symetries et physique nucleaire - Cenbg - IN2P3

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1. vélocité du son, et une densité de transition - jO(kMr). Comme Tg - O, I M > est d'isospinOT = 1 pur (pour NIZ,il faudrait évaluer le splitting entre les composantes T = To et T - TO+lde In >). On trouve ainsiOb) Règle de same non pondérée en énergie (NEWSR)Nous nous plaqons toujours dans le cas N = Z pour la simplicité de la ~résentation. L'étatIO> correspond à TO tandis que les états Id> ont tous T - 1. Si l'on suppose que les étatsIC1> qui contribuent le plus à (f.47) sont dans une bande étroite d'énergie autour d'une énergiemoyenne En, on peut écrire :On peut évaluer (1.50) en utilisant au dénominateur la valeur hydrodynamique évoquée plus haut.et en calculant le numérateur à l'aide du modèle à particules indépendantes, par exemple. Ontrouve le résultat suivant 12) , 3gZz 1.8 *\O? Z (1.51)c) Règle de somme pondérée en énergie (EWSR)Remarquons que l'estimation précédente est peu fiable car le numérateur de (1.50). étantune valeur moyenne d'un produit d'opérateurs à 1 corps. dépend quelque peu du modèle adopté pourIO>. On peut se libérer de cette dépendance dans une certaine mesure en introduisaiif la règlede somme pondérée :Cette somme s'exprime comme la valeur moyenne sur 10> du double commutateur deet du hamilto-nien H IL). Avec VC1) donné par (I.48), on obtient icoù )( est le facteur d'accélération isovecteur 15) que nous prendrons de l'ordre de 0.3(correspondant à une force de Skyrme typique). En faisant, de nouveau l'hypothèse que dans (1.52)un seul état contribue à la somme, an aboutit à (pour N = Z) :où l'on a utilisé la valeur hydrodynamique de E -En O'Les méthodes a), 6) et c ) peuvent s'étendre eux noyaux N t Z 12).Les résiiltats sont rnndifi6s
- 155 -2dans le sens d'une plus faible impureté Edu fair de l'énergie plus &levée de la composanteT +1 de l'état isovecteur monopolaire. 1s seule à contribuer à l'expression (1.47). Les valeursOmentionnées dans la Table 4 incluent ces modifications 12).On peut remarquer que les 3 méthodesLdonnent des prédictions différentes pour E , reflétant ainsi la sensibilité au modèle des diversesestimatione, mais toutes conduisent à des faibles valeurs de l'impureté d'isospin.d) Calcul RPA self-consistantL'approximation RPAself-consistante lb) permet d'obtenir la distribution d'intensité del'opérateur isovecteur monopolsio 3S(E) P 5 \ \' A(€-E,*E,) (1.55)La Figure 1i montre à titre d'exemple les distributions calculées 17) avec la force de Skyrrne5111 dans les noyaux 40~a et '08pb.r'40CaTlEY"a-2*~b1'. O'44 \40 20 M 4-./- , 1.'O CIMlvll ' 0 m IOFigure 4a0"cI*vI 3Pour les noyaux A
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« Symétries et physique nucleüir
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Cours enseignes aux prbcedentes ses
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TABLE DES MATlERESAVANT-PROPOSPh. Q
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SYETRIE CHIRALEP.A.M. GUICHON1 . IN
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PHYSIQUE DES PARTICULES : LA QUETE
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P, C, T, NOMBRE BARYONIQUE ET NOHBR
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symétrie). On ne peut plus se perm
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Figure 1: Un tQtraddre droit a pour
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avec une grande section efficace po
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Nous verrons que, encore aujourdhui
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2.3 Le nombre baryonique et les nom
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3 L'Ouolution historique3.1 Les anc
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d'embranchement de quelques %. Rujo
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oyonnement de freinage, et perd son
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directe, contrairement aux photons
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YS)Le boson qui transmet l'interact
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montre [en exploitant le modele des
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[VLI~4.22 Existe-t-il une matrice d
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(Fve Zurich < 18 eV spectre B du tr
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lllquestions fondamentales. Ce n'es
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ien auancb, avec un faisceau de pro
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physique soit telle que les Qlectro
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Figure 5: Les lois de consemationci
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COI N C~Figure 6: La polarisation c
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la polartsation transversale des Ql
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une feuille mince oirnont6e. Enfin.
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5.3 Les effets dans les courants fo
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desintégration du muon conservent
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5.3.3 Interaction ~e~ton-~uark~'.5.
