Le boson de Higgs : une clé fondamentale de l'univers ?
Le boson de Higgs est une particule prédite par le fameux « modèle standard » de la physique des particules élémentaires. Elle constitue en quelque sorte le chaînon manquant et la pierre d'achoppement de ce modèle. En effet, cette particule est supposée expliquer l'origine de la masse de toutes les particules de l'univers (y compris elle-même !), mais en dépit de ce rôle fondamental, elle reste encore à découvrir puisqu'aucune expérience ne l'a pour l'instant observée de façon indiscutable.
Peter Higgs devant les équations décrivant sa théorie de la brisure de symétrie donnant une masse à des bosons de jauge. © Peter Tuffy-The University of Edinburgh
Un dernier point, le texte qui va suivre est une tentative de compromis entre deux niveaux de lecture.
Les lecteurs de Futura-Sciences sont assez hétérogènes, on y trouve de simples curieux de sciences jusqu'à des personnes ayant un bagage scientifique poussé (pas nécessairement en physique). C'est donc un problème redoutable que d'essayer de satisfaire les uns et les autres. Certaines parties seront par conséquent difficiles à comprendre pour le néophyte et d'autres trop simples pour un étudiant en physique.
Le fil conducteur du texte est l'évolution des idées en physique concernant la description des masses des particules, et ce en liaison avec les différentes forces dans l'univers.
Selon les besoins du lecteur, beaucoup d'illustrations ou d'informations (schémas, équations, données historiques/expérimentales) qu'il (elle) trouvera nécessaires pour mieux comprendre ou satisfaire plus avant sa curiosité se trouvent dans les liens en dernière page. On s'est efforcé de renvoyer vers ces références précises tout au long de ce dossier.
En espérant ainsi permettre une grande flexibilité de lecture prenant appui sur les grandes lignes et perspectives indiquées dans le texte.
2 D'une certaine façon l'origine du boson de Higgs remonte au début du XXe siècle, lorsque des théoriciens comme Lorentz et Poincaré cherchaient à mieux comprendre la structure de la matière et surtout celle de l'électron. Leur idée, en conformité avec certains résultats sur l'émission de la lumière par les électrons, était de représenter ceux-ci par une petite sphère ou une petite boule uniformément chargée.
La force d'auto-interaction de celle-ci pouvait servir à expliquer différentes choses comme la masse de l'électron, ou encore le rayonnement émis lors d'une accélération. L'inertie, la masse d'une particule chargée, était alors simplement une conséquence des lois de l'électromagnétisme de Maxwell-Lorentz. Un tel résultat était renforcé par la découverte de la relativité par Einstein et la dérivation de la fameuse formule E=mc². En effet on peut associer une énergie potentielle électrostatique à une telle boule et donc une masse.
James C Maxwell, unificateur de l'électricité et du magnétisme. © Cavendish Laboratory
Anton H. Lorentz, continuateur de Maxwell et créateur de la théorie des électrons classiques. © Museum Boerhaave
Précisons un peu cela. Si l'on considère une petite boule uniformément chargée, alors chaque partie exercera une répulsion sur une autre, donnant lieu à une énergie d'auto interaction. Lorsque deux charges de signes opposées s'attirent elles possèdent une énergie de liaison négative. Dans le cas considéré, on aura une énergie positive et donc une masse positive pour l'électron ainsi conçu (il faut bien sûr introduire des forces supplémentaires pour empêcher l'électron d'exploser, on négligera ce point ici).
L'espoir d'alors était de rendre compte de l'existence de toutes les particules chargées, comme le proton et l'électron, et même d'expliquer précisément leurs masses et leurs tailles à partir d'extensions non linéaires des équations de Maxwell-Lorentz. Les tentatives les plus célèbres furent celles de Mie et surtout de Born-Infeld. La découverte du neutron et de la mécanique quantique allait mettre ces théories en sommeil jusqu'au milieu des années 1950, si la masse d'une particule est liée à sa charge comment en effet rendre compte du neutron ?
