Aujourd’hui une vidéo « un petit peu spéciale », puisque je me suis rendu au CERN pour la tourner !

Je sais que la vidéo est déjà bien assez longue, mais pour ceux qui voudraient encore plus de détails, ou se poseraient quelques questions, voici un peu de compléments.

Un point tout d’abord : je suis passé assez vite sur « ce que fait » le boson de Higgs, puisque c’est un sujet que j’ai déjà traité dans une autre vidéo où j’explique notamment le lien entre le boson et la formule E=mc2.

L’histoire de la physique des particules expérimentales

J’ai choisi de commencer mon histoire en 1932, et de me concentrer sur l’histoire de la découverte du muon en 1936. Mais la découverte de « nouvelles » particules a commencé dès 1932 avec le positron, lui aussi découvert dans les chambres à brouillard grâce à sa trajectoire dans le champ magnétique.

On peut supposer qu’il avait déjà été observé avant par d’autres qui l’avaient pris pour un proton, et c’est Anderson qui le premier l’a correctement identifié et a fait le lien avec la théorie de Dirac des électrons / anti-électrons :

Concernant l’histoire de la physique des particules expérimentales, j’ai du aller assez vite pour ne pas alourdir la vidéo, mais voici une bonne référence

Bryant, P. J. (1994). A brief history and review of accelerators.

qui présente notamment ce qu’on a coutume d’appeler Livingston plot à savoir un graphique montrant l’évolution de l’énergie des accélérateurs en fonction des années et des technologies. Je me suis créé ma propre version, mais il existe plein de façon de le faire, tapez « Livingston plot » dans votre moteur de recherche d’images préféré.

Dans l’histoire des accélérateurs, il y en a quand même un qui mérite une attention particulière, c’est le « SC », le synchro-cyclotron du CERN. Mis en service en 1957 et arrêté en 1990, ce fut le tout premier accélérateur de particules du CERN. Et c’est devant lui que je tourne cette séquence sur l’histoire des accélérateurs !

Je n’ai pas expliqué le principe du synchrotron et ce qui fait sa différence avec le cyclotron, même si une de mes animations le suggère. Dans un synchrotron, le champ électrique accélérateur est pulsé et résonnant. On ne met plus le champ magnétique sur tout un disque mais sur une couronne, et on passe d’une trajectoire en spirale à une trajectoire circulaire à rayon donné. Cela nécessite d’augmenter progressivement le champ magnétique jusqu’à sa valeur nominale et d’ajuster le champ accélérateur en fonction.

Pour créer la résonance du champ, on utilise des cavités que l’on voit schématisées sur une des animations, ce sont les deux boursouflures en forme de bouée que l’on voit ci-dessous

Vitesse et énergie

Un point vous aura peut-être surpris (ou pas), c’est le fait que la vitesse des protons dans le LHC se trouve être seulement 3 m/s inférieure à celle de la lumière. Pourquoi ne pas pousser un peu plus l’accélérateur pour atteindre la vitesse de la lumière ?

Eh bien parce qu’on ne peut pas ! A basse vitesse, l’énergie cinétique d’un corps varie comme le carré de sa vitesse. Mais quand on s’approche de la vitesse de la lumière, un autre facteur rentre en compte : les phénomènes relativistes.

Plus on s’approche de la vitesse de la lumière plus il faut fournir d’énergie pour gagner en vitesse. Si on note x la vitesse d’un corps rapporté à la vitesse de la lumière (donc x=v/c), son énergie cinétique varie proportionnellement à

(\frac{1}{\sqrt{1-x^2}} - 1)\times mc^2

Le premier terme est le préfacteur relativiste de Lorentz, qui tend vers 1 à faible vitesse mais tend vers l’infini quand on s’approche de celle de la lumière.

Du point de vue des accélérateurs, cela signifie qu’augmenter l’énergie encore et toujours n’a qu’un faible impact sur la vitesse des particules. Mais on s’en fiche, puisque c’est l’énergie qui nous intéresse !

Si vous voulez mieux comprendre tout ça, vous pouvez aller voir la vidéo de J’m’énerve pas j’explique.

La structure du LHC

Quelques précisions concernant la structure du LHC. Je l’ai présenté évidemment comme un anneau circulaire…mais ça n’est pas tout à fait ça !

En réalité le LHC est constitué de 8 sections circulaires de presque 3 kilomètres, séparées par 8 sections droites où se trouvent les points d’injection, les cavités accélératrices et les détecteurs, ainsi que d’autres opérations.

Chaque arc circulaire est divisé en cellules élémentaires dont le design est fixe :

On y retrouve majoritairement les dipôles (en vert) mais aussi les quadripôles (en rouge) qui refocalisent le faisceau, et plein d’autres petits aimants correcteurs.

Luminosité et sections efficaces

J’ai évoqué le concept de luminosité qui est une caractéristique importante des accélérateurs. Ce que l’on souhaite, c’est provoquer des collisions. Intuitivement, on sent bien que le nombre de collisions sera d’autant plus grand que le faisceau est dense (il y a beaucoup de protons par unité de volume), et que sa vitesse est élevée (car ainsi les particules se croisent plus souvent).

