• Motivations fondamentales
• Schéma Général d'une expérience de Violation de la Parité
• Choix des conditions expérimentales
• Principe de  nos expérience PV dans le césium
• Comparaison des différents types d'expériences de Violation de la Parité

Motivations fondamentales

L'idée directrice est que la mesure de cette interaction dans un atome, à des énergies bien inférieures à celles des accélateurs de particules, donne accès à des informations complémentaires de celles obtenues en physique des hautes énergies.

De façon plus précise les enjeux d'une telle mesure sont :

•    Un test de la structure de l'interaction faible électron-nucléon à  très basse énergie

•     Une mesure précise de Q_w : la "charge faible" du noyau de césium

•     Une mesure de la contribution dépendant du spin nucléaire dans l'interaction faible électron-noyau : manifestation des interactions faibles entre nucléons via le moment anapolaire

•     Contraintes sur les modèles alternatifs  (lepto-quark,  boson de jauge électriquement neutre additionnel Z^o’,…)

Schéma Général d'une expérience de Violation de la parité

    On peut montrer que les déplacements de niveaux atomiques liés à l'interaction faible sont, dans un atome, beaucoup trop  petit pour être mesurables. En fait, on s'efforcera toujours de mesurer des probabilités de transition pour un processus bien choisi, dans lequel se manifestera l'interférence entre deux amplitudes de transition :

                une amplitude A^PC, conservant la parité,
                une amplitude A^PV, violant la parité, et liée à l'interaction faible.

En effet la probabilité de transition s'écrit alors

(Nous avons négligé |A^PV|² ,  car  |A^PV|<<|A^PC| pout tous les processus atomiques dans lequel l'atome n'est pas désintégré).
Pour le processus correspondant à l'expérience miroir,

   Pour que l'asymétrie A_LR   soit accessible à la mesure, il faut choisir des conditions expérimentales telles que ce rapport ne soit pas ridiculement petit. A titre d'exemple l'asymétrie sur une transition permise dans l'hydrogène vaut environ 10^-15.

Choix de l'atome de césium :
     Afin de choisir A^PV le plus grand possible, M.A. et C. Bouchiat on montré que l'amplitude faible dans un atome croît un peu plus vite que Z³ (Z numéro atomique).

    Cette loi privilégie de façon évidente les atomes lourds. Cependant, des calculs de structure atomique sont nécessaires pour extraire de la mesure de A^PV un test expérimental du modèle standard. On est donc conduit au choix d'un alcalin, dans lequel on peut mener des caculs précis. Finalement , notre choix est l'atome de césium ¹³³Cs, le plus lourd des alcalins stables.

Choix de la transition atomique :
    Ensuite il faut choisir une transition où A^PC est relativement petit. On choisit pour cela une transition interdite.
Nous avons en fait opté pour  la transition doublement interdite 6S-7S du césium. Le dipôle électrique est évidemment nul entre les deux états S, et le dipôle magnétique n'est non nul nul que si l'on tient compte des corrections relativistes et des effets à N corps. En pratique on optimise le rapport signal/bruit en ajustant le taux de transisition 6S-7S avec un champ électrique statique, qui assite la transition par effet Stark (mélange des états S et P). En fait ce champ électrique joue un autre rôle très important, en donnant une signature spécifique au signal recherché (voir page suivante: critères de sélections du signal PV).
 

Principe général de nos expériences

    Une première génération d'expérience a été réalisée dans cette équipe, aboutissant en 82-83 a un résultat significatif
de mesure de violation de la parité dans l'atome de césium avec une précision de 12%. Ces expériences étaient menées avec un faisceau d'excition continu, accordé sur une composante hyperfine de la transition très interdite 6S-7S, et la mesure polarimétrique portait sur la lumière de fluorescence, émise sur la transition 7S-6P_1/2.

    Nos expériences actuelles sont de type pompe-sonde, avec des faisceaux lasers impulsionnels. Avec une première impulsion laser intense (~1mJ),  on excite dans une vapeur atomqiue de césium, et en présence d'un champ électrique E,  la transition très interdite 6S-7S. La violation de la parité a lieu pendant cette transition : il y a interférence entre deux dipôles notés d^Stark et d^PV, l'un conservant la parité et l'autre la violant, qui produit dans le niveau excité 7S une anisotropie atomique violant la parité.