Photo de gauche : à gauche Max Born (Prix Nobel), à droite Leopold Infeld. © AIP. Photo de droite : Max Born. © MacTutor History of Mathematics archive
Au passage, voici quelques éclaircissements sur la théorie de Born-Infeld. Les équations de Maxwell-Lorentz sont linéaires, c'est-à-dire que la somme des champs électrique et magnétique créés par une charge, ou un courant, est encore une solution des équations précédentes. Tel quel, le champ d'une des particules n'influe pas sur l'autre directement, et il faut rajouter à ces équations une loi de force qui indique comment le champ électrique de l'une modifie le mouvement de l'autre, en l'occurrence c'est l'expression de la force de Lorentz.
Autre chose, si on représente un électron par une boule chargée, cette charge n'est pas une solution des équations de Maxwell-Lorentz, elle se surimpose aux champs dans le vide et c'est une hypothèse supplémentaire.
Maintenant, imaginons qu'un champ électrique puisse directement influencer un autre champ électrique, les équations de Maxwell modifiées ne sont alors plus linéaires. Comme le carré d'un champ électrique (ou magnétique) définit une énergie, une localisation particulièrement intense de champ électrique pourra donc être représentée, d'après la relativité, par un paquet d'énergie, une particule donc !
On fait ainsi d'une pierre deux coups car les équations de champs non linéaires donnent automatiquement une solution décrivant une particule ainsi que la loi de déplacement de cette particule. On parle de théorie non dualiste des champs et de la matière.
Dans un contexte quantique, c'est ce qui inspirera plus tard Heisenberg et, de nos jours, on retrouve cela dans la théorie des cordes.
3 Entre temps la théorie des forces nucléaires s'était développée, ainsi que celle portant sur la structure du noyau. Quatre noms sont particulièrement importants, ceux de Heisenberg, Yukawa, Bohr et surtout Fermi.
Heisenberg avait montré que la mécanique quantique permettait de considérer le proton et le neutron comme deux états d'une même particule, baptisée nucléon, avec une quantité conservée analogue à la charge électrique et au spin d'un électron. Cette quantité fut donc appelée isospin pour cette raison.
Yukawa imagina que, de même qu'un photon était émis par des particules chargées, une particule liée à cette « charge » nucléaire que représentait l'isospin devait elle aussi être émise et devait être responsable des forces nucléaires liant protons et neutrons dans le noyau. Celles-ci devaient être beaucoup plus intense que la force de répulsion électrostatique entre deux protons pour assurer leur liaison et devait être véhiculée par une particule massive afin d'expliquer sa courte portée. Ce fut le fameux méson pi de Yukawa décrit par un champ scalaire.
Hideki Yukawa et son équation pour les forces nucléaires en 1949. © Yukawa Institute for Theoretical Physics
En effet, on peut se représenter, avec certaines précautions, l'électron comme une petite sphère en rotation. Il possède donc un moment cinétique, que l'on représente dans les schémas ci-dessous par des flèches et que l'on nomme spin.
Selon qu'il « tourne » dans un sens ou dans l'autre, on parlera de spin bas ou de spin haut.
Différents états de spin d'une même particule, l'électron.
En émettant ou absorbant un photon, l'électron peut passer d'un état à un autre. Il se produit alors un changement dans l'énergie associée à l'électron.
Dans le cas des protons et des neutrons, n'ayant pas exactement la même masse (donc énergie associée) mais se comportant de façon identique dans les expériences de physique nucléaire faisant intervenir les forces fortes, on peut les traiter comme deux états d'une même particule, le nucléon , pouvant passer d'un « isospin » haut à un « isospin » bas en émettant l'analogue d'un photon, ici le méson pi de Yukawa.
Peu de temps après Yukawa, Bohr fit une des premières théories de la structure des noyaux. En raison du nombre important de nucléons dans ceux-ci, des caractéristiques d'intensité et de courte portée des forces nucléaires, il fut conduit à introduire des modèles de goutte de liquide très visqueux et chargé pour comprendre les caractéristiques des noyaux (tailles, énergies, réactions de fission etc.).
On voit déjà apparaître une connexion entre l'étude des forces nucléaires et l'électrodynamique des milieux condensés. Cela se trouvera être important comme la suite le montrera.
