= dans descollisionsdenoyauxdePlombàtrèshauteénergie[24].

légers.

Lesdiérentesmesuresd'abondancespermettentd'obtenirleslimitessuivantespour B [28]: 0:0048 B h 2 0:019

0.2

0.22

0.24

0.26

0.2

0.22

0.24

0.26

Fig. 1.4: Abondance des éléments légers en fonctionde l'abondance baryonique  [29].

Nousvoyonsdèsàprésentquelalimitesupérieurede B

,trèsinférieureàlavaleurglobale de impliquel'existencede matière non baryonique dansl'Univers.

1.1.4 La rotation chamboulée des galaxies

Al'échelle desgalaxies,lamasseestaisément atteignablepar lamesurede leurvitessede rotation.Denombreusesmesuresdecourbesderotationont étéfaitessurdenombreuxtypes degalaxies. La gure1.5montre les prolsobtenus pour diversesclasses degalaxies.

LavitesseàunrayonrducentregalactiqueestobtenueparlamesuredudécalageDoppler dediérentesraies(CO,H,HI)jusqu'àdesdistancesducentregalactiquebienau-delàdela limite optique. Toutes cescourbes montrent une évolution plate de lavitesse en fonction du rayonr,làoùl'application delarelationclassique,sousl'hypothèsequelamassedelagalaxie estessentiellement lamasselumineuse observée,prédit une évolution de v(r) proportionnelle à

1 p r

.

L'ajout d'unhalosphéroïdal massifà lacomposantelumineuse du disquegalactique per-met d'ajuster les courbes de rotations observées (voir la gure 1.6). Les galaxies semblent donc baignéesdansunhalo dematière qui nerayonne pasou très peu.

La densité des objets visibles (c'est-à dire qui sont détectés par leur rayonnement) peut êtreestimée à:[32 ]

5

10

15

20

25

30

R kpc

50

100

150

200

250

300

350

400

Vrot

kms

Rotation Curves of Galaxies

Fig. 1.5: Courbes de rotation pour des galaxies de type Sb, Sc, SBb et SBc obtenues par des données des raies CO,H et HI [30].

Fig. 1.6: Courbe de rotation pour la galaxie NGC6503. En tirets et points : contributions à la vitesse derotation dues audisque lumineuxet au gaz. L'ajoûtde la contribution d'un halo permet de rendre compte des pointsexpérimentaux [31].

En regarddesvaleursde calculées etmesurées (illustréesdanslagure 1.7) 0 =1 (Ination), 0:005 B h 2 0:019 (nucléosynthèse primordiale), l um h 2 '0:003 , 0 h 2 >0:2 (rapportM/L), 0 h 2 '0:3 (méthodes dynamiques),

ilvient lesconclusions suivantes :

 ilexiste dansl'Universde lamatière non baryoniqueen grandequantité,

 ilexiste de lamatièrebaryoniquenon lumineuse,

 ilexiste autour desgalaxies dela matière sombre, répartie en un halode forme proba-blement sphéroïdale.

Desquestionsrestent en suspens :

 quelleest lanaturede lamatière noirebaryonique?

 dequoiestcomposéelamatièrenoirenonbaryonique,etsousquelleformeapparaît-elle auxdiérentes échelles?

Fig.1.7: Valeursdeladensitétotale,baryoniqueetd'objetsvisibles,enfonctiondeH 0

. [32].

1.2.1 Matière noire baryonique

Qui postule?

La limite inférieure de la densité baryonique B

implique la présence de baryons qui ne sontpasdétectables parunrayonnement.Par baryons,onentendprotonsetneutrons,c'està direlamatièreordinaire.Lescandidatsrecherchés font doncpartie desobjetsastrophysiques classiques (étoiles, gaz,planètes),plus précisément:

- les naines blanches (M < 1:44 M 

où M

est la masse du soleil), résidus d'étoiles de masseinitialeinférieure à  10 M

 .

- les trous noirs,états nals d'étoilesde masseinitialesupérieureà  30M 

[33]. - les naines brunes, étoiles de masse inférieure à 0:08 M

,pour lesquellesle cycle ther-monucléaire ne s'estpasamorcé, etdont laluminosité etlatempérature de surface sont très faibles.

- les planètes, quelques systèmes planétaires sont connus actuellement, mais la détection d'objets de lataillede Jupiterreste extrêmement délicate.

Desmesuresd'abondanced'élémentslourdsauseindesgalaxiesimpliquentlerejetdesnaines blanches et despetits trous noirs comme candidatsprépondérants. Les naines brunes appa-raissentparcontrecommelecandidatidéalpourformerunhalodematièrebaryoniqueautour desgalaxies[34].