    Suivant la configuration de champ électrique choisie, et la polarisation du faisceau d'excitation, l'anisotropie atomique sera une orientation ou un alignement. Une orientation viole la parité si elle se comporte comme un vecteur polaire (un vrai vecteur). Un alignement viole la parité ses axes sortent des plans de symétrie de l'expérience.

    Ces anisotropies atomiques donnent lieu à des annisotropies optiques, et on vient ensuite lire cette information avec une impulsion de faisceau sonde, résonnante avec la transition permise 7S-6P_3/2.

   Longtemps après, lors que les atomes 7S et 6P sont tous désexcités on envoie une impulsion sonde de référence.

    La chronologie est résumée sur le dessin ci-dessous, dans le cas particulier où l'impulsion sonde est envoyée juste après l'impulsion d'excitation.

Comment se situe la violation de la parité dans les atomes par rapport à d'autres expériences PV, dans les noyaux ou à haute énergie?

• Une physique différente :

    Les expériences de violation de la parité dans les atomes sont sensibles aux courants faibles neutres, qui correspondent à l'échange de bosons Z^o. Le noyau et l'électron peuvent échanger une particule neutre en conservant leur identité, et cette interaction peut donc avoir lieu dans un système stable.
    Rappelons que ces courants faibles neutres sont restés insoupçonnés jusque dans les années 1970. Ils consitutent une des prédiction majeure du Modèle Standard. Les premières observations expérimentales donnant un résultat quantitatif dans les atomes ont été réalisé dans ce groupe en 1982 et 1983.

    En revanche la désintégrationb (connue depuis le début du siècle), de même que la capture K dans les noyaux, met en oeuvre des courants chargés,  qui correspondent à l'échange de bosons W⁺ ou W^-.
    Dès 1956, Lee et Yang ont suggéré que les désintégrations correspondant aux interactions faibles pourraient violer la parité.  La première observation expérimentales, pour ces courants chargés, est la célèbre expérience de Wu en 1957.
 

• Une asymétrie différente :

    Dans les atomes (voir figure ci-contre), les deux amplitudes qui interfèrent sont de natures complètement différentes. A^PV est une amplitude purement électromagnétique, liée à l'échange de photons (virtuels) entre le noyau et l'électron. A^PC  est la contribution de l'interaction faible qui viole la parité. Dans ce cas en effet, la contribution de l'interaction faible de même symétrie que la contribution électromagnétique est complètement négligeable. En conséquence, l'asymétrie droite-gauche est de l'ordre de 10^-15 dans l'hydrogène sur une transition permise, et passe à environ 10^-6 dans le Césium, sur une transion interdite.
 

• Des informations différentes :

    Les expérience de physiques des hautes énergies peuvent sonder aussi bien les courants neutres que les courants chargés si l'énergie disponible est suffisante. (M_Zo= 91GeV, M_W= 80GeV). Du fait que les observables en physique atomique et en physique des hautes énergies sont complètment différentes, les informations auxquelles on accède sont différentes, et surtout complémentaires.
    Dans les expériences physique atomique (à basse énergie), les diffférents quarks constituants le noyau agissent de façon cohérente. La charge faible du noyau est la somme des charges des charge faible des quarks.

    Au contraire à haute énergie, par exemple dans les expérience de diffusion profondément inélastique d'électrons polarisé sur Deutéron, les quarks agissent de façon incohérente. En conséquence on somme sur les quarks les produits des amplitudes associées à la charge faible par les amplitudes associées à la charge électrique.

    On peut illustrer cette complémentarité par le fait que, indépendammment du modèle électrofaible choisi, les deux combinaisons linéaires des constantes de couplage de l'électron aux quarks u et d que testent les expériences des hautes et basses énergies sont quasiment orthogonales!

page suivante : l'expérience en champ électrique longitudinal