À gauche Niels Bohr (prix Nobel), à droite : fission d'un noyau selon N. Bohr, notez les déformations analogues à la fission d'une goutte de liquide. © DR
Modes d'oscillations d'un noyau, notez à nouveau les analogies avec une goutte de liquide. © DR
Enfin Fermi introduisit dans les mêmes années sa théorie de la radioactivité bêta (cf. d3, d4). Il s'inspira pour cela de la dualité onde/corpuscule manifestée aussi bien par la lumière que par la matière ainsi que de la théorie de l'émission de la lumière par un système atomique.
La désintégration bêta d'un neutron en un proton avec émission d'un électron et d'un antineutrino est alors similaire à une transition entre deux niveaux d'un atome avec émission de photons. À la différence qu'ici, c'est la force nucléaire faible, et non la force électromagnétique, qui est responsable de l'émission d'un électron et d'un antineutrino.
4 Le début des années 1950 fut marqué par la découverte d'un grand nombre de particules élémentaires, suite à la mise en place de puissants accélérateurs de particules. On découvrit différents types de mésons ainsi qu'un cousin de l'électron, le muon. L'étude des noyaux se poursuivit et la connexion avec les problèmes à N corps en physique du solide se fit de plus en plus nette.
Devant autant de particules liées aux phénomènes nucléaires on se posa tout naturellement la question de savoir si elles étaient toutes élémentaires et surtout la nécessité se fit plus pressante d'avoir une théorie rendant compte précisément de celles-ci et des forces nucléaires.
À nouveau le problème de la dérivation des différents types de particules et de leurs masses devint à l'ordre du jour.
Deux contributions importantes apparurent alors.
A : La théorie de Yang-Mills (cf. d3, d4)
En 1954 deux jeunes théoriciens proposèrent une théorie audacieuse des forces nucléaires. Ils firent remarquer que les équations de l'électromagnétisme, avec la conservation de la charge, se trouvaient liées à une propriété de symétrie particulière, appelée invariance de jauge, construite avec ce qu'on appelle un groupe, nommé ici U(1). Or, comme Heisenberg l'avait montré, il existe une « charge » conservée liée aux forces nucléaires, l'isospin, que l'on peut associer à une symétrie, une invariance de jauge là aussi, mais décrite par un groupe nommé SU(2).
Par conséquent se dirent-ils, on doit pouvoir construire l'analogue des équations de l'électromagnétisme avec l'équivalent des vecteurs électrique et magnétique, sauf que le groupe de symétrie des équations n'est plus U(1), avec comme conséquence la conservation de la charge électrique, mais le groupe SU(2) avec conservation de l'isospin.
Malheureusement leur enthousiasme fut rapidement refroidi par un problème de taille : pour être cohérente et éviter certains problèmes, comme l'apparition d'infinis dans les calculs (exigence de renormalisabilité), les « photons » du champ nucléaire devaient impérativement être sans masse, en contradiction avec l'expérience !
Quelques précisions sur ces infinis et la renormalisabilité
Lorsqu'ils ont essayé de faire une théorie quantique des champs, prenant en compte la théorie de la relativité d'Einstein, les théoriciens sont rapidement tombés sur un casse-tête. La première théorie de champ quantifiée fut bien sûr l'électromagnétisme, or les calculs initiaux conduisaient à donner une valeur infinie à la masse l'électron ainsi qu'à d'autres quantités calculables dans cette théorie. On a cependant trouvé une série d'opérations mathématiques, dites de renormalisation, qui permettent de donner malgré tout un sens à ces calculs.
En gros, les infinis présents peuvent se soustraire pour donner des résultats finis. Bien que mathématiquement justifiées, de telles procédures ne sont que des recettes de calculs dont l'origine physique est obscure, en dernier ressort leur justification est seulement de donner des résultats en accord avec l'expérience.
Seules des théories admettant ces procédures de renormalisation, et par conséquent dites renormalisables, sont acceptables pour modéliser quantiquement les champs de particules fondamentales. Dans l'absolu, on pense qu'une théorie exacte des interactions ne devrait pas nécessiter de renormalisations car tous les résultats y seraient automatiquement finis (ce qui semble être le cas en théories des cordes). Comme nous ne l'avons pas encore il nous faut nous contenter de ces approximations pour le moment, elles donnent malgré tout des prédictions remarquablement bonnes.