Ces objets sont regroupéssous leterme générique de MACHOs (MAssive Compact Halo

Objects) 5

.

Détecter les MACHOs

La méthode de détection des naines brunes utilisée par les diérentes collaborations est basée sur le principe de lentille gravitationnelle, phénomène prédit par la Relativité Géné-rale[35]

6 .

En passant sur la ligne de visée d'une étoile lointaine, l'objet compact dévie la lumière de l'étoileetlafocalise,produisantunebrèveamplicationdeluminositédontl'échelledetemps estproportionnelle àlamassede lanaine brunem:

<t>'130 p

m=M

 jours

L'observationde plusieursmillions d'étoilessituéesdansles nuages deMagellan (LMCet

SMC)(expériences EROSet MACHO)[36 ] oubiendanslagalaxieM31(expérience

POINT-AGAPE[37 ])permetainsidecomptabiliserles variations signicativesdeluminosité signant la présence de naines brunes dans le halo de notre galaxie, ou dans le halo de la galaxie observée.

Quelques résultats

A titred'illustration,nousciteronslesrésultats combinésde l'expériencefrançaise EROS (ExpériencedeRecherched'ObjetsSombres)etdel'expérienceaméricaineMACHO(Massive

5.Certains acronymessont plusdélicats que d'autres à imaginer,celui-ci est lefruit d'une collaboration américainequienafaitsonnom.

6.C'estpar l'observationdece phénomènelorsde l'éclipsetotale desoleil de1923 enAfriquedel'Ouest queSirArthurEddingtonapportalapremièrepreuveéclatantedelathéoried'Einstein.

Les limites obtenues sur l'ensemble des observations et pour tous les modèles considérés donnent lescontraintes suivantes[36 ]:

 lesobjetssombres demasse10 7 M  m 10 3 M  représentent aumaximum25%

duhalo dematière noire.

 Moinsde 10%du halostandard estcomposé de nainesbrunes de masse 3:510 7 M  < m < 4:510 5 M 

Ces résultats montrent que les MACHOs de notre halo ne contribuent pas de façon suf-sante à la matière noire de notre Galaxie : il doit donc exister de la matière noire non baryonique dansle halo.

1.2.2 Matière noire non baryonique

La matière noire non baryonique se divise en deux composantes, d'une part celle dite

chaude (ou HDM pour Hot Dark Matter) qui regroupe des particules légères produites en

équilibre thermique avec la matière baryonique, et d'autre part celle dite froide (ou CDM pour Cold Dark Matter) regroupant les particulesnon relativistesau moment dudécouplage photonmatière.

Matière noire chaude

Lescandidatspréssentispourformerlamatièrenoirechaudesontlestroisneutrinoslégers ( e ,   et  

). Leur production est intense dans l'Univers primordial et leur contribution à la densité de l'Univers s'exprime en fonction de leur masse, directement liée à leur densité relique [38] :  h 2 ' m  100eV

Onvoitqu'unneutrino ayant unemassede100eVsurait pour donnerà tot

unevaleur proche de l'unité [39 ].

Ce sont lesaccélerateurs qui fournissent actuellement leslimites supérieures surlamasse destroisneutrinospardesmesuresbaséessurlescinématiquesdedésintégrationsde

 ,

 ,... Ces limitessont les suivantes:

m e 4:5 eV m   160 keV m   24 MeV

Les limites inférieures sont quant à elles données par les expériences hors accélerateurs. Ces dernières ne donnent pas encore de résultats convergeant vers un modèle plutôt qu'un autre.

la formation des galaxiesà des temps trop récents. En revanche, les modèles impliquant les neutrinosà20%etlamatièrenoirefroideà80%,apparaissentcohérentsavecungrandnombre d'observations de structuresà grandeéchelle [38].

Matière noire froide

Les axions L'idée des axions est issue du problème de la violation de CP dans les inter-actionsfortes. Descontraintes sur lesparamètres duLagrangien de QCDsont apportéespar desmesures de non violationde CPdans les interactions fortes, impliquant notamment une valeur très faible de . C'est pour trouver une explication théorique à cette valeur que fut introduitune symétrieglobaleU(1), àlabrisuredelaquelleest associél'axion,pseudo-boson deGoldstone [40 ].

Des limites sur la masse des axions ont pu être déterminées expérimentalement par des mesures sur la supernova SN 1987A et sur des étoiles d'amas globulaires, elles sont les sui-vantes [41] : 10 6 eV .m a .10 2 eV:

Siles axions existent, leur contribution à ladensité de l'Universest très importante[31]. Au sein d'un halo de galaxie, ils peuvent être détectés dans le champ magnétique par des conversionsrésonantes enphotons. Citonsl'expérience SOLAX[42 ].