Si l’on multiplie la densité n d’un faisceau par sa vitesse v, on obtient une grandeur dont l’unité est m^{-2}s^{-1} et dont on se dit qu’il y aura d’autant plus de collisions qu’il est élevé. Dans le cas de deux faisceaux structurés en paquets et qui se croisent, le calcul est un peu plus compliqué que ça.

La luminosité est proportionnelle au nombre de protons dans chaque paquet, au nombre de paquets, à la fréquence de croisement, et inversement proportionnelle à la surface transverse des faisceaux

{\cal L} \propto \frac{N^2_{protons} N_{paquets} f}{S}

Avec un diamètre dans la zone d’interaction d’environ 15 microns, on retrouve l’ordre de grandeur de luminosité nominale du LHC

{\cal L} = 10^{34} cm^{-2}s^{-1}.

La luminosité permet notamment de calculer le nombre de collisions attendues, en fonction de la section efficace des interactions, c’est-à-dire en gros de la « surface de contact » des protons qui se croisent. C’est un concept un peu plus subtil que cela, mais le taux de collision (nombre de collision par secondes) s’obtient alors comme :

\tau = {\cal L} * \sigma_{pp}

Pour calculer la section efficace d’interaction, eh bien c’est compliqué ! On peut faire des estimations numériques et essayer de croiser avec les données expérimentales. J’ai pris cette source :

Total, elastic and inelastic p-p cross sections at the LHC. Tomáš Sýkora

Et surtout, cela dépend de l’énergie ! Plus l’énergie est élevée, plus la section efficace (et donc la probabilité de collision) sera forte. On voit sur le graphe ci-dessous une estimation en fonction de l’énergie (en échelle log).


Une fois que l’on connait la luminosité et la section efficace de collision, on peut estimer donc le taux de collision.

Maintenant se pose la question du pourcentage de ces collisions susceptibles de conduire à la production d’un boson de Higgs (Une bonne source : Status of Higgs boson physics) J’ai parlé du principal mécanisme, la fusion de gluons, mais il en existe d’autres moins fréquents, dont voici les diagrammes de Feynman

A chacun de ces processus correspond une section efficace, et donc une probabilité de production lors d’une collision. Les sections efficaces dépendent du processus considéré, de la masse du boson de Higgs et de l’énergie de collision,Pour les estimer, on doit avoir recours à des modèles numériques qui décrivent la façon dont interagissent les protons lors de la collision. On utilise un modèle effectif, le modèle des partons, qui permet de réaliser ces calculs suivant plusieurs niveaux d’approximations (c’est le sens des mentions NLO qui signifient Next-to-Leading Order, et on peut en ajouter pour avoir NNLO, N3LO etc.)

Modes de désintégration

Maintenant que l’on peut calculer les taux de production de Higgs, on peut s’intéresser aux modes de désintégration, et à leur abondance respective. Et là c’est encore plus compliqué car cela dépend beaucoup de la masse du Higgs.

Voici le graphique qui donne la fraction de chacun des modes en fonction de la masse potentielle du boson de Higgs (source) :

Maintenant que l’on connait bien sa masse, ça parait facile, on a des ratios de façon assez précise, mais on voit qu’au moment de designer les détecteurs comme CMS ou ATLAS, il fallait pouvoir ratisser large et s’adapter aux différentes éventualités.

Voici un zoom sur la zone de masse du Higgs 110-130 GeV

On retrouve les différents canaux de désintégration dont j’ai parlé dans la vidéo (ainsi que d’autres). Comme je l’explique, tous ne se valent pas pour débusquer le Higgs. Un canal qui soit fréquent, c’est bien, mais si il conduit à une identification difficile, il ne sert à rien.

Pour cela, on privilégie les canaux ayant une signature nette, et qui permettent de reconstruire la masse du Higgs avec une bonne précision. Des canaux fréquents comme le bb où le WW ne sont pas forcément les plus utiles s’ils ne conduisent pas à une reconstruction aisée de l’énergie du Higgs.

C’est par exemple le cas du canal WW, car les deux bosons chargés vont ensuite se désintégrer en lepton avec un neutrino.

Or j’en parle dans la vidéo, les neutrinos ne sont pas détectés par les instruments comme CMS. Cela conduit à une grosse incertitude sur l’énergie mesurée, et donc à l’étalement de la bosse qui produit un mauvais rapport signal sur bruit.

Le canal à deux photons est bien pour cela, malgré un background assez abondant et donc un rapport signal sur bruit de l’ordre de 0,1.

Pour la désintégration en deux bosons Z, on voit qu’elle est relativement fréquente, 2,6% des cas, mais c’est quand chacun des bosons Z se désintègre ensuite en une paire de leptons que l’on peut vraiment avoir une bonne identification.