B : La théorie des champs unifiés de Heisenberg
À peu près au même moment, Heisenberg s'était lancé dans l'élaboration d'une théorie unifiée des interactions et des particules élémentaires dans laquelle un seul champ fondamental existait. Celui-ci était gouverné par une « équation du Monde », avec un champ de proto-matière décrit par l'équivalent de l'équation de Dirac pour l'électron sauf qu'un terme d'auto interaction non linéaire remplaçait la partie de l'équation de Dirac décrivant la masse.
Ainsi, on partait initialement d'un champ de particule de masse nulle mais, par self interaction, comme dans la vieille théorie des électrons du début du XXe siècle, une masse apparaissait automatiquement comme conséquence des équations avec une valeur fixée par la théorie elle-même. Cela allait même beaucoup plus loin, les différentes particules et forces devenaient des effets plus ou moins non linéaires ou composites des champs de particules fondamentaux. Un photon pouvait ainsi être non élémentaire et résulter d'une « fusion » de deux quanta de champ de cette équation ressemblant à celle de Dirac. Cela se comprend aisément car deux fermions de spin ½, comme des électrons, sont susceptibles de s'associer pour donner une particule de spin 1 comme un photon.
Or de tels effets se trouvaient déjà dans la théorie de la physique du solide, dans celles de la supraconductivité et du ferromagnétisme. De fait les moyens de surmonter les obstacles aux développements de la théorie de Yang et Mills viendront des théoriciens ayant travaillé aussi bien en théorie quantique des champs qu'en physique du solide. Des gens comme Nambu, Englert, Brout et surtout Higgs (cf. a1, a2).
Le « principe de jauge » revêt toute son importance en 1961, sous l'impulsion des travaux de Salam et Ward, qui proposent alors une méthode générale pour construire une théorie de champs en interaction les uns avec les autres. Selon ce principe, la symétrie de jauge n'est pas seulement une symétrie globale, elle doit être élevée au rang de symétrie locale. Déjà en électrodynamique classique, un potentiel de jauge est introduit, à partir duquel peuvent se déduire les champs électrique et magnétique.
Le prix Nobel Chen Ning Yang et Robert Mills. © AIP
Partons d'une théorie ne contenant que des particules matérielles. Cette théorie possède une invariance globale, la possibilité de choisir arbitrairement la « phase » des fonctions d'ondes phi des particules matérielles. Une fonction d'onde prend des valeurs complexes, et se représente donc comme une « flèche » dans un plan complexe dont les axes correspondent aux parties réelles et imaginaires. La phase d'un nombre complexe correspond à la direction de la flèche le représentant (on se reportera utilement à Lumière et matière : une étrange histoire de R. Feynman). Dire qu'une théorie est invariante sous un changement de phase globale, c'est dire qu'il n'y a pas de direction privilégiée dans ce plan. Lorsqu'on élève cette invariance globale au rang d'invariance locale, on permet à cette direction arbitraire de dépendre de la position dans l'espace du point où la fonction d'onde est évaluée.
En conséquence, de nouveaux termes apparaissent dans les dérivées que l'on effectue sur ces fonctions d'ondes et qui permettent de construire les équations gouvernant les particules. Il est donc nécessaire d'introduire de nouveaux champs pour compenser ces termes supplémentaires, les nouvelles dérivées se transforment alors en « dérivées covariantes ». Ces nouveaux champs correspondent au potentiel de l'électrodynamique.
En mathématiques, on les nomme « connexions » car ils permettent de connaître la variation de la phase d'un point à un autre et ainsi de définir une opération de transport parallèle d'un point à un autre, ce qui est intuitivement semblable à la définition d'un opérateur de dérivation. Physiquement, ils correspondent aux champs des « bosons vecteurs » qui portent l'interaction entre les particules matérielles.
En réalité, cette symétrie de jauge est très contraignante. À première vue, elle impose que toutes les particules soient sans masse, aussi bien les particules matérielles que les particules portant les interactions. Il semble donc qu'il n'y ait que peu d'espoir qu'un tel principe gouverne les constructions modernes de modèles pour les interactions fondamentales. Et pourtant...