LesWIMPs SousletermedeWIMPs(WeaklyInteractingMassiveParticles)

7

sont regrou-pées des particules massives interagissant faiblement avec la matière ordinaire. De surcroît, elles sont caractérisées par leur stabilité. Ces propriétés induisent pour ces particules une abondance relique nonnégligeable. Cetteparticule sera parlasuite notée.

Lorsque l'Univers a une température supérieure à m 

, la particule est en équilibre ther-mique, sa densité est proportionnelle au cube de la température, n

/ T

3

, l'équilibre est conservé par desréactions d'annihilationsen quarksou leptonsetvice-versa.

Quand la température devient inférieure à m 

, leur abondance chute exponentiellement tant que le taux d'annihilation h

A vin

reste supérieur au taux d'expansion de l'Univers H[31].

Quandh

A vin

devientinférieuràH,l'annihilationcesse,ladensitédesparticulessege, onparle de densitérelique.

h A

viestlamoyenneduproduitdelasectionecacetotale d'annihilation deenl  lou qqpar leurvitesse relative.

L'évolution dans le temps de la densité de WIMPs est décrite par l'équation de

Boltz-mann : dn  dt +3Hn  = h A vi[(n  ) 2 (n eq  ) 2 ]

Cetteéquationestvériée aussibienpourlesparticulesdeDiracquepourcellesde Majo-rana(casoù=). Lorsqu'aucuneasymétrieparticule-antiparticulen'existe,lenombretotal de particulesplus antiparticules est2n

;dansle casd'uneasymétrie, c'estelle qui donne la valeurde ladensitérelique.

7.La richessede l'argotaméricain donneunetraductiondewimp enpoule mouillée oumauviette,ce qui traduitassezdèlementlecomportementdecetteparticule.

WIMP :  h 2 = m  n   c ' 310 27 cm 3 s 1 h A vi

En première approximation, l'abondance d'une WIMP est indépendante de sa masse et

inversement proportionnelle à sa section ecace d'annihilation. L'évolution de l'abondance deWIMPs au coursdu refroidissement de l'Univers estreprésenté surlagure1.8.

1

10

100

1000

0.0001

0.001

0.01

Fig.1.8:Codensité d'uneWIMPdans l'Universprimordial,àl'équilibre thermique(courbe en trait plein),puis après legel, lorsque h

A vin

devient inférieur à H, selonplusieurs sections ecaces d'annihilation(courbes pointillées) [40]

Sachant calculer ladensitédes WIMPs,nousallons maintenant nousintéresser plus par-ticulièrement à une famille de WIMPs que sont les WIMPs supersymétriques, leur densité relique attendue,leurmoded'interaction etlamanièrede les détecter.

1.3 Les WIMPs supersymétriques

1.3.1 Introduction à la supersymétrie

LeModèleStandarddelaphysiquedesparticulesdonneunedescriptiondetroisdesquatre interactions fondamentales de la nature: interaction forte, interaction faible et interaction électromagnétique, les deux dernières étant uniées en une interaction électrofaible. Il est basé sur l'application de symétries de jauge, le groupe de jauge du modèle étant SU(3)

C SU(2) L U(1) Y .

Lesprédictions duModèleStandard sonttrès bienvériées expérimentalement depuis de longues années, mais des points importants restent sans réponse: d'où vient la masse des

appelée SUSY). Le principal but de lasupersymétrie estde permettre un pasvers lagrande unication. Elle introduit defait une unicationentre bosons etfermions,soit entre matière etinteraction [43].Ceciestpermisparl'ajout auxgénérateursdu groupedePoincaré (trans-lations et rotations d'espace-temps) de N nouveaux générateurs notés Q

(N pouvant aller jusqu'à8).Contrairement auxsymétriesdejauge,cesgénérateurs changent lespindes parti-cules devaleursdemi-entières, créant ainsiun supermultiplet regroupant bosons etfermions.

Q  jB>=jF > Q  jF >=jB>

Sous une transformation de SUSY, la norme du quadrivecteur énergieimpulsion reste

invariante, ce qui implique quetoutes les particules d'unsupermultiplet donné ont lamême masse.Puisqu'onne connaîtaucunbosonayantlamêmemassequ'unfermion, la supersymé-trie doit connaître une brisure qui provoque une levée de dégénerescence en masse dans les supermultiplets.

Jusque dans le milieu des années 70, on cherchait à lier en supermultiplet les particules connuesdanslemodèle standard,comme par exemple:

 e   e  !  W  

Cettevision estimpossiblesans violerlaconservation dunombreleptonique danschaque doublet de SU(2)

L

,de plus, au seind'un supermultiplet, lenombre de degrés deliberté lep-tonique doit être égal au nombre de degrés de liberté bosonique, ce qui conduit à envisager l'existencede nouvelles particules,particulessupersymétriques (ou sparticules).

