La nature du neutrino, une physique au-delà du modèle standard
Le caractère massif des neutrinos n’est cependant pas prévu par le modèle standard. L’étude des neutrinos ouvre ainsi tout un champ d’études sur la physique au-delà du modèle standard. Notamment, l’étude de la nature du neutrino est un sujet de recherche particulièrement intéressant. Deux cas sont possibles, soit le neutrino est dit de Dirac et il est distinct de sa propre antiparticule, soit il est dit de Majorana et le neutrino est sa propre antiparticule [14]. Ceci aurait des conséquences importantes sur l’asymétrie matière-antimatière. Ces dernières années de nombreuses collaborations ont eu pour but d’élucider cette dichotomie à travers l’étude des désintégrations double bêta de certains isotopes. Cette désintégration ne se manifeste que lorsque le noyau initial a un niveau d’énergie plus bas que celui qu’on aurait obtenu par transformation d’un neutron en proton, mais plus élevé que celui obtenu par transformation de deux neutrons en protons. Dans ce cas, la désintégration double bêta est favorisée par apport à la désintégration bêta, cette dernière étant cinématiquement interdite. Dans ce cas, le noyau se désintègre en transformant deux neutrons en protons et émettant deux bosons W-. Chacun des bosons se convertit rapidement en une paire formée d’un électron et d’un antineutrino électronique, créant dans l’état final deux électrons et deux antineutrinos électroniques. Dans le cas où le neutrino serait une particule de Majorana, il serait possible d’observer l’annihilation des deux neutrinos. Dans le diagramme de Feynman (Figure 1-4) de cette réaction, les antineutrinos électroniques seraient alors virtuels et transmettraient leur énergie aux deux électrons. Outre le fait que cette relation viole la conservation du nombre leptonique, sa mesure permettrait d’assurer que le neutrino est une particule de Majorana. Ainsi, des phases complexes, violant la symétrie CP, devraient être ajoutées à la matrice PMNS décrivant les neutrinos. Ceci ajouterait au modèle standard une voie supplémentaire de violer cette symétrie et une piste supplémentaire pour expliquer l’asymétrie matière-antimatière observée dans l’univers. Le fait que la désintégration double bêta soit une désintégration de second ordre implique qu’elle se manifeste sur un ensemble réduit d’isotopes radioactifs (Figure 1-5). De plus, les demi-vies associées sont de l’ordre de 10²⁴ ans ce qui nécessite d’utiliser des détecteurs avec une masse importante de l’isotope choisi pour obtenir un nombre significatif d’événements. (AJOUT) Plusieurs axes de détections sont aujourd’hui à l’étude par la communauté scientifique. Il existe un double défi à relever pour mettre sur pied une expérience de détection de la désintégration double bêta sans émission de neutrino. Elle doit contenir une grande quantité d’isotope radioactif présentant cette désintégration tout en gardant une très grande capacité de réjection de signal. Ceci nécessite l’emploi de technologie de haute précision qui peuvent subir une mise à l’échelle importante. Une première approche utilisée par GERDA[], Majorana[] et LEGENDS[] est d’utiliser des semiconducteurs à base de Germanium 76. Des cristaux de Germanium sont utilisés pour détecter tout dépôt d’électron au sein de la maille cristallographique. Cette technologie est mature et la fabrication des cristaux de Germanium possède l’avantage d’éliminer naturellement les contaminants du milieu de détection. Elle offre aussi une excellente résolution en énergie à l’énergie de désintégration double bêta. Cependant, il est difficile d’augmenter la quantité d’isotope étudié puisqu’il faut installer un grand nombre de petits détecteurs individuellement. Une seconde méthode utilise des calorimètres cryogéniques nommés bolomètres. Les cristaux de matière radioactive contenus dans les bolomètres vont se réchauffer sous l’effet des interactions qui ont lieu en leur sein. Ce changement de température est ensuite lu par des thermomètres. La sensibilité des bolomètres permet d’obtenir d’excellentes performances en détection des événements tout en ne posant pas de problème conceptuel pour être employée à plus grande échelle. L’exécution de cette mise l’échelle est cependant difficile car il faut opérer une grande quantité de bolomètres à une très faible température ce qui constitue un défi technique important pour les collaborations. Différents isotopes sont étudiés à travers cette méthode : le 130Te avec CUORE, le 100Mo avec AMoRE et la collaboration CUPID étudie le 82Se, 100Mo, 130Te. Il est possible d’utiliser des scintillateurs organiques pour étudier la désintégration double bêta sans émission de neutrino. Les composant radioactifs (136Xe, 130Te) sont alors contenu dans un solvant liquide ce qui offre de nombreux avantages au niveau de la purification du mélange pendant l’opération des détecteurs. Il est aussi facile d’augmenter la