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1 Questions ouvertes en physique des astroparticules Jacques Hassinski Laboratoire de l'accelerateur Lineaire IN2P3-CNRS et Universite de Paris-Sud, Orsay, France Cours donne a l'ecole de Physique des Particules de l'in2p3-cnrs Institut de Physique Nucleaire de Lyon - Villeurbanne, septembre 1997

2 Table des matieres 1 Que recouvre `La physique des astroparticules'? 1 2 Questions ouvertes 2 3 Le contexte d'astrophysique L'Univers observable : sa structure, son histoire (ordres de grandeurs) Grandes phases de l'histoire de l'univers Galaxies Generalites Formation Noyaux actifs de galaxies { Quasars Etoiles Formation Breve histoire d'une etoile Le Soleil Etoiles mortes Complements de physique des particules Antimatiere Supersymetrie Defauts topologiques Rayons cosmiques Quelques caracteres generaux du rayonnement cosmique Transport des RC (hadroniques) dans la Galaxie Equation generale du transport des RC Le modele de la bo^te qui fuit Quelques aspects des interactions des RC au cours de leur propagation Interaction des RC avec la matiere (MIG ou MIS) Interaction des RC avec le rayonnement Interaction des RC avec le champ magnetique Conclusion 30 1

3 Questions ouvertes en physique des astroparticules Jacques Hassinski Laboratoire de l'accelerateur Lineaire IN2P3-CNRS et Universite de Paris-Sud, Orsay, France Resume Ce cours est une introduction tres succincte a la physique des astroparticules. Il se limite a la presentation de quelques elements de base d'astrophysique et de physique des particules, choisis en fonction des cours plus approfondis qui l'ont suivi 1. Apres avoir indique ce que recouvre cette physique des astroparticules et les principales questions qui se posent aujourd'hui dans ce domaine de recherche, le contexte d'astrophysique est expose dans ses grandes lignes. Seulement trois points de physique des champs et particules sont abordes : la baryogenese, la supersymetrie et les defauts topologiques. La derniere partie est consacree aux interactions des rayons cosmiques et des photons de tres haute energie avec le milieu interstellaire et le milieu intergalactique. 1 Que recouvre `La physique des astroparticules'? La `physique des astroparticules' est aujourd'hui un secteur de recherche bien etabli, avec nombre de conferences et d'ateliers qui lui sont speciquement consacres, et une revue mensuelle : Astroparticle physics. Si ce champ de recherche est ne d'une extension et d'une diversication de la physique des rayons cosmiques, on constate qu'actuellement les conferences et publications de physique des astroparticules abordent un ensemble de themes sensiblement plus vaste { tout simplement parce que ces themes interessenta la fois les astrophysiciens et les physiciens des particules. Les astroparticules La physique des rayons cosmiques 2 au sens habituel du terme est celle des particules chargees provenant d'objets celestes plus ou moins eloignes, essentiellement les protons, les noyaux plus lourds et les electrons. Les `astroparticules' incluent, outre ces rayons cosmiques, les rayons, les neutrinos, les particules supersymetriques (il s'agit de la recherche de la plus legere d'entre elles), et des antiparticules : positrons, antiprotons, eventuellement les antiparticules et d'autres antinoyaux (carbone, oxygene...) s'il en existe. On peut considerer que le graviton gure lui aussi parmi les astroparticules, en tant que quantum des ondes gravitationnelles dont la detection est l'objet d'importants projets en cours de ralisation. 1 D'ou le caractere heterogene des sujets traites plus loin... 2 Au dela de l'atmosphere terrestre. Cette diversication de la nature des particules detectees ou recherchees s'accompagne d'une extension de leur origine : non seulement divers objets celestes, sans doute loin d'^etre tous denombres, sont des sources potentielles d'astroparticules, mais la matiere obscure `ambiante' fait partie elle aussi des sources possibles d'astroparticules. Le domaine d'energie explore dans ces recherches est particulierement vaste : il s'etend de quelques centaines de kev dans le cas des rayons, jusqu'a quelques ev dans le cas des protons ou des noyaux du rayonnement cosmique. Autres themes d'inter^et commun aux astrophysiciens et aux physiciens des particules Des raisons pratiques font que les energies que l'on peut esperer atteindre avec des accelerateurs sont bornees superieurement, de sorte que l'univers appara^t comme le laboratoire ultime de la physique des particules aux energies extr^emes, irremplacable lorsqu'il s'agit d'explorer le domaine qui s'etend de l'echelle de l'unication des interactions fondamentales ( GeV) jusqu'a celle de Planck ( GeV). De leur c^ote, les astrophysiciens ont besoin de conna^tre le spectre complet des constituants fondamentaux de la matiere, ainsi que les proprietes de toutes ces particules (masses, durees de vie, interactions mutuelles). A titre d'exemple, le fait que les masses des neutrinos soient encore mal cernees constitue une importante incertitude de la cosmologie 3. Physiciens des particules et astrophysiciens 3 Ne pas oublier qu'il y a P presque autant de neutrinos que de photons dans l'univers ( (n +n) =(9=11)n :) saveurs

4 sont ainsi amenes a collaborer pour chercher ensemble les reponses a un certain nombre de questions qui, pour la plupart, relevent de la cosmologie. Il s'ensuit que la physique des astroparticules englobe des themes de recherche tels que - la physique a l'echelle de Planck, - les transitions de phase qui ont marque l'histoire de l'univers, - la matiere obscure et la formation des grandes structures, - la baryogenese et la violation de CP. 2 Questions ouvertes Parmi les diverses questions qui se posent en physique des astroparticules, nous ne mentionnerons ici que celles susceptibles de recevoir une reponse dans un proche avenir ( une decennie). Viennent en t^ete trois questions particulierement importantes, a savoir : 1. Quelles sont la nature et la densite de la matiere noire? 2. Comment { et dans quel ordre { se sont formees les grandes structures de l'univers, a partir du plasma amorphe de l'univers primordial? 3. Les phenomenes physiques qui ont determine la nature et la structure de l'univers tel que nous l'observons aujourd'hui, impliquent-ils de la `physique nouvelle' par rapport aux trois modeles standards qui servent de reference dans ce domaine, a savoir le modele standard des particules, celui du Soleil, et celui de l'explosion d'un univers initialement chaud (Hot Big Bang)? Ces trois questions sont intimement liees. Toutes les trois amenent a investiguer, entre autres, les masses des neutrinos, l'hypothese de la supersymetrie ou celle d'une ination ayant marque le debut de l'histoire de l'univers. Elles sont ellesm^emes sous-tendues par d'autres questions, plus speciques. Parmi ces dernieres, on peut citer (sans chercher aetablir une hierarchie entre elles, ni a^etre exhaustif) : 1. Quelles sont les valeurs precises des parametres cosmologiques, notamment celles de la `constante' de Hubble : H 0 = _a=a, ou a est le parametre de l'expansion de l'univers, du parametre de deceleration: q 0 = ;aa=_a 2, de la densite de matiere rapportee a la densite critique : m = matiere = critique et de la constante cosmologique? 2. Quel est precisementlecontenu baryonique de l'univers, B? La theorie de la nucleosynthese conduit a n B =n ' (4:3 1:8) 10 ;10, ou n B (resp. n ) est le nombre de baryons (resp. de photons) par unite de volume, mais cette valeur repose sur des mesures de l'abondance primordiale de quelques noyaux legers ( 4 He, 3 He, 2 D, 7 Li), dont certaines sont encore controversees (notamment celles portant sur le deuterium). 3. Quelle est l'origine des rayons cosmiques les plus energetiques, et quels sont les mecanismes d'acceleration de ces rayons? 4. Pour ce qui est des neutrinos, outre la question de leurs masses, deux autres questions sont d'actualite: quelle est l'explication du decit de neutrinos solaires? Quelles sont les sources (autres que les supernovae) galactiques et extra-galactiques de neutrinos? 5. Quelles informations la detection directe d'ondes gravitationnelles apportera-t-elle? 6. Quelle est l'origine des sursauts? Ces derniers sont-ils revelateurs d'une nouvelle classe d'objets celestes? Les reponses a de telles questions font appel a un programme experimental tres diversie: detection de grandes gerbes atmospheriques, recherche de WIMPS, detection de neutrinos extragalactiques, mesures portant sur la duree de vie du nucleon, recherche d'eets de lentille gravitationnelle, observation du fond de rayonnement cosmologique, detection d'ondes gravitationnelles, recherche d'axions etc. 3 Le contexte d'astrophysique 3.1 L'Univers observable : sa structure, son histoire (ordres de grandeurs) Etant donne que l'universaun^age ni, (10 ; 15) 10 9 ans, et que la lumiere a une vitesse qui est ellem^eme nie, l'etendue de l'univers observable est limitee. Les objets les plus eloignes que nous puissions observer sont distants de nous (cf. la notion d'horizon x 3.2 plus loin) de 5000 Mpc (1 Mpc =10 6 parsec ' 3: annee-lumiere ' 3: m). 2