A - Le mécanisme de Higgs, Brout, Englert
Ici va intervenir un théorème important sur les caractéristiques d'équations susceptibles d'être utilisées pour les champs de Yang-Mills, le théorème de Goldstone. Celui-ci indique que pour chaque brisure spontanée de symétrie une particule sans masse doit apparaître. Voyons donc ce qui se cache derrière ce terme « brisure spontanée de symétrie ».
Une image amusante a été proposée par Salam. Considérez une table ronde, prête à recevoir ses convives. Le long du périmètre de cette table alternent régulièrement assiettes et cuillères. Avant le début du repas, la situation est parfaitement symétrique et invariante par rotation. Mais lorsque le premier convive s'assoit, il choisit une cuillère à droite ou à gauche de son assiette. Ensuite, tous les autres convives doivent respecter la même convention que lui, faute de quoi l'un des convives n'aurait pas de cuillère.
On parle de brisure spontanée de symétrie lorsque les lois gouvernant l'évolution d'un système sont invariantes sous une certaine transformation, mais l'état fondamental (le vide en théorie des champs) ne respecte pas une telle invariance. Comme tous les états sont construits à partir de l'état fondamental, il résulte que la symétrie est cachée.
Anderson découvrit en 1963, dans le contexte des oscillations de plasma et dans un formalisme non relativiste, que le spectre d'une théorie avec brisure spontanée de symétrie peut en fait ne plus contenir ce fameux boson de Goldstone. Ce mécanisme a été ensuite redécouvert peu de temps plus tard, par Higgs, par Englert et Brout, et par Guralnik, Hagen et Kibble (cf. a1, a2).
François Englert, et Robert Brout. © DR
Ces travaux ont permis d'établir que le théorème de Goldstone n'était pas valable pour une symétrie locale. Dans le cas d'une symétrie locale, un calcul rigoureux montre en effet que le degré de liberté associé au boson de Goldstone est absorbé par le boson de jauge, qui acquiert ainsi une masse. De même, le couplage des particules matérielles au champ de Higgs donne un terme analogue à un terme de masse. La masse d'une particule est donc déterminée par l'intensité de son couplage au champ de Higgs.
B - La théorie unifiée de Glashow Salam Weinberg (cf. d3, d4)
Tous prix Nobel en 1979
Le modèle standard décrit de façon cohérente les interactions électromagnétique et nucléaire faible. La recette pour construire une théorie de jauge est aujourd'hui bien comprise :
choisir un groupe de symétrie et rassembler des particules dans des « isospins » associés, on parle alors de multiplets ;
introduire les bosons de jauge qui portent les interactions et les champs de matière en choisissant leur représentation ;
ajouter les champs de Higgs afin de générer les masses des bosons vecteurs ;
définir une dérivation covariante produisant les termes d'interactions entre les champs ;
choisir alors l'état du vide de telle sorte que son énergie soit minimale. À cette étape cruciale une partie des symétries est spontanément brisée.
Glashow proposa ainsi en 1961 le groupe de jauge SU(2)*U(1) pour unifier électromagnétisme et interaction nucléaire faible. Un modèle similaire fut proposé en 1964 par Salam et Ward.
Enfin Weinberg en 1967 et Salam en 1968 ont synthétisé ces efforts, en incluant le mécanisme de Higgs afin de préserver l'invariance de jauge.
Les particules du modèle standard, les quarks, les leptons et les bosons de jauge. © Fermilab
Remarquez que quarks et leptons forment trois familles et qu'ils sont groupés par doublets d'isospins (ex quark u et d, électron et neutrino électronique).
Il n'était alors pas encore démontré que le modèle ainsi construit était renormalisable (cf. section suivante).
Cette théorie considère que le champ électromagnétique est véhiculé par un photon associé à un potentiel vecteur , sans masse, et les processus nucléaires dits faibles étant dus à l'échange de bosons massifs, le neutre et les , chargés associés à des potentiels vecteurs et .
Notons qu'à ce stade le modèle ne contient pas encore la chromodynamique quantique, qui décrit l'interaction des quarks et des gluons et est responsable de la cohésion nucléaire.