Lepartenairesupersymétriqued'unbosonseraunfermionsupersymétriqueayant unnom seterminanten-ino,alorsquelepartenaired'unfermionseraunbosonsupersymétriqueayant

un nom commençant par s-. La supersymétrie double donc au minimum le nombre total de

particules.

Un argument fortenfaveurdelasupersymétrieestlaconvergence desconstantes de cou-plage  1 (interaction électromagnétique),  2 (interaction faible) et  3

(interaction forte) qui a lieu dansle cadrede lathéorie grand-uniée (GUT) avec supersymétrie,à une échelle de

grandeunication M

GUT

'210 16

GeV [44 ], au delàde laquelleles trois interactions sont supposées uniées enune constantede couplageunique 

GUT .

La gure 1.9 montre la situation pour une extension à très haute énergie du Modèle

Standard, où la convergence n'est pas observée et la situation obtenue par l'apport de la supersymétrie.

Les modèles de SUSY-GUT donnent également des prédictions sur le temps de vie du

protonquinesontpasendésaccordavecleslimitesexpérimentalesalorsqueGUTsansSUSY donne unevaleur inférieure deplusieurs ordres de grandeur auxlimitesexpérimentales[44].

Le Modèle Standard Supersymétrique Minimal (MSSM)

Le MSSM est l'extension supersymétrique la plus simple du modèle standard, il possède le

même groupe dejauge :

SU(3) C SU(2) L U(1) Y

Modèle Standard Supersymétrique Minimal(en bas).

Dansce modèlen'existequ'unseul générateurQ 

àquatrecomposantes réelles.Sesétats propres demasse sontceux dumodèlestandard avec deuxdoubletsde Higgs,etil ajoute: - 6squarksq~(S=0) - 6sleptons ~ l(S=0) - 4neutralinos  0 l 1l4 (S= 1 2 ) - 2charginos  j j =1;2 (S= 1 2 ) - 8gluinosg~(S= 1 2 )

Le modèle obtenu contient une centaine de paramètres libres. L'hypothèse de Grande

Unication donneun caractère prédictifau modèle enréduisant ses paramètres et il nereste que: m 0 ;M 2 ;;tan;A etB

après avoir supposé l'unication des masses des jauginos et celle des scalaires à l'échelle GUT.

m 0

étant lamasseuniverselledeschamps scalaires,M 2

lamassedesjauginos deSU(2) L

, tan estlerapportdes valeursmoyennes danslevide desdeuxdoublets deHiggs (

v 2 v

1 ), Aet Bsont lescouplagesrespectivement trilinéaire etbilinéaire deschamps scalaires.

Un nouveau nombre quantique: la R-parité

Un nouveau nombrequantique estintroduit danstous les modèles supersymétriques: la RParité. Cenombre estdénipar :

R=1.

Le MSSM accepte les deux hypothèses de conservation ou non de la R-Parité. Une forte

motivation pour la conservation de laR-Parité est qu'elleinterdit une désintégration rapide duproton [45].

Cette conservation impose alors que laproduction de toute particule supersymétrique se fasseparpaires,etquetoutedésintégrationdeparticulesupersymétriquedonneraunnombre impairde particules supersymétriquesdansl'état nal. Enn, laconservation de laR-Parité imposequelapluslégèredessparticules nepeutpassedésintégrer,elle estdoncstable.Nous verrons quec'estcette LSP (Lightest Supersymmetric Particle) qui sera lemeilleurcandidat non-baryonique pour lamatièrenoire.

Le neutralino

La sparticule la pluslégère dans lecadre du MSSM est le plus léger des quatre neutralinos, bienquepourcertaines valeursdesparamètres,lesneutrino~(super-partenaireduneutrino) puisseêtrelaplus légèredessparticules,maisce casest peu favorisé.

Le neutralino est une combinaison linéaire de plusieurs sparticules: zino, photino et higgsinos, partenaires supersymétriques respectivement du Z

0

,du photon, et des bosons de Higgs neutres: ~  0 1 =a 1 ~ Z 0 +a 2 ~ +a 3 ~ H 0 1 +a 4 ~ H 0 2 Les paramètres a j

(1j4) sont issusde ladiagonalisation de la matricede masse du neutralino.

C'est uneparticule neutre,sasectionecace d'interaction aveclamatièrebaryonique est de l'ordre de cellede l'interaction faible (10

38 cm

2

), mais peut varier de plusieurs ordres degrandeur pour unemassedu Higgs donnée [31 ].