5 Mais ce n'est pas la totalite du domaine d'espace-temps limite parr < 500 Mpc et t < 10 a ans qui est observable. En dehors de notre voisinage immediat dans lequel nous pouvons observer des objets d'^ages tres divers, tels les meteorites ou les cometes, nous ne pouvons observer les objets lointains qu'a un ^age determine, xe par la distance m^eme de ces objets, les plus lointains etant observes aux dates les plus reculees. Cette structure de l'espace-temps observable est illustree sur la gure 1. Figure 2: Ajustement du rapport = n B=n aux abondances observees des noyaux legers formes pendant la nucleosynthese primordiale [2]. Figure 1: Structure spatio-temporelle de l'univers observable (d'apres Rees [1]). Les seules regions qui sont eectivement observables sont hachurees. Ce sont celles qui sont voisines soit de notre ligne d'univers, soit de notre c^one de lumiere (dans le passe). Le nombre total de baryons n Btot situes en deca de notre horizon peut ^etre estime. Etant donne que la determination directe du nombre moyen de baryons par m 3 est dicile (diverses composantes telles que les grands nuages moleculaires, l'hydrogene du milieu intergalactique, les etoiles mortes ou les naines brunes 1 sont encore mal connues), nous partirons du rapport = n B =n. La valeur de n est connue avec precision : m ;3, et pour le rapport, nous utiliserons la valeur donnee plus haut qui resulte de l'analyse de la nucleosynthese primordiale (cf. la gure 2 empruntee a T.Walker et al. [2]), soit ' 410 ;10.On obtient ainsi n Btot M^eme s'il ne s'agit la que d'un ordre de grandeur, il est remarquable que ce nombre total de baryons puisse ^etre estime. Aujourd'hui, ces baryons ne sont plus repartis uniformement dans l'univers : leur distri- 1 Il s'agit d'etoiles qui ne brillent pas du fait que leur masse est insusante ( < 10 ;1 masse solaire) pour que l'interaction gravitationnelle y ait amorce des reactions nucleaires. De telles naines brunes sont susceptibles de contenir un nombre de baryons comparable, voire superieur a celui des baryons contenus dans les etoiles lumineuses. bution est fortement structuree. Cette structuration resulte d'eets antagonistes : ceux de l'attraction universelle d'une part, qui tendent a generer des effondrements, par exemple l'eondrement des grands nuages moleculaires, et d'autre part les eets combines de l'energie cinetique et de la pression : pression due aux photons, pression inherente aux gaz ou aux plasmas chauds { ce qui n'est qu'une autre facon de prendre en compte l'energie cinetique { ou pression de gaz degeneres (gaz de fermions : electrons ou nucleons). Les elements preeminents de cette structuration sont les galaxies. On les observe souvent regroupees en amas, amas dont la taille varie de quelques unites a 10 3 galaxies, et les amas sont eux-m^emes structures en super-amas se presentant tant^ot sous forme de laments, tant^ot sous forme de murs avec, entre eux, des domaines tres pauvres en galaxies, analogues aux bulles d'une mousse (voir la gure 3). En allant vers les echelles plus reduites, on observe les etoiles { les galaxies en comprennent typiquement { qui, elles m^emes, font frequemment partie de systemes binaires ou multiples 2, et qui sont susceptibles d'^etre au centre d'un systeme planetaire. A noter enn qu'une fraction des baryons constituent de grands nuages encore peu aectes par un eondrement gravitationnel. Les ordres de grandeur des dimensions de cette hierarchie de structures sont indiques dans le tableau 1. 2 On estime qu'approximativement uneetoile sur deux de la sequence principale (cf. x plus loin) appartient a un tel systeme. 3

6 Figure 3: Repartition spatiale des galaxies dans l'hemisphere galactique nord telle qu'elle resulte d'un releve eectue par le Lick Observatory. Plus d'un million de galaxies ont ete recensees dans ce releve (Seldner [3]). structure superamas de galaxies amas de galaxies galaxies dimensions Mpc 10 Mpc halos Mpc partie lumineuse 30 kpc Tableau 1: Dimensions typiques des structures observees dans l'univers. Celle-ci entra^ne une inhomogeite de la repartition de la matiere, inhomogeite dont le degre depend de l'echelle a laquelle on l'observe. Considerons une sphere de rayon r localisee au hasard dans l'univers. Soit M la valeur moyenne de la masse de matiere qu'elle contient, et M l'amplitude des uctuations de M lorsque le centre de cette sphere est deplace au hasard. Le tableau 2 indique l'ordre de grandeur des uctuations relatives M=M en fonction de r. La distribution statistique de ces uctuations (gaussienne? autre? ) n'est pas encore etablie. On notera que l'univers appara^t quasihomogene a l'echelle de 1000 Mpc. Toutefois, les in- 4