Il s'agit de l'interaction forte (par opposition à l'interaction faible, responsable de la désintégration bêta du noyau).
Le groupe employé est ici SU(3), son incorporation fut rapidement faite avec le modèle des quarks et les bosons vecteurs associés que l'on nomme gluons notés g.
Notons également que la gravitation n'est toujours pas incluse dans le modèle standard. Dans le contexte général de l'origine de la masse et considérant le rôle fondamental de la notion de masse pour les phénomènes gravitationnels, ce problème théorique criant est pour le moins déplaisant.
C : La révolution ‘t Hooft (cf. d1, d2)
Gerard 't Hooft devant le détecteur Atlas destiné à découvrir le boson de Higgs. © Cern
Au début des années 70, Gerard ‘t Hooft et Martinus Veltman (prix Nobel de physique 1999) apportent les dernières contributions qui feront de la théorie électrofaible de Glashow-Salam-Weinberg une théorie opérationnelle.
Il fallait en effet prouver la renormalisabilité de la théorie. C'est ce qu'ils firent en prouvant la possibilité d'éliminer tous les infinis dans toutes les théories de Yang-Mills non abélienne massives comportant le mécanisme de Higgs.
Ils firent appel aux techniques mises au point vingt ans plus tôt par Richard Feynman l'un des créateurs de l'électrodynamique quantique relativiste, lui aussi prix Nobel avec Schwinger et Tomonaga (1965).
Notamment ‘t Hooft fit grand usage de la fameuse intégrale de chemin de Feynman, une formulation différente des lois de la mécanique quantique de Heisenberg/Schrödinger, mieux adaptée aux calculs en théorie quantique des champs.
Richard Feynman, grand théoricien. © Tom Harvey
D : Les confirmations expérimentales : les courants neutres et les bosons W
Courants neutres (chambre à bulles Gargamelle 1973). © DR
Le début des années 1970 voit la mise en évidence des courants neutres, c'est-à-dire l'existence de processus d'interaction faible liés à l'échange de Z0 et la découverte du quark charmé.
Découverte du boson W (CERN 1982). © CERN
Le modèle électrofaible et les théories de jauge acquièrent subitement une grande crédibilité et le couronnement aura lieu au début des années 80 avec la mise en évidence directe au CERN des bosons W et Z.
Désintégration de Z0 (expérience UA2, CERN). © CERN
6 Naturellement les succès de ce qu'on va maintenant appeler le modèle standard vont rapidement convaincre les théoriciens d'aller plus loin, et ce dès le milieu des années 1970, après la découverte des courants neutres et du quark charmé.
La première idée est bien sûr d'avoir une théorie complètement unifiée des interactions électromagnétiques et nucléaires.
On peut y arriver, en principe du moins, en étendant le groupe de symétrie des équations de champs (cf. d5). La première tentative fut celle de Howard Georgi, elle fut malheureusement trop belle pour être vraie. Il proposa le groupe SU(5) comme groupe fondamental, celui-ci donnant effectivement par brisure de symétrie les groupes SU(3)*SU(2)*U(1).
C'était particulièrement séduisant, notamment parce que l'augmentation du nombre d'états possibles pour les particules de type Higgs, nécessaire dans cette théorie, permettait non seulement de donner des masses aux bosons intermédiaires responsables des interactions, mais aussi maintenant à toutes les particules de matière comme les leptons et les quarks à partir d'un seul et unique groupe.
En bonus la possibilité d'expliquer l'asymétrie matière/antimatière de l'univers était contenue dans celle-ci. Malheureusement cela impliquait un taux de désintégration du proton que l'expérience n'a pas validé.
Howard Georgi. © physicsworld
Simultanément des tentatives pour incorporer la gravitation furent faites. La plus importante de toute est l'idée de supersymétrie (cf. d5). En étendant les symétries de l'espace-temps, il devenait possible de considérer les bosons et les fermions, et donc dans un certain sens les particules de matière et les bosons vecteurs des interactions, comme deux états d'une même super particule.