quantité d’isotope de l’expérience en augmentant le volume liquide contenu dans l’expérience. Cependant, le bruit provenant des neutrinos Solaire est un facteur limitant pour cette technologie. Les collaborations KamLAND-Zen et son successeur KamLAND2-Zen (136Xe), SNO+ (130Te) et ZICOS (96Zr) travaillent sur cette technologie. L’emploi de scintillateurs inorganique est aussi à l’étude avec la collaboration CANDLES qui utilise des cristaux de CaF2 dont ils étudient la scintillation du 48Ca. L’intérêt de cet isotope est qu’il possède un Qββ de 4,27 MeV s’affranchissant des sources de bruit communes aux expériences à des énergies inférieures. Cette approche reste limitée par le coût de production des cristaux qui reste élevé. Le programme NEMO utilise une approche différente de l’ensemble des autres collaborations. Une source d’isotope présentant la désintégration double bêta sans émission de neutrino est étudiée par un ensemble de calorimètres qui réalisent le tracking des particules émises par les désintégrations. Cette technologie permet d’obtenir des informations topologiques extrêmement précises sur les électrons émis ce pour n’importe quel isotope. Il n’est cependant pas possible d’étudier de large quantité d’isotopes. Une dernière méthode consiste à employer des chambres à projection temporelle qui utilisent l’ionisation et la scintillation d’un isotope sous forme liquide ou gazeuse pour recueillir les événements provenant des isotopes étudiés. L’existence de ce double canal permet d’obtenir des informations topologiques permettant de rejeter le bruit de fond sur la base de la forme du signal. Il est possible d’étudier de grandes quantités d’isotopes en utilisant de grandes chambres ou un ensemble de chambres de taille plus restreintes. La difficulté principale résidant dans la purification de l’isotope employé et dans la fabrication de détecteur ayant les performances requises pour la détection. Il est possible de citer les expériences Exo-200 et nEXO étudiant du 136Xe sous sa forme liquide, NEXT étudiant la scintillation de Xénon 136 sous sa forme gazeuse. Enfin, la collaboration PandaX-III se propose d’étudier l’ionisation du Xénon 136 sous sa forme gazeuse à haute pression.
Le laboratoire souterrain de Jin-Ping
Le choix du laboratoire est d’une grande importance dans le cadre d’une expérience à bas bruit. En effet, ce choix implique de lourdes conséquences sur le bruit de fond ambiant auquel l’expérience sera soumise. L’expérience PandaX-III est située dans le laboratoire souterrain de Jin-Ping (CJPL). Il est situé dans la province du Sichuan en Chine, le long d’un barrage hydroélectrique creusé dans les montagnes du Jin-Ping et exploitant la rivière Yalong (Figure 2-2). Ce laboratoire possède des atouts pour la réalisation d’une expérience à bas bruit. Le laboratoire se situe 2400 mètres sous les montagnes du Jinping (Figure 2-3) ce qui lui permet d’obtenir un taux de radiations cosmiques de 1 muon/semaine/m2 grâce à l’atténuation naturelle de la roche le surplombant [28]. Ceci rend le laboratoire CJPL le laboratoire le plus profond du monde avec une profondeur de 6720 mètres équivalent eau [22]. Le laboratoire est de surcroît positionné dans une couche de marbre, une roche naturellement plus pauvre en radionucléides tels que Thorium 232 et l’Uranium 238 dont les chaînes de désintégrations sont problématiques dans la gestion du bruit de fond de l’expérience. Ces caractéristiques font du laboratoire souterrain de Chine Jinping un des laboratoires les mieux protégés au monde vis-à-vis des rayonnements extérieurs ce qui le rend idéal pour conduire une expérience à bas bruit telle que PandaX-III.
La radioactivité naturelle
La radioactivité naturelle des composants de l’expérience constitue une source potentiellement majeure de bruit pour l’expérience PandaX-III. Les rayonnements gammas issus des chaînes de désintégration du Thorium 232 (demi-vie de 1,4.10¹⁰ ans) et de l’Uranium 238 (demi-vie de 4,46.10⁹ ans) sont problématiques pour l’expérience PandaX-III à travers les désintégrations respectives du Thallium 208 et du Bismuth 214. Ils proviennent respectivement des chaînes de désintégration du Thorium 232 et de l’Uranium 238 et se désintègrent principalement par émission bêta moins (Figure 2-6). Le Thallium 208 se désintègre par émission bêta moins en un état excité du Plomb 208. Ce dernier se désexcite en émettant un rayonnement gamma de 2614 keV. Le Bismuth 214 se désintègre lui par émission bêta moins en un état excité du Polonium 214 qui se désexcite via un rayonnement gamma de 2448 keV. Ces rayonnements gammas ont ensuite une probabilité non nulle d’ioniser le mélange gazeux dans la TPC en y déposant tout ou une partie de leur énergie. Ces rayonnements gammas sont particulièrement problématiques puisque situés dans la région d’intérêt centrée sur ???, notamment celui provenant du Bismuth 214 dont l’énergie est à moins de 10 keV de ???.