7 homogeneites qui subsistent encore a cette echelle generent par eet gravitationnel des vitesses particulieres par rapport au ot de Hubble (et donc, aussi, par rapport au fond de rayonnement cosmologique) dont l'ordre de grandeur est p 10 ;5 c, soit 1000 km s ;1. A titre d'exemple, la vitesse du systeme solaire par rapport au fond de rayonnement cosmologique est 369:5 3:0 kms ;1. r 10 Mpc M=M 1 r 100 Mpc M=M 0:01 { 0:1 r 1000 Mpc M=M < 10 ;5 Tableau 2: Fluctuations de la densite de l'univers en fonction de l'echelle d'observation. 3.2 Grandes phases de l'histoire de l'univers Dans la suite, l'indice 0 indiquera qu'il s'agit de la valeur actuelle d'un parametre qui evolue avec l'^age de l'univers, t representera l'^age de l'univers, a le facteur d'echelle de l'expansion cosmologique (a 0 = 1), r la temperature du rayonnement present dans toutes les regions de l'univers, m la temperature de la matiere, r la densite d'energie du rayonnement, m la densite de la matiere, z = = le decalage vers le rouge du rayonnement emis par un corps en mouvement derecession par rapport a lavoie Lactee. Rappelons que 1+z = recu = emis = a 0 =a =1=a. On distingue trois modes principaux 1 d'evolution de l'univers. Les expressions qui suivent sont donnees dans le cas d'un univers euclidien, c'est-a-dire : k (le terme caracterisant le type de courbure qui appara^t dans la metrique d'espace-temps de Robertson-Walker) = 0, ou encore = Epoque dominee par le rayonnement La matiere est alors relativiste, et on peut considerer que l'univers se comporte comme un gaz ideal chaud. Dans ces conditions, la pression p est xee par la densite totale = r + m, et l'on a : p = 1 3 a(t) / t 1=2 r = m / a ;1 / t ;1=2 / a ;4 : 1 Sans compter le mode d'expansion qui prevaudrait si le contenu en matiere de l'univers etait negligeable. 2. Epoque dominee par la matiere (non relativiste) Pendant une telle epoque, la pression est negligeable. Il s'ensuit que les parametres de l'univers evoluent de la facon suivante : a(t) / t 2=3 r / a ;1 / t ;2=3 r / a ;4 m / a ;3 : 3. Epoque dominee par l'energie du faux vide Une telle epoque est caracterisee par l'existence d'une pression negative. Cette particularite fait que le facteur d'echelle a cro^t exponentiellement. Au cours d'une telle epoque : p = ; =constante, a(t) / e Ht, ou H = _a=a = constante est le parametre de Hubble. Etant donne qu'une valeur non nulle de la constante cosmologique correspond aussi a une pression negative, une expansion exponentielle prevaut egalement lorque l'evolution de l'univers est dominee par : p =3 a(t) / e t : En dehors d'une hypothetique epoque d'ination, l'univers a connu deux epoques : une epoque relativement breve ( s) dominee par le rayonnement, puis une epoque de 10 a ans dominee par la matiere. La distance parcourue jusqu'a aujourd'hui (date t 0 ) par un signal lumineux emis juste apres la periode d'ination (dans l'hypothese ou celle-ci a eu lieu), lorsque l'^age de l'univers etait t e, est la `distance de l'horizon' actuelle 2, d H.Enneretenant que la periode dominee par la matiere, cette distance vaut d H = a(t 0 ) R t 0 t e cdt 0 a(t0 ) 3ct 0 du fait que a(t) / t 2=3 et que t e << t 0. La gure 4 montre quel est le decalage vers le rouge, z, d'un rayonnement emis lorsque l'univers avait un certain ^age, t, porte en abscisse, en faisant l'hypothese que notre Univers a, aujourd'hui, ans et que = 1. Le tableau 3 presente les principales transitions qui ont marque l'histoire de l'univers. 2 Un autre choix de t e pourrait ^etre fait. 5

8 nature de la transition implications r a date Epoque de Planck La gravite devient forte et quantique GeV 10 ;44 s Ination `Taille' de l'univers e 60 quelque part entre 10 ;44 et 10 ;35 s Transition de phase du vide Symetrie GUT brisee GeV 10 ;35 s G ;! SU(3) SU(2) U(1) Transition de phase electrofaible Les W et les Z acquierent une masse 1TeV 10 ;16 10 ;11 s du vide Symetrie chirale brisee Les quarks forment les hadrons 200 MeV 10 ;12 10 ;5 s ( QCQ ) Decouplage des L'Univers devient transparent aux 1 MeV 10 ;10 10 ;1 s Le nombre de neutrons baisse par suite de leurs desintegrations Annihilation des e + Disparition des e + 1 MeV 10 ;10 10 ;1 s Nucleosynthese Synthese de : 2 H, 3 He, 4 He, 7 Li 0:1 MeV 10 ;9 a10 ;8 1sa10 2 s Les neutrons sont stabilises au sein de noyaux DOMINATION RAYONNEMENT 1eV 10 ; s ;! DOMINATION MATIERE Decouplage des photons Les atomes se forment. L'Univers 0:3 ev 10 ; ans devient transparent aux photons Derniere diusion des photons du fond de rayonnement cosmologique Les premieres galaxies se forment 10 ;3 ev 0:2 a0:3 Periode d'activite maximale 0:3 des quasars Epoque actuelle 2:35 10 ;4 ev 1 (10 ; 15) 10 9 ans Tableau 3: Grandes transitions ayant marque l'histoire de l'univers. Ni la periode de la baryogenese, ni celle de la re-ionisation du gaz intergalactique ne gurent dans ce tableau, du fait que les epoques auxquelles elles ont pris place sont tres incertaines (5 <z<10 3 pour la seconde). date d'émission du rayonnement (ans) 14 x x x x x x x ,5 1 1,5 2 2,5 3 3,5 4 4,5 5 décalage vers le rouge z Figure 4: Date t de l'emission d'un rayonnement en fonction de son decalage vers le rouge z (modele standard, =1, t 0 = ans). Precisons que le facteur d'echelle de l'expansion de l'univers a(t) et la temperature du rayonnement r (t) sont relies par la relation a(t) = 2:35 10 ;4 = r (t), ou r est exprimee en ev. 3.3 Galaxies Generalites Les galaxies constituent les objets fondamentaux de l'univers. L'Univers observable en contient de l'ordre de a Leurs masses varientde 10 7 masses solaires (M ) pour les plus petites a10 13 M pour les plus massives d'entre elles, une valeur typique etant M. Leurs dimensions sont de l'ordre de quelques dizaines de kpc pour la partie lumineuse, mais elles comprennent aussi des halos obscurs qui, eux, sont de 5 a 10 fois plus etendus. En fait les galaxies ne presentent pas une morphologie unique, comme le montre la gure 5. Leur classication distingue (en simpliant au maximum) : - Les galaxies spheriques ou elliptiques qui constituent 55% du nombre total de galaxies. Outre leur forme, elles sont caracterisees par le fait qu'elles contiennent peu de gaz et peu de poussieres, et qu'elles comprennent de nombreuses etoiles rouges (etoiles vieilles). - Les galaxies spirales qui constituent 35% de la totalite. Ce groupe se subdivise lui-m^eme 6

9 Figure 5: Principaux types de galaxies : (1) spirale, (2) spirale barree, (3) elliptique, (4) lenticulaire, (5) et (6) irregulieres (Longair [4]). en deux sous-groupes : les galaxies spirales normales, et les galaxies barrees. Les galaxies spirales sont constituees essentiellement (i) d'un bulbe a symetrie spherique, (ii) d'un disque en rotation et (iii) d'une composante `spherode' de plus grande extension dans la direction normale au disque. Les bras spiraux sont le siege d'une formation continue d'etoiles. La gure 6 illustre la structure de la Voie Lactee. - Les galaxies irregulieres qui constituent 10% de la totalite. Ce dernier groupe n'est pas homogene. Il comprend, entre autres, des galaxies generees par des cataclysmes cosmiques (collisions entre galaxies). On trouve aussi dans ce groupe des galaxies qui contiennent beaucoup de gaz et de poussieres Formation Malgre le fait que la distribution des masses des galaxies presente une dispersion relativement importante, il emerge de cette distribution un ordre de grandeur dont l'origine est dicile a etablir, et ce pour deux raisons. La premiere est que la nature des inhomogeneitesqui ont amorce la formation des galaxies est encore inconnue. Les deux hypotheses les plus communement avancees sont (i) des uctuations quantiques qui se seraient developpees au cours de la periode d'ination, ou (ii) l'existence de cordes cosmiques (cf. x 4.3 plus loin). La seconde raison est que la matiere obscure a d^u jouer un r^ole essentiel dans le processus d'eondrement gravitationnel qui a conduit a la formation des galaxies, et la nature de cette matiere obscure est, elle aussi, encore inconnue. 7