LeMSSMnepréditpaslamasseduneutralino,elledépenddesparamètresM 2

,,ettan. Des arguments théoriques donnent une limite supérieure à samasse de l'ordre du TeV [46]. Les expériences sur accélérateurs fournissent des limites inférieures, toutes dépendantes des modèles etsupposant l'unicationde massedesjauginos.

Unedesdernièreslimitesissuedel'ensembledesexpériencesLEP[47]donnepourtan  1:9: m ~  0 1 >46 GeV.

1.3.2 Densité relique des neutralinos

Nousavonsvuque,étant stable, l'interactionprincipale aectant leneutralinoest l'anni-hilation,de sectionecace 

A

.Leparamètre de densités'écrit alors:

 h 2 ' 310 27 cm 3 s 1 h A vi

La sectionecace d'annihilation, denature faible ('10 2

) alavaleur suivante:

h A vi'  2 m 2 h 2 c

Pour unemasse typique m=300 GeV,cettedernière vaut: h A vi=1:310 26 cm 3 s 1 ce quiinduit pour ladensité:

h '0:2

Cet ordre de grandeur est tout à fait compatible avec les valeurs attendues pour la ma-tière noire non baryonique, et en fait un argument supplémentaire pour la candidature du neutralino.

Lecandidatleplusprobablepourformerlehalodematièrenoirenonbaryoniqueapparaît doncêtreleneutralino,particulesupersymétriquelapluslégère.Bienquesoninteractionavec lamatièreordinaire soitextrêmementfaible,nousallonsvoirqu'ilexistediérentesmanières dele mettreen évidence.

1.4 Détecter les WIMPs

On avu quel'interaction prépondérante du neutralino était sonannihilation. C'estdonc cette annihilation qui va permettre un moyen de détection, on parle alors de détection in-directe. Une deuxième méthode de détection sur laquelle nous nous attarderons, est une détection directe de la WIMPpar l'observation de sa très faible interaction avec les noyaux formant lamasse d'undétecteur.

1.4.1 Détection indirecte

Annihilation des WIMPs

L'annihilation a principalement lieu lorsque l'on est en présence d'une forte densité de neutralinos, cette condition estvériée au centre desétoiles

8

où les particules massivessont piégéespar lechampgravitationnel [48 ].

Lesétats nalsles plusprobablessont desétats àdeuxcorpsf  f,par exemple: W + W , Z 0 Z 0 ,W + H ,W H + ,Z 0 A 0 ,Z 0 H 0 ,Z 0 h 0 ,H + H , ...

Les sous-produits observables de ces annihilations sont des neutrinos énergétiques ayant une énergie de l'ordre du cinquième de la masse des WIMPs, c'est à dire supérieure à 10 GeV

9 .

Détecter des muons

Ces neutrinos d'annihilation arrivent sur Terre puis, lors de leur traversée de la croûte, les 



se convertissent en muons etles  e

en électrons par interaction à courant chargé. Les électrons sont rapidement arrêtés, mais les muons ont un libre parcours moyen beaucoup plusimportant etpeuvent parcourirplusieurs kilomètres.Cesont ensuitecesmuonsquisont détectés par la lumière ƒerenkov qu'ils produisent en pénétrant dans un volume d'eau. Ces expériences de détection requièrent ainsi de grandes étendues d'eau et un grand nombre de photomultiplicateurs. Citons par exemple les expériences Baïkal [49 ] et AMANDA [50 ], qui ont lieu dansles glacesrespectivement du lacrusse Baïkal et de l'Antarctique, ou,plus près denous, l'expérience ANTARES [51] qui estinstalléeen Méditerrannée.

8.Cetteconditionpeutégalementêtrevériéedansunemoindremesureaucentredeplanètesmassives. 9.Pour comparaison, l'énergie typique des neutrinos solaires issus des réactions nucléaires est comprise entre0.1et20MeV.

rayonnement gamma provenant de l'annihilation desWIMPsdans lehalogalactique; c'est à cetterecherchequeseradévolulesatelliteGLAST(GammaLargeAreaSpaceTelescope)[52]. Onpeutégalementmentionnerlesrayonscosmiques(principalementpositonsetantiprotons), mais cette voie de détection est beaucoup plus délicate et s'inscrit plutôt dans une étape à longterme, onpeutciterpar exemple l'expérienceembarquée AMS

10 [53 ].