Impact de la qualité du mélange gazeux
Le choix du gaz d’un détecteur Micromegas est un élément important dans sa conception. Les détecteurs sont généralement conçus pour être employés avec un gaz en particulier puisque les propriétés de celui-ci affectent les performances finales des détecteurs. Le choix d’un gaz pour une expérience est souvent l’élaboration d’un compromis entre les différentes propriétés du gaz en question : résolution en temps, résolution en énergie, efficacité de détection, coût, taux de claquage dans l’espace d’amplification, inflammabilité du gaz dans certains cas. Ce compromis dépend aussi fortement du but physique fixé pour chaque expérience. La plupart des mélanges gazeux sont basés sur l’emploi de gaz nobles. Leur couche de valence pleine leur confère des propriétés. En effet, les coefficients d’attachement électronique de ces gaz sont quasiment nuls, ils ne participent pas à des réactions chimiques au sein des composants des détecteurs, qui conduiraient à un vieillissement accéléré des détecteurs. Ils ont la propriété de présenter des gains importants en étant soumis à des champs électriques faibles (entre 300 V et 500 V). Cependant, l’amplification dans un gaz noble est instable. Le phénomène d’avalanche électronique émet des photons ultraviolets qui ionisent à leur tour le gaz et créent des avalanches secondaires non souhaitées. Ces avalanches peuvent mener à l’apparition de décharges électriques pouvant endommager les détecteurs. C’est pour cela que les gaz nobles sont additionnés de gaz polyatomiques. Leur rôle premier est d’empêcher l’apparition de ces avalanches électroniques secondaires en absorbant les photons ultraviolets. Ceci est rendu possible par la présence de nombreux modes d’excitation de rotation et de vibration de ces molécules qui absorbent rapidement ces photons. Cependant, ces gaz sont chimiquement réactifs. Leurs chaînes carbonées peuvent se polymériser entre elles ce qui dégrade la qualité de l’additif. Dans les Tableau 3-1 et Tableau 3-2 sont détaillés les principaux éléments utilisés dans l’élaboration des mélanges gazeux pour l’emploi de détecteurs Micromegas. La conception d’un mélange gazeux est cependant un sujet complexe qui demande à être étudié, simulé et testé en amont pour obtenir les performances souhaitées.
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Table des matières
Remerciement
Introduction
Chapitre 1. Nature du neutrino
1.1 Histoire des neutrinos
1.2 Oscillation et masse des neutrinos
1.3 La nature du neutrino, une physique au-delà du modèle standard
Chapitre 2. L’expérience PandaX-III
2.1 La collaboration PandaX-III
2.2 Design de l’expérience PandaX-III
Le laboratoire souterrain de Jin-Ping
Atteindre une expérience d’une tonne de Xénon
Un module et sa chambre à projection temporelle
2.3 L’importance du bruit de fond
Différentes sources
Contrôle du bruit de fond
2.4 Défis à relever
Chapitre 3. Les détecteurs Micromegas
3.1 Les Micromegas, une évolution des chambres à fils
3.2 Principes physiques
Principe de fonctionnement
Ionisation du mélange gazeux
Diffusion et dérive des électrons
Transparence électronique de la microgrille
Amplification du signal
Lecture du signal
Impact de la qualité du mélange gazeux
3.3 Différents types de Micromegas
Les Micromegas Bulk
Les Micromegas Microbulk
Les Micromegas pour PandaX-III
Comparatif des performances
3.4 Principe de lecture du signal
Lecture du Module de 140 kg de Xénon 136
Les cartes Front-End
Le circuit intégré AGET
Chapitre 4. Performances des détecteurs Micromegas
4.1 Les détecteurs Micromegas pour PandaX-III
Différentes versions d’un même détecteur
Indicateurs de performances
4.2 Mesure de la connectivité des pistes de lecture
4.3 Mesures globales
Le Gain
La résolution en énergie
Protocole de test
Inspection des performances piste par piste
Etude de la réponse des pixels du détecteur
Chapitre 5. Reconstruction des événements dans la TPC PandaX-III
5.1 Physique des événements
Physique dans la TPC PandaX-III
Chaîne d’analyse pour l’expérience PandaX-III
L’analyse à partir d’observables
5.2 Une nouvelle observable
Normalisation de la représentation de l’énergie des traces
Exploitation de l’observable
Calcul du discriminant de Fisher
Interprétation qualitative sur un exemple du fonctionnement du discriminant de Fisher
5.3 Performances
5.4 Limites du discriminant de Fisher
Chapitre 6. Impact des défauts des détecteurs Micromegas
6.1 Simulation des pistes défectueuses
6.2 Impacts des pistes défectueuses
Rappels sur les observables importantes de la reconstruction
Morcellement des traces
Importance de la taille du défaut
Impact sur le spectre en énergie des événements double bêta dans la région d’intérêt
Impact sur la méthode du discriminant de Fisher
6.3 Reconstruction de l’énergie perdue
Evaluation de la sévérité du défaut par de nouvelles observables
Réparation des événements
6.4 Conclusion sur l’effet des pistes désactivées
Impact sur la reconstruction
Limites admissibles
Conclusion
Bibliographie
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