10 nement, 1 kt gaz = gaz f(t ), ou k est la constante de Bolztmann et f(t ) est une fonction qui est determinee par les caracteristiques atomiques du gaz du nuage, et une seconde constante de temps, 2 (G N gaz ) ;1=2 ou G N est la constante de Newton, qui caracterise l'evolution temporelle de l'eondrement d'une boule de gaz sur elle-m^eme lorsque seules les forces d'attraction universelle sont prises en compte ( 2 est la constante de `chute libre'). Selon les valeurs relatives de 1 et de 2, les etoiles se forment plus ou moins t^ot au cours de l'eondrement du nuage initial, et ceci pourrait ^etre a l'origine des dierences entre galaxies elliptiques et galaxies spirales. Figure 6: Structure en spirale de la Galaxie telle qu'elle decoule d'observations optiques (cercles) et radio (carres) de regions dans lesquelles se trouve de l'hydrogene ionise (Georgelin [5]). De facon tres qualitative: les galaxies { et les etoiles en leur sein { se forment par suite de l'eondrement sur eux-m^emes de grands nuages gazeux lorsque leur temperature a susamment decru. Ces nuages presentent de grandes inhomogeneites de densite et de temperature qui, sans doute, sont a l'origine d'une fragmentation precoce en globules de gaz. Lorsque ces globules `tombent' les uns sur les autres, la conservation du moment cinetique conduit a la formation d'un disque (voir le schema de la gure 7). Les etoiles qui se forment relativement t^ot au cours de cet eondrement conservent la composante de leur quantite de mouvement qui est perpendiculaire au plan du disque : ce sont elles, probablement, qui constituent le spherode. L'eondrement des globules s'accompagne d'une forte dissipation d'energie, l'energie cinetique etant convertieenrayonnement. Il s'ensuit que deux constantes de temps interviennent de facon essentielle dans la dynamique de ce processus : une premiere, 1, qui caracterise la dissipation d'energie par rayon- Figure 7: Eondrement gravitationnel d'un nuage gazeux en rotation lente sur lui-m^eme [1]. L'energie associee aux mouvements internes du gaz se dissipe progressivement au cours de la contraction du nuage, et celui-ci prend nalement la forme d'un disque par suite de la conservation du moment cinetique. Une premiere description quantitative des instabilites d'origine gravitationnelle au sein de grands nuages gazeux a ete faite par James Jeans en Cette etude conduit a un critere d'instabiliteenonce dans le x plus loin. Etantdonne que dans le cas de la formation des galaxies l'expansion de l'univers doit ^etre prise en compte, ce qui complique l'analyse, celle-ci n'est pas abordee ici Noyaux actifs de galaxies { Quasars On distingue plusieurs familles de galaxies presentant un `noyau actif', notamment les galaxies de Seyfert (galaxies spirales), et les radiogalaxies (elliptiques). De tels noyaux actifs ont des dimensions comparables a celles de notre systeme solaire. Leur rayonnement extr^emement intense ne provient pas d'etoiles. Dans les cas extr^emes, celui des quasars, la luminosite est considerablement superieure a celle des etoiles de la galaxie h^ote. 8

11 Il semble que la periode d'activite d'un quasar soit relativement courte( < 10 9 ans). L'energie totale emise pendant cette periode peut depasser l'equivalent de10 7 M. Plusieurs milliers de quasars ontete identies 1. Le plus proche est a une distance de 500 Mpc de la Voie Lactee, et le plus lointain qui ait ete observe presente un decalage vers le rouge z =4:9, ce qui implique que la lumiere que nous recevons a ete emise par un tel objet lorsque l'^age de l'univers etait environ 1/15 de son ^age actuel. Il appara^t que le pic d'activite des quasars se situe pour des valeurs de z comprises entre 2 et 2:5. Un tel decalage vers le rouge correspond a t t 0 =5. La `taille' de l'univers etait alors environ le 1/3 de ce qu'elle est aujourd'hui. A cette epoque, il y avait de l'ordre de 1 quasar pour 10 2 galaxies, alors qu'actuellement il y a moins de 1 quasar pour 10 5 galaxies. La population des quasars a donc rapidement decr^u entre z =2etz =0. La source de cette extraordinaire emission d'energie n'est pas d'origine nucleaire elle est de nature gravitationelle. Son interpretation met en jeu des trous noirs tres massifs, de 10 6 a10 9 M, sur lesquels de la matiere voisine s'accrete a untaux considerable. 3.4 Etoiles Formation Divers processus sont susceptibles de declencher la formation d'etoiles au sein de grands nuages moleculaires, notamment des interactions entre galaxies voisines (eets de maree gravitationnelle), des explosions de supernov, ou des ondes de densite. Ces dernieres sont a l'origine des bras que presentent les galaxies spirales. La condensation en etoiles d'un grand nuage moleculaire peut aussi prendre place sans perturbation exterieure, simplement par suite d'instabilites dont la theorie a ete etablie par J. Jeans. Un nuage de densite et de pression (ou de temperature) donnees devient instable sous l'eet des forces d'attraction universelle lorsque ses dimensions depassent un certain seuil. Ces forces d'attraction universelle font que la vitesse de propagation d'une onde acoustique au sein d'un nuage depend de la longueur d'onde de l'onde. Plus precisement, il existe une relation de dispersion! 2 =(2=) 2 c 2 s ; 4G N qui lie la pulsation! de l'onde et la longueur d'onde, dans laquelle c s est la vitesse du son calculee en 1 Le Palomar Digital Sky Survey en recensera plus d'un million dans les trois annees a venir. negligeant les eets gravitationnels. est la masse volumique du nuage. Il s'ensuit que pour >c s 2 ou 2 =(G N ) ;1=2 (cf. x plus haut)! devient imaginaire et l'amplitude de la perturbation cro^t exponentiellement au cours de sa propagation. A cette valeur seuil de la longueur d'onde, J, correspond une masse dont l'ordre de grandeur est M Jeans (4=3) 3 J, au dela de laquelle le nuage s'eondre sous l'eet des forces gravitationnelles. De facon generale, c 2 s = dp d,ou P est la pression qui regne dans le uide. Pendant l'epoque dominee par le rayonnement, P = c 2 =3 il s'ensuit que c s = c= p 3 ou c est la vitesse de la lumiere. Dans le cas d'un nuage d'hydrogene, c s = q P ou est le rapport des chaleurs speciques CP C V, qui vaut 5/3 pour un gaz monoatomique et 7/5 pour un gaz diatomique. Malheureusement l'utilisation de l'expression de M Jeans dans le cas de la formation des etoiles au sein de nuages moleculaires est ambigue du fait que les densites et les temperatures observees varient dans de larges proportions d'un nuage a un autre, et au sein m^eme d'un nuage (cf. x 5.3.1). Selon les valeurs retenues pour ces deux parametres, les valeurs obtenues pour M Jeans varient 2 de 20 a M.Etant donne que M Jeans est une fonction decroissante de la densite, on est conduit asupposer que le nuage se fragmente progressivement au fur et a mesure que sa densite cro^t Breve histoire d'une etoile Les etoiles se caracterisent en premier lieu par leur luminosite L, qui est souvent rapportee a celle du Soleil (L ), et par leur `couleur'. Celle-ci est directement liee a la temperature de surface de l'etoile elle s'obtient en comparant laluminosite de l'etoile mesuree avec deux ltres dierents, l'un bleu et l'autre rouge. Lorsque l'on porte, dans un diagramme dit de Hertzsprung-Russel (ou H-R), la couleur en abscisse et la luminosite en ordonnee, les points representatifs d'un grand nombre d'etoiles, ceux-ci ne se repartissentpasau hasard. Si l'on a aaire a une population `standard' d'etoiles, la majorite des points viennent se placer sur la sequence principale indiquee sur la gure 8. Les etoiles se positionnent dans cette bande en fonction de leur masse M les plus massives d'entre elles { et les plus lumineuses { se trouvent enhaut et a gauche de cette bande. Les etoiles passent la majeure fraction de leur vie dans la bande de la sequence principale. Le So- 2 Pour une temperature de nuage de 10 K, on a M Jeans = M lorsque la densite est de atomes d'hydrogene par m 3. 9