1.4.2 Détection directe

Sections ecaces d'interaction des WIMPs avec les noyaux

Les WIMPsinteragissent avec lamatière ordinaire par diusionélastique surles noyaux. Lapossibilitéd'observercetteinteractionparlamesuredesreculsnucléaires futénoncéedans lemilieudesannées80 par M.W. GoodmanetE. Witten[54 ].Lescalculs desectionecace de cette interaction sont assez complexes: ils nécessitent de partir de l'interaction WIMP-quarkpuis de remonter au noyau en faisant intervenir les facteursde formenucléaires. Dans l'approximation non relativiste et du fait que le neutralino est un fermion de Majorana, les calculs se simplient et il ne subsiste que deux types d'interaction, l'une dite spin-spin qui couple la WIMP au spin du noyau et l'autre, dite scalaire qui n'est dépendante que de la

massedu noyau.La section ecaceWIMPnoyau estalors lasomme deces deuxtermes.

Le couplage spin-spin

Untelcouplage estreprésentépar lesdiagrammessuivants(g1.10) :ilyaéchanged'un Zou d'unsquark.

χ

~

χ

~

_χ

~

_χ

~

Z

q

q

q

q

q

Fig. 1.10: Diagrammes deFeynman ducouplage dépendantdu spin WIMP-quark.

L'expression de lasectionecace diérentielle decette interaction estlasuivante : d spin dj~q 2 j =  0 4m 2 r v 2 F 2 (j~qj) (1.13) oùm r

est lamasseréduite WIMP-noyau:

m r = m N m  (m N +m  ) (1.14)

10.L'expérienceAMSserainstalléesurlastationorbitaleinternationaledontl'assemblagedébuteraen2001, lespectromètremagnétiqueseraluilancéenmai2003.

0 ecace totale sansmoment de transfert:

 0 = 32  G 2 F m 2 r  2 J(J+1) (1.15) F 2

(j~qj) est le facteur de forme. Dans le cas du couplage spin-spin, F 2

(j~qj) dépend du mo-dèle choisi pour l'interaction WIMP-nucléon [55], il peut être approximé par l'expression suivante:F 2 (j~qj)'e E R Ec ,oùE R

estl'énergiede reculdunoyaucible et E c

l'énergie caracté-ristiquedu facteurde forme:E

c

'36A

5 3

MeV.

J est lemoment angulairetotal du noyau, =

J(J+1)+s(s+1) l (l +1) 2J(J+1)

.

Le couplage scalaire

Lecouplage scalaireprendencompte plusieurscontributions.Onatoutd'abordles inter-actionsneutralino-quarkreprésentéespar lesdiagrammes 1.11,où ilyaéchange d'unsquark oud'unHiggs. Puis, àceci s'ajoutent desprocessusWIMP-gluons.

χ

~

χ

~

_χ

~

_χ

~

H, h

q

q

q

q

q

Fig. 1.11: échange de squark ou deHiggs dans lecouplage scalaire.

La sectionecace diérentielle pour cette interactionscalaire s'exprime par :

d scal dj~q 2 j =  0 scal 4m 2 r v 2 F 2 (Q) (1.16) où 0 scal

,section ecace standard pour unmoment de transfertnul, s'écrit :

 0 scal = 4m 2 r  [Zf p +(A Z)f n ] 2 (1.17)

F(Q)estun facteur de forme de Woods-Saxon, fonction dela variable Q liée au moment de transfertqpar : q = p 2m N Q (1.18)

Il peuts'exprimerdemanièresimple commedanslecasducouplage spin-spin:F 2 (j~qj)' e E R Ec

,avec une énergie caractéristique E c

'72A

5 3

p n

On peut généralement considérer que f

p

' f

n

, ce qui permet de simplier l'expression de 

0 scal

.Uneautre simplicationintervient pour desmassesde WIMPsimportantes: m 

 m

N

,dansce cas, lamasseréduitem r

estpratiquement égaleà m N ,eton obtient:  0 scal /m 4 N

Le matériau composant le détecteurpourraainsi être choisi en fonction du couplage que l'ondésireobserver:noyauxàhautspinpourlecouplagespin-spinounoyauxdegrandemasse pour le couplage scalaire. Très souvent, desmatériauxayant les deuxpropriétés sont recher-chés, même sideuxdétecteurs spécialisés chacun pour uncouplage donnépeuvent permettre une signaturepar lamesurede ladiérence d'amplitudede cesdeux couplages.

Taux d'interaction et spectre en énergie de recul

Lorsqu'une WIMPde masse m

ayant une vitesse v diuse sur un noyau de masse m N

, elle luicommunique une énergie de reculégale à:

E R = 2 m 2  m N (m  +m N ) 2 (1 cos  ) (1.19) où  

est l'anglede diusion dansleréférentielducentre de masse,et = v c .