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Lorsque l'énergie E, du faisceau v
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5.4 Les effets dans les interoction
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II existe d'autres possibilités ex
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noyaux légers que la methode prend
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discussion plus détaillée de cett
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pour les transitions de Fermi et de
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6 La violation de PC et la violatio
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Le doublet :obBil b l'équation d'
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importance d la mesure trhs prBcise
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622 Le theorbme polarisation-asymé
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Btait Bnorme. Des expbriences ultQr
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aison quelconque S est petit dans l
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Une experience utilisant un faiscea
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et dans le renversement du temps:On
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contributions puisse produire une a
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n7 La uiolation du nombre bayonique
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72.1 SU(5) comme exempleB.Quels son
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deux Bnergies caract6ristiques de c
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[auec une certaine prbcision) la tr
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8 La conservation du nombre leptoni
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la double désintégration B auec n
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(7.76%] qui est un candidot à Io d
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9 La violation des nombres leptoniq
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introduits. Le premier utilise une
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des foisceaux plus intenses et de m
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nombre de pointe. La coordonnBe z e
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pour la capture, de façon b minimi
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où n. - 1 pour les sous-couches re
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Za Table 8 montre les valeurs (en M
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Cette dépendance en énergie est r
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La forme de ce potentiel a plusieur
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faut noter que l'on ne connait pas
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En relation avec le potentiel dépe
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On peut peupler partir du mème eta
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ou xf, xi représenterit les ondes
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- 243 -étroits avec des distributi
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Ajoutons .i cet argument général
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- 251 -un transfert d'isospin de 2
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a des multiplets où T,- 255 -est g
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29. R.G.H. Robertson, W. Benenson,
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Fiés& :La symétrie chirale est d'
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II. NOTION OE SYllETRIE CHIRALE1) H
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(B. 1)où on a défini les nouveaux
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III. LA SYILTRIE CHIRALE : UNE SYII
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souvent le choix inverse !) En util
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qui induisent les transitionsk' ,et
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facteur de forme Gp(k) doit donc av
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P.C.A.C. (Partiall~ Conserved Axial
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Goldstone" par opposition à la ré
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Le terme C(X) rassemble tous les au
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On peut fignoler un peu le calcul e
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Par le théorème de ~oether~ on co
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comme on peut le vérifier directem
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Finalement il nous reste à tenir c
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Le dernier terme dans & donne la di
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contribution de ce couplage vient e
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et des graphes dits de "pôle de pi
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1. M.L. Goldberger and S.M. Treiman
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R M:Les brisures (spontanées) de s
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- 300 -finis, c'est-à-dire avec un
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nombre de particules reste fixe et
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Pour un système macroscopique, la
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ceci s'écrit :avecLa solution exac
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L'état fondamental est donc donné
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Faisons maintenant la m-eme étude
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'pas des états stationnaires mais
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En définissantnous arrivons à :o
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- 316 -ce qui signifie que seules l
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et que le projecteur peut aussi s'
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Dans notre modèle, le recouvrement
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- 322 -méthode de projectoin que n
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- 324 -Fig. 8 Surfaces d'énergies
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Pig. 10. Distribution d'une paike d
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à la gouttelette : outre le mouvem
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translation rotation rotation des p
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L'équation (5.33) s'écrit alors :
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Fig. 16. Dépendance de la solution
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Le point représente l'interaction
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A l'équilibre (5.54) et avec (5.50
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Nous voyons que la solution RPA dev
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termes cinétiques dans les exemple
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Les constantes c. sont fonctions de
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L'opérateur de masse contient une
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kNous ut~lisons la relation = PL,-
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REFERENCESJ'ai été volontairement
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AVERTISSEMENTCe cours est divisé e
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Le succès de cette approche fut te
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nettement plus basse. 11 s'agit d'u
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On note = (-l)wd-w et (dfd')nL)= [d
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6' CAS PARTICULIER DES VIBRATEURSSi
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Figure 5 : Spectre typique O ( 6 )T
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Neutron NurnberFigure 7 : Spectres
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La région -4-Dans cette région le
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1' La distinction explicite entre b
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Ces deux derniers termes (%,et V,,)
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Neulrcm numberFigure15 : DiPi&rents
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130 140 150Neulron NumberFigure 17
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Prenons l'exemple d'une transition
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Pigure 22 : Densites de charge do t
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sont tout Bhypothèses faites.fait
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Nous avons étudie à Saclay quatre
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présentent une telle discontinuit
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extension radiale des fonctions d'o
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IBM ET MELANGE DE CONFIGURATIONS* P
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RésuméLes noyaux de A impair sont
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L'expérience montre que- les parci
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Nombre de neutronsFigure 1 : Compar
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Figure 2 : Comparaison des valeurs,
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- 426 -forment aussi une algèbre f
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La formule (18) peut être considé
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1V.C Tests de la symétrie de Bose-
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De facon plus quantitative, il est
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Les opérateurs de transfert les pl
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Figure 9 : Miee en évidence expér
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les générateurs de ces groupes B
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Le schéma de supersymétrie a éga
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Cette extension unificatrice de la
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BIBLIOGRAPHIE1 - Voir par exemple :
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B.& : La recherche du processus de
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Dans cet hamiltonien, si les param
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- Décroissance JB (Ov) ; transitio
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C'est-&-dire qu'un gain d'un ordre
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L'ensemble de ces mesures géologiq
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Fig. 8 Spectres directs de detecteu
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selection en énergie sur le photon
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La figure 11 montre les spectres pa
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VI - AUTRES PROJETSDe nombreuses ex
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1. INTRODUCTIONLes symétries physi
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soit 15 états d'hélicité.A côt
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Le calcul du temps de vie du nuclé
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Fig. 4Mais étant donné la periodi
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Fig' : Solution de l'équation (21)
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ILe lagrangien, obtenu en intégran
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Le rayon carré isosealaire moyen e
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Les matrices A et B sont des matric
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En utilisant les fonctions des nucl
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-./4 La théorie des quarks dans la
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APPENDICE A : CALCUL DE LA MASSE DU
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ce qui correspond bien à l'éq. (6
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PHYSIQUE DES INTERACTIONS FONDAMENT
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LISTE DES PARTICIPANTSABCRALLABZOIT
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ADRESSESCentre d'Etudes luclkaires
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C.E.R.N.33 rue des Lattes-11.-1217
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