12 leil, par exemple, y passera un total de annees. En gros, la relation entre luminosite et masse sur la sequence principale est decrite par L / M ou ' 5 pour des etoiles de masses comparables a celle du Soleil. Il s'ensuit que la periode pendant laquelle les etoiles restent surlasequence principale (avant d'evoluer vers des etats presentant des instabilites) est proportionnelle a M ;(;1) ' M ;4. Cette periode decro^t donc tres rapidement lorsque M cro^t. celle-ci traverse la phase de nebuleuse planetaire, phase qui s'acheve par l'eondrement du cur de l'etoile. Par la suite, devenue une `naine blanche', l'etoile se refroidit selon la loi de Stefan (puissance dissipee par rayonnement / 4 )quidetermine donc la n de la trajectoire du point representatif dans le diagramme H-R. Les etoiles de masses superieures a 4 M ne nissent pas leur vie sous forme de naine blanche, mais explosent sous forme de supernov (voir plus loin). Figure 9: Schema illustrant l'evolution d'une etoile de masse M dans le diagramme luminosite{ temperature (d'apres Michalas et Binney [6]). Figure 8: Diagramme Hertzsprung-Russel (luminosite versus temperature) de plus de etoiles voisines du systeme solaire observees par Hipparcos (document ESA). Le Soleil est represente par son symbole (). Les etoiles passent la majeure partie de leur vie sur la `sequence principale'. Quand une fraction substantielle de leur hydrogene est consomme, les etoiles quittent cette sequence principale et parcourent la branche des geantes rouges (cf. texte et gure 9). La gure 9 montre le cheminement ulterieur d'une etoile de masse M. Lorsque qu'une fraction substantielle de l'hydrogene 1 aete transmute en helium, le point representatif monte pour se placer dans l'amas de points correspondant aux geantes rouges. Il circule ensuite sur la `branche horizontale' sur laquelle il est susceptible de faire plusieurs aller et retour. Cette evolution s'accompagne d'instabilites qui se manifestent par l'ejection des couches externes de l'etoile. C'est le cas, notamment, lorsque 1 Soit 15 %, ce qui correspond a un quasi-epuisement de l'hydrogene situe dans le cur de l'etoile. La gure 10 montre la composition, la temperature et la densite interieures d'une etoile a un stade d'evolution beaucoup plus avance que celui du Soleil Le Soleil Le Soleil est une etoile banale, de masse plut^ot modeste (rappelons que la limite d'ignition nucleaire d'une etoile se situe a 0:08M ). Fiche signaletique : ^age : 4: ans, M = kg, R =710 8 m, densite: 1:4 gcm ;3,periode de rotation : 27 jours en moyenne (avec des variations de 10% selon la latitude), L =3: W. Cette luminosite correspond a la combustion nucleaire de tonnes de matiere par seconde. La temperature du cur est coeur ' K, et celle qui regne a la surface est surface = 5780 K. La gure 11 presente la structure du Soleil. Sa composition est la suivante (en masse) : 72% H, 25% He, et d'autres elements sont presents en quantites bien moindres : carbone et oxygene, et aussi N, Ne, Mg, Si, Fe... 10

13 { qui n'est pas celle d'un dip^ole (cf. x plus loin). Lorsqu'on s'eloigne de la surface, cette structure est largement determinee par l'existence du vent solaire. Rappelons enn que le Soleil emet : - de la lumiere, - le vent solaire (ejection de H, He...a des vitesses de plusieurs centaines de km/s) qui se propage jusqu'aux conns du systeme solaire, - des neutrinos. Figure 10: Schema illustrant la structure interne, en `oignon', d'une etoile ayant consomme une large fraction de son combustible nucleaire (d'apres Kippenhahn et Weigert [7]). Des valeurs typiques de la densite (en g=cm 3 ) et de la temperature (en K) de chacune des couches sont indiquees le long de l'axe horizontal. m=m represente la fraction de la masse totale de l'etoile contenue dans une couche donnee. Figure 11: Schema de la structure du Soleil. L'energie est produite par des reactions nucleaires prenant place dans le cur de l'etoile. Les photons transportent cette energie vers la surface du Soleil jusqu'a 0:85 R. Le transport sur les derniers 0:15 R resulte de mouvements de convection. La photosphere et surtout la couronne solaire sont echauees par l'energie acoustique generee dans la zone de convection. C'est une etoile magnetique, dont les p^oles s'inversent tous les 11 ans en moyenne. Le champ magnetique a sa surface a une structure complexe Les protuberances sont de gigantesques bouees de plasma ejectees qui, parfois, retournent a la surface du Soleil. Dans annees, le Soleil deviendra une geante rouge Etoiles mortes Lorsque toute activite nucleaire cesse dans une etoile, celle-ci evolue rapidement, sous l'eet de la gravitation, vers un etat d'etoile morte. Selon sa masse, l'etoile meurt sous l'une ou l'autre des trois formes suivantes : soit celle de naine blanche dans laquelle l'eondrement gravitationnel est stoppe par la pression que fournit le gaz d'electrons degenere, soit celle d'etoile a neutrons dans laquelle c'est le gaz de neutrons degenere qui equilibre les forces gravitationnelles, soit l'etoile nit sa vie sous forme de trou noir qui est l'etat ultime auquel peut conduire l'eondrement gravitationnel. De facon plus precise, le parametre qui determine l'etat dans lequel nira une etoile n'est pas la masse initiale de cette etoile, mais celle qui lui reste apres qu'elle ait evolue et traverse un certain nombre d'instabilites au cours desquelles ses enveloppes exterieures sont ejectees (cf. x plus haut). Ceci etant, une etoile dont la masse initiale est inferieure a 8 M nit `normalement' sous forme de naine blanche. Les naines blanches ont une masse inferieure a 1:4 M (voir plus loin la limite de Chandrasekhar), un rayon de l'ordre de 10 4 km et une masse volumique comprise entre 10 5 et 10 6 gcm ;3. Pour une etoile dont la masse initiale est superieure a 8 M mais ne depasse pas quelques dizaines de M, sa n la plus probable est sous forme d'une etoile a neutrons dont la structure interne est schematisee sur la gure 12. Une telle etoile a une masse M relativement bien denie : 1:4 M <M<3 M,unrayon R d'environ 10 km, et une masse volumique gcm ;3. La reduction du rayon r qui accompagne la formation d'une etoile a neutrons est considerable. Or 11