Par exemple, une WIMP incidente ayant une vitesse v ' 250 km:s

1 ' 10 3 c et une masse m 

= 100 GeV arrivant sur un noyau de masse A=70 induira une énergie de recul

maximale: E

Rmax

'50 keV.

Expérimentalement, l'énergie incidentedes WIMPset leur angle de diusionne sont pas connus,seule l'énergiede recul desnoyaux estaccessible.

Pour des particules monocinétiques, le nombre d'événements pour un noyau cible etpar unitéde temps s'écrit:

dN dt

=nv.Sionl'exprime par unité d'énergie, ildevient: dN dtdE R =nv d dE R .

Les WIMPs n'étant pas monocinétiques mais ayant une distribution de vitesses

dn(v) dv , l'expressiondevient: dN dtdE R = Z dn(v)v d dE R = Z v max(E R ) v min(E R ) dn(v) dv v d dE R dv

Pour des énergies de recul petites, la section ecace diérentielle peut être considérée indépendante delavitessevetdeE

R

,donc constantesurl'intervalle [0;E max R ],onaalorssur cetintervalle: d dE R =  E max R =  rE 1 = 2 rm  v 2 avec r= m N m  (m N +m) 2 etE 1 = 1 2 m  v 2

labornesupérieured'intégrationtendversl'inni,tandisquelaborneinférieureestdonnée par lavaleurde E R minimale: puisqu'on a E R =E 1 r 1 cos 2 ,E min 1 = E R r etv min = q 2E R rm

tique: dn dv = 4 p  n0 v 0 v 2 v 2 0 e v 2 v 2 0

,on arrive àune expressiondu tauxd'événements:

d 2 N dtdE R = 4 p  n 0  rm  v 0 Z +1 r 2E R rm e v 2 v 2 0 2vdv v 2 0 = 4 p  n 0 v 0  2rE 0 e E R rE 0

Sion noteRlenombre d'événementspar unité detemps et par unitéde massedu détec-teur: R =

d 2

N dtdm

, la masse du noyau m pouvant être approximée par m

noyau

'Am

p

où m

p estlamasse duproton, onobtient alors l'expressiondu tauxd'événements:

dR dE R = R 0 rE 0 e E R rE 0 oùR 0 ' 2n 0 v 0  p Amp .

Avec une densité locale de WIMPs de l'ordre

11

de 0:4 GeV:cm

3

, une section ecace '10 38 cm 2 etune massem  de100 GeV,onobtient un R 0 de l'ordre de1 evt/jour/kg.

Plus la masse de la WIMP est faible, plus le spectre du taux d'événements est croaux bassesénergies.

Ce spectre décroît exponentiellement par unité de masse, ce qui impose de disposer de la plus grande masse de détecteur possible. D'autre part, pour une masse de WIMP égale, il décroît lorsque l'énergie de recul augmente, ce qui impose d'avoir un seuilde détection le plusbaspossible.Le tauxtrès faibled'événementsattendus montrepar ailleursl'importance crucialede réduire au maximumlebruit defond.

Les spectres en énergie de recul et spectres de taux d'événement dépendent de manière directedu comportement durecul de noyau ausein du détecteur. Lesnoyauxde recul ayant un comportement diérent de celui des éléctrons dans le réseau cristallin, un étalonnage en énergiede reculest requispour touttype dedétecteur reposant surcette approche.

Une modulation annuelle poursignature

Une signature forte de l'existence de particules au sein du halo de la Galaxie impose de détecterun paramètrelié à leurnature galactique.

Une modulation annuelle du taux d'événements apparaît lorsque l'on prend en compte

la vitesse de rotation de la Terre autour du Soleil, lui-même en rotation au sein du halo galactique [56 ].C'est cette modulation qui doit permettre de signer les événements détectés

commedesinteractions de WIMPs.

En posant x= q E R rE0 , a= w v0

,où west lavitessedu détecteurpar rapportau référentiel galactique, b=

v v

0 ,

letaux d'événements s'écrit alors:

dR dE R = 1 2a R 0 rE 0 [ Z x+a x a e p 2 dp Z b+a b a e p 2 dp]

11.Valeurraisonnableenconsidérantunhalosphériqueisothermededensité(r)=0 a 2 +r 2 0 aétantlerayon

nements connaissent une modulation annuelle d'une amplitude de 7%, avec un extremum le 2juin, oùla vitessepar rapportau centre galactiqueest maximale.

Des diagrammes d'exclusion

La mesure du taux d'événements permet, pour une masse m

donnée, de remonter à

la section ecace d'interaction. On peut alors tracer le diagramme de la section ecace en

fonction delamasse desWIMPsm

 .