Il y a 3 types de leptons : électron, mu et tau. Pour chacun, la probabilité de désintégration d’un boson Z est de 3,4%. Dans un détecteur comme CMS, on ne détecte pas les taus, donc la probabilité cumulée est de 6,8%. A cela s’ajoute le fait que pour être dans le canal en or, il faut que les DEUX bosons Z se désintègrent de cette façon, donc la probabilité est de (6,8%)*(6,8%). Si on combine ça à la probabilité de la désintégration du Higgs en ZZ, on a le taux total du canal en or, environ 0,0001.

Pour connaître le nombre total de désintégrations d’un certain type auquel on s’attend, il faut donc multiplier le taux de collision par la probabilité de production d’un boson de Higgs et par la probabilité de désintégration dans le canal donné. Cela nous un taux d’événements, qu’il faut ensuite multiplier par la durée de fonctionnement.

En pratique, on commence souvent par multiplier la luminosité par le temps de fonctionnement, afin d’obtenir ce qu’on appelle la luminosité intégrée. Plus la luminosité intégrée est importante, plus les statistiques seront précises et robustes.

Combiner tout ça

On peut s’amuser à combiner tout ça pour essayer de retrouver le nombre d’événements attendus. Cela va dépendre des caractéristiques du run (énergie, luminosité,…) et il y a en particulier une différence entre les premiers runs qui ont permis la découverte du boson, et les runs à l’énergie et à la luminosité nominale.

D’ailleurs dans ma vidéo, j’ai plutôt mentionné les valeurs nominales mais pour l’analyse des premiers runs, il faut bien sûr considérer les valeurs utilisées à l’époque.

Voici un petit tableau que je me suis fait qui résume les ordres de grandeur. En rouge sur fond jaune, les données d’entrée. Le reste ce sont des valeurs calculées à partir des données d’entrée.

Le détecteur CMS

Quelques éléments relatifs au détecteur CMS, et que je n’ai pas précisé dans la vidéo.

Je n’ai pas expliqué le principe des scintillateurs. Il s’agit de matériaux capables d’absorber certaines particules, et d’émettre de la lumière en quantité proportionnelle à l’énergie absorbée : c’est la scintillation. On place alors des photodétecteurs pour mesurer la lumière produite.

Les principes de scintillation des calorimètres électromagnétique et hadronique de CMS sont différents. Dans le cas du calorimètre électromagnétique, c’est le même matériau qui joue le rôle d’absorbeur et d’émetteur de lumière, le PbWO4.

Dans le cas du calorimètre hadronique, on utilise deux matériaux : des métaux pour absorber et un plastique scintillateur pour émettre la lumière. C’est un tel principe qui sera notamment utilisé pour le futur calorimètre électromagnétique à l’avant de CMS dans le HL-LHC.

Un mot sur la structure de l’aimant. Il est constitué en fait de deux parties : le solénoïde proprement dit, et une structure en acier qui permet le retour du champ magnétique (le terme anglais est return yoke, je ne sais pas quelle est la traduction officielle). Cela fait que bien qu’elles soient placées à l’extérieur du solénoïde, les chambres à muons sont quand mêmes bien baignées dans le champ magnétique puisqu’elles sont entrelacées avec le return yoke.

L’annonce de 2012

En voyant les graphiques de l’annonce de 2012, peut-être aurez-vous été surpris de voir qu’à vue de nez, les bosses dans la zone des 125GeV sont quand même bien faibles. Je précise d’ailleurs que les fits que l’on fait ne sont pas juste des lignes au jugé, mais correspondent bien au background auquel s’ajoute un signal de masse attendue.

Pour prendre en compte le cumul des observations des deux expériences dans les deux canaux, les physiciens utilisent une procédure précise, qui permet de quantifier l’équivalent d’une valeur « petit p » que l’on trouve habituellement en statistiques.

Ce graphique est tiré de la publication scientifique ATLAS faisant suite à l’annonce

Aad, Georges, et al. « Observation of a new particle in the search for the Standard Model Higgs boson with the ATLAS detector at the LHC. » Physics Letters B 716.1 (2012): 1-29.

et la publication correspondante pour CMS

Chatrchyan, Serguei, et al. « Observation of a new boson at a mass of 125 GeV with the CMS experiment at the LHC. » Physics Letters B 716.1 (2012): 30-61.

Taux observés vs taux attendus

Comme je l’évoque brièvement à la fin de la vidéo, on cherche notamment à s’assurer que les taux de désintégrations observées dans les différents canaux correspondent bien à ce qu’on attend d’un boson de Higgs du modèle standard.

Pour cela on mesure le ratio entre les taux observés et les taux attendus, et ce pour chacun des canaux et modes de production, ce qu’on appelle la force du signal (signal strength). Pour les canaux avec un bon rapport signal sur bruit et beaucoup d’événements, on a de bonnes statistiques. Pour les autres il y a de grosses barres d’erreur.

C’est ce qu’on voit sur ce graphique (tiré de la référence que j’ai déjà cité plus haut)