14 cette reduction se fait avec conservation du moment cinetique et conservation du ux magnetique qui est en quelque sorte gele dans le plasma ionise, entra^nant une variation du champ magnetique selon B / r ;2. Il s'ensuit que les etoiles a neutrons ont en general une periode de rotation tres courte ( 1 s) et qu'elles peuvent posseder un champ magnetique extr^emement eleve (10 6 ; 10 9 T). Une fraction de l'energie cinetique presente initialement est convertie en energie magnetique au cours de l'eondrement. Uneetoile dont la masse initiale est de quelques dizaines de M ou plus est susceptible de former un trou noir a la n de sa vie. A partir du taux moyen d'explosions de supernov dans une galaxie, on peut estimer que le nombre total d'etoiles a neutrons que comprend la Galaxie est (5 ; 10) Le rapport : nombre d'etoiles a neutrons/nombre de trous noirs est encore tres incertain. Il pourrait se situer entre 50 et 100. Une telle estimation conduit a supposer que la Voie Lactee comprend de 10 6 a10 7 trous noirs { mais il se pourrait qu'il y en ait davantage. 4.3 x kg m- 3 2 x kg m x Kg m- 3 Inner crust : nuclei, electrons, superfluid neutrons Superfluid neutrons, Superfluid protons, normal electrons? 9.7 Km 0.6 Km 0.3 Km? π condensate?? neutron solid?? quark mtter? Figure 12: Modele representant la structure interne d'une etoile a neutrons de masse 1:4 M (d'apres Shapiro et Teukolsky [8]). Attention au fait que ce schema n'est pas fait a l'echelle. La phase superuide est essentiellement composee de neutrons. La `croute' situee immediatement sous la surface contient des noyaux riches en neutrons, tels que 62 Ni, 80 Zn, 118 Kr. Limite de Chandrasekhar Il existe une limite superieure a la masse M d'une naine blanche, qui a d'abord ete calculee par Chandrasekhar. De m^eme, il existe une limite superieure a la masse d'un etoile a neutrons. Ces limites proviennent du fait que la pression du gaz degenere de fermions (electrons ou neutrons selon le cas) doit equilibrer les forces d'attraction universelle. Cette limite peut ^etre calculee en ecrivantquel'energie du gaz de Fermi est egale a l'energie potentielle gravitationnelle. Dans le cas des naines blanches, le gaz de Fermi est celui des electrons. La densite d'energie d'un tel gaz est 2hcne 4=3 ou n e est la densite des electrons. On a donc n e = N e =((4=3)R 3 ), ou Restlerayon de l'etoile et N e le nombre total d'electrons qu'elle contient. Lorsque plusieurs cycles de transmutation ont pris place, N e ' M=2m proton.onendeduit W Fermi =2hc(3M=(8m proton )) 4=3 4=(3R). Quant a l'energie gravitationnelle totale de l'etoile, W grav:, elle se calcule comme l'energie electrostatique d'une distribution de charges electriques reparties uniformement dans une sphere, et l'on obtient W grav: =3G N M 2 =(5R). On observe que W Fermi et W grav: ont la m^eme dependance en R, de sorte que la condition d'equilibre est independante de ce parametre : elle ne porte que sur la masse M de l'etoile, dont lavaleur maximale vaut M limite ' 0:7(hc=G N ) 3=2 (1=m 2 p ) ' kg, ' 1:5 M. Supernov Rappelons tout d'abord ce que sont desnov : les nov revelent l'explosion d'une couche relativement mince de matiere a la surface d'une etoile compacte evoluee. Une telle explosion prend place dans un systeme binaire [geante rouge{naine blanche] dans lequel de la matiere provenant de la geante rouge s'accrete sur la naine blanche. La temperature de surface s'eleve localement pour atteindre 0:1 a 0: degres, provoquant un emballement thermonucleaire. La luminosite del'etoile compacte est alors multipliee par un facteur 10 4 a10 6. Une supernova est une explosion disruptive d'etoile. Dans ce cas, l'accroissement de luminosite de l'etoile atteint 10 6 a10 9.Dansune galaxie `typique', la frequence d'apparition de supernov est d'une explosion tous les 25 a 100 ans. L'energie liberee par une telle explosion est de l'ordre de erg (10 46 joule). L'essentiel de cette energie est emportee par les neutrinos produits environ 1% appara^t sous forme d'energie cinetique des fragments ejectes a des vitesses pouvant atteindre km/s. 12

15 On notera que J L ^age de l'univers 100! L'etude de la variation de la luminosite des supernov en fonction du temps et celle des spectres de la lumiere emise revelent que les etoiles qui explosent ainsi ne sont pas toutes du m^eme type et que, correlativement, la dynamique de l'explosion n'est pas unique. Une classication des supernov (SN) a ete etablie sur la base des raies (d'absorption pour la plupart) observees dans leur spectre (voir gures 13 et 14). caracterisees par la presence additionnelle d'une raie d'absorption du Si ionise. Les SN Ib et SN Ic (outre l'absence de cette raie du Si) se distinguent par la presence (cas des SN Ib) d'une raie d'absorption due a de l'he, raie absente dans le cas des SN Ic. Enn le groupe des SN II se subdivise lui-m^eme en sous-groupes sur la base de la forme de la courbe de luminosite en fonction du temps et de la valeur maximale atteinte par cette courbe, comme cela est illustre par la gure 15. Figure 13: Classication de base des supernov en fonction des caracteristiques de leurs spectres pris au voisinage du pic de leur luminosite (d'apres [9]). Figure 15: Courbes de luminosite de supernov de type Ia, Ib, II-L, II-P et SN 1987A (Wheeler et al. [11]). La sequence des principales phases d'une supernova (voir gure 16) est la suivante : (i) eondrement du cur de l'etoile sous l'eet des forces gravitationnelles, (ii) rebondissement du cur, (iii) generation d'une onde de choc qui, combinee au dep^ot d'energie provenant du ot de neutrinos, provoque l'explosion, (iv) formation d'une etoile a neutrons. Figure 14: Quatre spectres de supernov montrant les diverses raies d'absorption qui caracterisent le type de chacune d'elles (d'apres [10]). Les SN de type I se distinguent par l'absence de raies d'hydrogene alors que de telles raies sont presentes dans les spectres des SN II. Les SN Ia sont Figure 16: Principales phases d'une supernova (Burrows [12]). 13

16 Dans une telle onde de choc, le temps moyen qui separe deux collisions nucleaires est tres inferieur aux durees de vie typiques de noyaux radioactifs, qui sont de l'ordre de minutes ou d'heures. Il s'ensuit que des reactions impliquant des noyaux radioactifs entrant en collision avec des nucleons ou des particules jouent un r^ole important, notamment les `processus r' (rapid neutron capture nucleosynthesis). SN Ia Ce sont les plus brillantes des SN, et celles dont les courbes de luminosite presentent le moins de dispersion. Leur spectre comprend deux raies voisines d'absorption du Si II (Si une fois ionise) dont la longueur d'onde moyenne se situe a 6355 A,decalees vers le bleu par la vitesse d'ejection de l'enveloppe de la SN. Cette vitesse est typiquement de a km/s. Il est generalement admis que le progeniteur est une naine blanche composee essentiellement de carbone et d'oxygene (en quantites a peu pres egales) appartenant a un systeme binaire. Par accretion de matiere, la naine blanche atteint progressivement la masse limite M lim =1:4 M {d'ou le caractere reproductible de la courbe de lumiere. De telles SN sont observees principalement, mais pas exclusivement, dans des galaxies spirales. Etant donne que leur maximum de luminosite est reproductible, ces SN Ia presentent un tres grand inter^et pour etudier la geometrie de l'univers. SN II Il s'agit de l'explosion d'etoiles qui ont retenu une enveloppe d'hydrogene. Elles ne sont observees que dans les galaxies spirales (le plus souvent dans un bras ou pres d'un bras). La vitesse d'expansion observee varie dans de grandes limites. Les progeniteurs des SN II sont des etoiles evoluees de masse 8 M et plus. Une telle etoile s'eondre gravitationnellement sur elle-m^eme lorsque son combustible nucleaire est epuise. La diversite des courbes de lumiere reete celle des progeniteurs. Ces explosions peuvent conduire a la formation d'une etoile a neutrons ou a celle d'un trou noir. Trous noirs Comme indique plus haut, l'eondrement gravitationnel d'etoiles de masse initiale de l'ordre de 20 M ou plus conduit a des trous noirs dont la masse varie de quelques M a10m. Les proprietes caracteristiques des noyaux actifs de galaxies s'interpretent en supposant qu'il existe des trous noirs beaucoup plus massifs (10 6 ; 10 9 M ) localises aux centres de galaxies. Il n'est pas exclu qu'il y ait un trou noir au centre de la plupart des galaxies. Leur formation aurait pris place lorsque l'univers avait moins de 2 ou 3 milliards d'annees. Trous noirs a symetrie spherique De tels trous sont entierementdenis par leur rayon de Schwarzschild : R Schwarzschild =2G N M=c 2 ' 3M=M (km). Ce rayon ne constitue pas une singularite physique. La matiere qui tombe dans le domaine r < R S ne peut plus en ressortir pour un observateur exterieur, l'eondrement dans le trou noir prend un temps inni. De m^eme aucun rayonnement ne peut quitter ce domaine. Le decalage vers le rouge du rayonnement qui se propage vers un trou noir devient inni lorsque r = R S. Trous noirs de Kerr. Il s'agit de trous noirs en rotation ils sont caracterises par leur masse M et leur moment cinetique J. La geometrie de ces objets est plus compliquee que celle des trous noirs depourvus de moment cinetique, et les orbites stables au voisinage de ces trous noirs de Kerr sont dierentes. Bien qu'il porte un moment cinetique, un trou noir de Kerr ne peut pas avoir de moment magnetique. On notera que la fraction d'energie emise au cours de l'accretion de matiere sur un trou noir est ' 43% dans le cas des trous de Kerr, alors qu'elle n'est que de ' 10% pour des trous noirs a symetrie spherique. 4 Complements de physique des particules 4.1 Antimatiere Ce paragraphe se limite a des indications sur les ux des antiparticules observees dans le rayonnement cosmique, et sur les conditions qu'implique une baryogenese. La gure 17 presente, en fonction de l'energie, le ux total d'electrons et de positrons observes dans le rayonnement cosmique, tandis que la - gure 18 presente la fraction de positrons presents dans ce ux total. On notera que le rapport e + =(e + + e ; )varie relativement lentement en fonction de l'energie. En ce qui concerne le ux d'antiprotons, les donnees experimentales sont presentees sur la - gure 19. Ce ux { comme celui des positrons { n'est connu que dans un domaine limite d'energie. 14