Tous les événements étant considérés comme desévénements du fond,la section ecace

mesurée correspond donc à une section ecace maximale pour la masse m

considérée. Les sectionsecaces supérieures sont ainsiexclues.

Ces diagrammesd'exclusion sontcalculés pour les deuxtypesde couplage WIMPnoyau, ils permettent de situerl'expériencepar rapportaux modèles théoriques.

De nombreux détecteurs

Denombreuses approchesexpérimentalesont vulejour depuis unedizaine d'années, im-pliquant tousles typesde détecteurs,desplusclassiquesdétecteurssemi-conducteurs auplus novateurs, envoici un brefbalayage:

Des détecteurs semi-conducteurs Lessemi-conducteurs ont été lespremiers détecteurs

à être mis en ÷uvre pour la détection d'événements rares. Le recul nucléaire au sein de ces détecteurs crée des pairese trou [57 ] dont lamigration vers les électrodesinduit le signal. Ces cristauxpeuvent atteindre plusieurs kilogrammeset ont l'avantagede pouvoirbénécier d'une très grande pureté, réduisant le bruit de fond radioactif intrinsèque du détecteur. De tels cristauxde germanium sont utilisés par la collaboration HeidelbergMoscou [58] et ont donnélameilleurelimiteàcejourentermedediagrammed'exclusion.L'inconvénientdecette méthodeestlefaiblechoixdisponibledematériaux(essentiellement SiliciumouGermanium).

Desscintillateurs Lesignaldureculnucléaireestdonnéiciparl'émissiondelumièreaprès excitation du réseau cristallin. De nombreux matériaux ont des propriétés luminescentes, ce qui permet un grand choix de noyaux, notamment riches en spin, ils permettent également d'utiliser de grandes masses, mais ils ont l'inconvénient de ne pas pouvoir s'aranchir faci-lement d'isotopes radioactifs, notamment en ce qui concerne les scintillateurs contenant de l'iode,tel que leNaI(Tl). La collaboration britannique UKDMC (UK Dark Matter Collabo-ration)emploiedesNaId'unemassetotalede 5kg,alors quelegroupe italienDAMA(DArk MAtter) [3] en utilise une masse totale d'une centaine de kilogrammes, on peut également citer l'expérience NaI IGEX du Canfranc [59] utilisant une trentaine de kilogrammes, ainsi

quel'expériencejaponaiseELEGANTS (ELEctron GAmma-rayNeuTrinoSpectrometer)

dé-veloppant une quarantaine dekilogrammes.

Des bolomètres Le signal mesuré dans un bolomètre est une élévation de température,

nousverrons en détailla physique desbolomètresdansle chapitre suivant. Latechnique bo-lométrique possède le grandavantage d'être adaptable à un grandnombrede matériaux. De plus, toute forme d'énergie se dégradant à terme en chaleur, le bolomètre doit permettre de mesurer un signal maximal, indépendant de la particule incidente etavec un très bas seuil. Les principales collaborations qui développent ce type de détecteurs sont les allemands de

françaisdel'expérienceROSEBUD(RareObjectSearchEmployingBolometersUnDerground), ainsiquelacollaborationitaliennedeMilan[2 ].Enoutre,troiscollaborationsdéveloppentdes bolomètresàdoublecomposante, ajoutantunecomposanteionisationoulumièreàla compo-sante chaleur.Il s'agitdelacollaborationaméricaineCDMS(ColdDark MatterSearch) [60],

ainsi que de la collaboration française EDELWEISS (Expérience pour DEtecter Les Wimps

En SIte Souterrain) qui met en ÷uvre desbolomètresgermanium [61 ] [62 ].La collaboration CRESST [63 ] aquant à elle optépour une double détectionchaleur-lumière.

La mesuresimultanée de lachaleur etd'unedeuxième composante (lumièreou ionisation) a l'avantageconsidérable derejeter activement le fondgamma radioactif, etde negarder ainsi queles événements de recul nucléaires.

D'autre détecteurs Des technologies novatrices apparaissent dansladétection directe de matièrenoire,citonsl'expériencebritanniqueCASPAR quiutilisedesscintillateurs àmatrice organiqueetquiparvient àdiscriminer desreculsdenoyauxetd'électrons[64].Citons égale-mentlesexpériencesPICASSO (ProjectInCanadatoSearchfor SupersymetricObjects)[65] etSIMPLE(SuperheatedInstrumentfor MassiveParticle Experiments) [66 ]quiutilisent des détecteurs à fréon métastable, qui ont le grand avantage de ne pasêtre sensiblesaux bruits defond gamma etbéta,maisqui nepermettent pas lamesurede spectresenénergie.

Le prochain chapitre sera entièrement dédié à la physique des bolomètres tels que ceux