On introduit alors une sorte de super isospin comme pour la théorie des forces nucléaires. Plus remarquable, si l'on introduit donc bien un groupe de supersymétrie et qu'on le « jauge » la gravitation apparaît automatiquement, cette supersymétrie locale prend d'ailleurs le nom de supergravité. Le modèle le plus simple de supersymétrie consiste à associer à chaque particule du modèle standard son partenaire supersymétrique.
Cela conduit, au minimum, à doubler le nombre de doublets (complexes) de Higgs et implique des relations entre les différentes masses des particules.
Les particules et leurs partenaires supersymétriques. © University of Glasgow
Il reste toutefois des difficultés : si la supersymétrie était exacte les partenaires supersymétriques de ces particules du modèle standard devraient avoir la même masse. Ainsi le sélectron, le boson associé à l'électron, devrait avoir une masse identique et être produit facilement en accélérateur. Ce n'est pas le cas, ce qui indique une brisure de la supersymétrie et des masses élevées pour ces particules.
Le problème de l'origine des masses des particules, malgré de grands progrès, reste donc entier.
7 Découvrir le boson de Higgs permettrait enfin de connaître l'origine de la masse des particules. Mais ce rêve est-il envisageable ?
- A : Recherches au LEP
Du point de vue de l'expérience, on ne peut pas détecter le Higgs directement, mais on peut le faire indirectement par les particules dans lesquelles il se désintègre lors de certaines réactions dont on mesure les caractéristiques (types de particules produites, probabilités de ces réactions etc.).
On peut aussi avoir des renseignements indirects sur sa masse par la mesure de certains paramètres comme la masse du quark top.
On a donc cherché le Higgs au LEP à Genève par l'intermédiaire de collisions électron-positron.
On voit ici des produits possibles de la collision d'électrons et de positrons, par ex en particule de Higgs (Ho) se désintégrant en quarks « beau » (b). © CERN
On a d'ailleurs peut-être fait sa détection quelques temps avant la fermeture programmée du LEP en 2000. Sa masse serait de 115 GeV environ.
- B : Découvertes du Higgs au LHC ?
Le LHC, ou Large Hadron Collider, est tout désigné pour découvrir le Higgs.
On y fait entrer en collision des protons, et l'énergie mise en jeu pour chaque collision pourra être de 14 Tev alors que l'on pense pour des raisons liées à la théorie électrofaible (unitarité) que sa masse ne peut pas dépasser 1 Tev.
Les détecteurs Atlas et CMS ont pour tâche principale la détection du Higgs et des particules supersymétriques. La mise en évidence de la supersymétrie au LHC aurait de profondes conséquences sur notre conception du Higgs, s'il existe, et plus généralement sur l'origine de la masse des particules et l'unification des interactions.
Du point de vue de la théorie il existe de nombreux prolongements. Le boson de Higgs pourrait ne pas être fondamental et sa structure pourrait être composite. Il pourrait en fait être un état lié de deux fermions comme dans les théories dites de « technicolor ». D'autres, comme le physicien théoricien Christophe Grojean, explorent la possibilité de s'en passer totalement dans le cadre des cosmologies branaires avec des dimensions d'espace supplémentaires.
Une autre hypothèse est celle de l'univers avec deux feuillets issue d'une généralisation de la géométrie appelée géométrie non commutative. Une hypothèse dont le promoteur est le mathématicien français Alain Connes, lauréat de la médaille Fields, l'équivalent du prix Nobel en mathématiques. Le boson de Higgs est alors un effet dérivé de cette géométrie. Toutefois, il semble que la masse du Higgs prédite par la théorie d'Alain Connes ne soit pas conforme aux mesures issues du Tevatron, mais il y a débat.
Le mathématicien Alain Connes. © serge.mehl.free.fr
Dans le cadre des théories de grandes unifications comme SU(5), SO(10) etc., la présence de champs de Higgs, et de la brisure de symétrie selon le mécanisme de Higgs, a de nombreuses conséquences intéressantes pour la cosmologie avec la théorie de l'inflation et les cordes cosmiques. Là aussi, des modèles issus de la physique de la matière condensée sont d'une grande importance.
Avec de la chance, la découverte du Higgs avec le LHC vers 2012-2014 apportera enfin une réponse à une vielle question : quelle est l'origine de la masse des particules
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