17 Figure 17: Spectre d'energie des electrons et des positrons combines, multiplie par E 3 (Muller and Tang [13]). Figure 19: Flux d'antiprotons en fonction de l'energie (Matsunaga et al. [16]). Figure 18: Nombre de positrons relatif au nombre total d'electrons + positrons en fonction de l'energie (Musser et al. [14]). La courbe continue aete obtenue en supposant que les positrons sont des particules purement secondaires (Protheroe [15]). Aucune observation astronomique n'indique la presence d'antimatiere en quantite macroscopique au sein de l'amas `local' de galaxies dont fait partie la Voie Lactee. Si des nuages moleculaires ou des objets celestes de cet amas etaient composes d'antimatiere, leur annihilation produirait un rayonnement qui serait observable. Au dela de l'amas local de galaxies, ce rayonnement serait peut-^etre trop faible pour que l'on puisse eliminer l'hypothese de l'existence d'objets celestes constitues d'antimatiere. Toutefois aucun mecanisme convaincant n'a ete propose qui conduise a la separation, sur de telles echelles, de particules et d'antiparticules qui, a l'origine, auraient ete produites dans une `soupe' dans laquelle elles auraient ete intimement melees. Le tres faible exces (n B ; n B 3 10 ;10 n ) du nombre de baryons sur celui des antibaryons qui prevalait lorsqu'ils se sont decouples du rayonnement peut avoir pour origine soit une asymetrie primordiale entre baryons et antibaryons, soit un processus qui, au cours de l'evolution de l'univers, a conduit a une valeur non nulle du nombre baryonique B. C'est cette seconde hypothese, celle d'une baryogenese, qui est en general retenue. A. Sakharov a montre en 1967 qu'un Univers intialement symetrique en baryons/antibaryons peut developper une valeur de B dierente de 0 si trois conditions sont satisfaites : 1. les interactions entre particules doivent violer la conservation de B, 2. les interactions entre particules doivent violer CetCP, 3. le domaine d'espace-temps dans lequel prennent place ces interactions doit ^etre hors d'equilibre thermique. Cette derniere condition tient au fait que l'invariance CPT entra^ne que la masse d'une particule est egale a celle de son antiparticule, de sorte qu'un equilibre thermique implique n B = n B, car il implique 15

18 n B B / 1=[exp(;(p 2 + m 2 B B )1=2 =kt ) + 1], quand le potentiel chimique est nul, ce qui est le cas a l'equilibre thermique lorsque la condition (1) est satisfaite (puisque, dans ces conditions, il n'y a pas de charge conservee). Ces trois conditions ont-elles pu ^etre satisfaites dans le passe? La reponse est tres probablement: oui. En eet, 1. dans le modele standard, la conservation du nombre baryonique B peut ^etre violee par des eets quantiques, et la violation de B est une prediction quasi-incontournable des theories de grande unication, 2. C est viole par l'interaction faible et CP est viole dans le systeme K 0 ; K 0 et tres probablement dans le systeme B 0 ; B 0 ou B represente un baryon contenant le quark b, 3. au cours de l'expansion de l'univers, celui-ci n'etant pas dans un etat stationnaire, on peut imaginer des conditions telles que les interactions entre particules n'operent pas assez rapidement pour maintenir l'equilibre thermique. Ceci etant, il n'y a pas, a ce jour, de scenario de baryogenese qui s'impose. La periode a laquelle celle-ci a pris place est tres incertaine. On suppose en general qu'elle a pris place apres l'ination (si ination il y a eu), car sinon celle-ci aurait dilue une asymetrie etablie anterieurement mais m^eme cette contrainte temporelle peut ^etre contournee. Notons enn que la detection d'un seul noyau d'anti-carbonne ou d'anti-oxygene serait une indication tres forte en faveur de l'existence d'antimatiere en quantite macroscopique dans l'univers. 4.2 Supersymetrie La supersymetrie etablit une correspondance biunivoque entre les fermions et les bosons fondamentaux de la Nature. Arguments en faveur de la supersymetrie Outre l'attrait esthetique de cette extension du modele standard des interactions fondamentales, plusieurs arguments conduisent a supposer que cette symetrie est eectivement satisfaite par la Nature. Parmi ceux-ci, citons : (i) La supersymetrie est la `meilleure' reponse apportee au probleme dit de la hierarchie. Ce probleme a pour origine les corrections radiatives qui aectent la masse du boson de Higgs { le boson introduit pour briser la symetrie electrofaible an de donner une masse aux bosons intermediaires W et Z. Par interaction virtuelle avec les fermions fondamentaux (quarks et leptons), avec les bosons intermediaires (W et Z) et avec lui-m^eme, le boson de Higgs a une masse qui est accrue de m H telle que m 2 H O(=)2, ou le parametre est une coupure introduite pour eviter des divergences dans des integrations sur des quadri-moments transferes. Comme est susceptible de prendre une valeur aussi elevee que la masse de Planck, m P lanck,lavaleur de m H n'est pas contr^olee. La hierarchie en question est donc celle qui prevaut entre la masse du boson de Higgs { qui ne doit pas ^etre largement superieure a 1 TeV, sinon cette particule ne peut pas jouer le r^ole qui lui est assigne par la theorie { et la masse de Planck qui est extr^emement elevee ( GeV). La divergence en 2 de ces corrections radiatives est fortement reduite si la supersymetrie est eectivement satisfaite, car la correspondance entre bosons et fermions qu'elle implique entra^ne m 2 H O(=)(m2 b ; m2 f ), ou les indices f et b se referenta un fermion et a un boson associes l'un a l'autre par la symetrie. On notera que la supersymetrie apporte une reponse au probleme de la hierarchie a condition que jm 2 b ; m2 f j < 1TeV 2. (ii) L'hypothese de la supersymetrie rend plus plausible la grande unication des interactions du modele standard (vers GeV) lorsque l'on prend en compte les valeurs des constantes de couplage, mesurees au LEP, des groupes SU(3) C, SU(2) L et U(1). (iii) La supersymetrie est susceptible de conduire a l'unication des forces du modele standard avec la gravitation universelle. Zoo de particules selon la supersymetrie Dans le cadre du modele supersymetrique minimal (MSSM), les particules fondamentales sont celles qui gurent dans le tableau 4. 16

19 particules connues spin particules SUSY spin limites experimentales quarks q 1/2 squarks ~q L R 0 m ~q > 260 GeV leptons l 1/2 sleptons ~ l L R 0 m ~ l R > 60 GeV photon 1 photino 1/2 m ~ 0 i > 22 GeV boson intermediaire Z 0 1 zino 1/2 bosons de Higgs neutres h, H, A 0 2 higgsinos neutres 1/2 boson de Higgs charge H 0 higgsino charge 1/2 m ~ + > 70 GeV i boson intermediaire W 1 wino 1/2 gluons g 1 gluino ~g 1/2 m ~g > 260 GeV graviton G 2 gravitino G ~ 3/2 Tableau 4: Particules dont l'existence est prevue par la supersymetrie (modele standard supersymetrique minimal). Le photino, le zino et les deux higgsinos neutres ont lem^eme spin et la m^eme parite. Ces etats quantique peuvent doncsemelanger en 4 neutralinos ~ 0 i, i=1,4. De facon analogue, les deux higgsinos charges et les deux winos (charges eux aussi) peuvent se melanger en deux charginos ~ j, j=1,2. R-parite Dans la mesure ou le nombre leptonique L et le nombre baryonique B sont l'un et l'autre conserves, un nombre quantique multiplicatif R peut ^etre deni en supersymetrie, qui est lui m^eme conserve 1. Ce nombrerestdeni par la relation R =(;1) (2S+3B+L), ou S est le spin de la particule consideree. Ce nombre R vaut +1 pour toutes les particules actuellement connues, et ;1 pour les partenaires supersymetriques { qui restentadecouvrir. Il s'ensuit que la particule supersymetrique la plus legere (Lightest Supersymmetric Particle, LSP) est stable. Le ~ 0 1 appara^t comme etant le meilleur candidat pour jouer ce r^ole. Il s'ensuit egalement que les particules supersymetriques sont produites en paires a partir de particules non supersymetriques. Principaux parametres du modele supersymetrique minimal (MSSM) Dans sa version minimale, le modele standard supersymetrique depend essentiellement de 5 parametres, a savoir : -, un parametre ayant la dimension d'une masse, qui appara^t dans le secteur des higgsinos, - m 1 m 2, les masses des deux `gauginos' de spin 1/2 correspondant aux groupes SU(2) et U(1) respectivement, - tan() =< 0jH 0 2 j0 >=<0jH 0 1j0 >, le rapport des valeurs moyennes dans le vide des compo 1 Certaines extensions du modele supersymetrique minimal abandonnent ces trois lois de conservation. santes neutres des deux doublets de Higgs, - la masse m ~tr de l'un des deux partenaires supersymetriques du top, le quark le plus leger. En ce qui concerne les domaines de valeurs que peuvent prendre ces 5 parametres, la theorie fournit des restrictions (cf. tableau 5), et les donnees experimentales indiquent des valeurs `preferees'. restrictions provenant indications de la theorie experimentales ;m P lanck <<+m P lanck jj (1 ; 10 2 )M W 0 m 1 m 2 < TeV m1 m 2 M Z 1 < tan < 70 1:1 < tan < 1:7 m ~tr M Z Tableau 5: Principaux parametres du modele standard supersymetrique dans sa version minimale. A noter que le MSSM predit que la masse du boson de Higgs neutre le plus leger (h) est inferieure a [M Z + corrections radiatives], soit m h < 150 GeV/c 2. Supersymetrie et matiere noire Le neutralino le plus leger pourrait-il ^etre une particule a interaction faible, massive (WIMP = Weakly Interacting Massive Particle), contribuant signicativement a la matiere obscure? Comme nous venons de le rappeler, les quatre neutralinos, ~ 0 i (i =1 4), sont des melanges quantiques des quatre particules supersymetriques f ~ ~ h H ~ 0 Z ~ 0 g. Les donnees obtenues avec le LEP montrent que, en absence de complications du modele, le plus leger des quatre a une masse superieure a une vingtaine de GeV/c 2. De facon generale, on etablit en cosmologie que la concentration relique 2 n a (densite en 2 Cette concentration est celle qui s'est etablie apres decouplage avec les autres champs, au cours du refroidissement de l'univers. 17

20 nombre/unite de volume) de particules a, de masse m a, satisfait n a n c(hc) 2 v aa m a m P lanck ou v est la vitesse des particules a a l'epoque du decouplage et aa est la section ecace d'annihilation a a. De facon plus precise, dans le cas de la particule supersymetrique la plus legere, ~ 0 1, on s'attend a ce que ~ 0 1 n ~ 0 1 m ~ 0 1 c ' 310;27 cm 3 s ;1 v annihil:. Pour v, nous prendrons c=4, et pour la section ecace d'annihilation ~ 0 1 ; ~ 0 1, des arguments dimensionnels conduisent a ecrire annihil: (~ 0 1 ; ~0 1 ) 2. m Pour m 0 1, nous prendrons une valeur appartenanta l'echelle de masses typique du secteur electrofaible, soit 100 GeV. On arrive ainsi a une estimation de ~ 0 1,asavoir 0:2. Ainsi, l'echelle `naturelle' pour m 0 1 conduit a une valeur de ~ 0 1 de l'ordre de l'unite. Par consequent, la reponse a la question posee en t^ete de ce paragraphe est : oui! 4.3 Defauts topologiques Les defauts topologiques 1 sont des reliques eventuelles des transitions de phase qui ont pris place au cours du refroidissement de l'univers. Ce refroidissement a entra^ne la brisure de certaines symetries, notamment lors des transitions GUT =) H:::=) SU(3) SU(2) U(1): Pour briser `spontanement' certaines symetries, la theorie fait appel a des champs scalaires, dits de Higgs. La symetrie en question prevaut tant que la valeur moyenne dans le vide (c'est-a-dire dans l'etat d'energie la plus basse) d'un certain champ de Higgs est nulle, < 0jj0 >= 0, et elle est brisee lorsque < 0jj0 >6= 0. En eet, dans certaines theories, et sous certaines conditions, l'etat d'energie la plus basse appele le vrai vide n'est pas celui ou tous ces champs scalaires i sont nuls. Certaines symetries sont alors brisees. La masse des quanta associes aux champs i est caracteristique de l'echelle d'energie a laquelle la brisure prend place. Dans le cas de la brisure de la grande unication (GUT), la masse 1 Le lecteur trouvera une analyse tres complete des defauts topologiques dans Vilenkin et Shellard [17] predite des bosons de Higgs est donc de l'ordre de GeV, alors que pour la brisure de la symetrie electrofaible, la masse des bosons de Higgs responsables de cette transition est attendue dans le domaine 100 GeV a 1TeV. Lorsque le refroidissement de l'univers entra^ne une transition de phase, celle-ci ne s'etablit pas de facon identique, en general, dans des domaines non connectes causalement. A la frontiere commune de tels domaines, des regions apparaissent ou de l'energie se trouve piegee du fait que y conserve une valeur nulle, sans possibilite d'evoluer vers la valeur correspondant au vrai vide, et ce pour des raisons liees a la topologie des etats du vide (partout ailleurs, la valeur du champ est de l'ordre de l'echelle de la brisure de symetrie). Des defauts topologiques sont observes dans des secteurs de physique autres que la cosmologie, par exemple : - dans le cas de la magnetisation d'un barreau de fer doux, lors de la traversee (en absence de ~B ext ) du point de Curie, - dans le cas de la cristallisation d'un liquide, les defauts se manifestant sous forme de parois de transition (qui `co^utent' de l'energie) entre domaines ayant des orientations de cristallisation dierentes, - sous forme de vortex dans les liquides super- uides. Les defauts topologiques susceptibles d'^etre apparus dans l'univers sont classes en fonction de leur dimensionnalite. On distingue : - les defauts ponctuels qui se manifesteraient sous forme de monop^oles magnetiques, - les defauts uni-dimensionnels : ce sont les cordes cosmiques, - les defauts bi-dimensionnels qui se seraient formes aux parois limites de domaines (domain walls), - enn les defauts tri-dimensionnels (textures). Il se pourrait que notre Univers contienne un reseau de defauts topologiques analogue a celui que l'on observe dans un cristal liquide a la suite de certaines transitions de phase. Un exemple : le pli en 4 Il s'agit de l'exemple le plus simple que l'on puisse donner. Ce defaut topologique prend place dans un espace a une seule dimension spatiale + la dimension temporelle. 18