symetries et physique nucleaire - Cenbg - IN2P3

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tielles pour la réaction (7-, no)1 W)sur des cibles de "Ni et 140Ce .Les spectres du haut de la figureont été mesurés .3 un angle de 4"la où la section efficace de RMIllbest maximum. Les spectres du milieumesurée & 15" correspondentaux minima de la section efficacede la MI et aux maxima de cellede la Résonance Dipolaire Géante.Enfin la partir inférieure de lafigure montre les résultats obtenush 33" où les deux résonancesont de tres faibles sectionsefficaces et où on a évalué lacontribution du continuum (lignescontinues).OwIO*O* - 1i.P 1 I s - 1s.ffk'-' I I I ,1.0 (n=v)Fiqwre 36 : Section e6,jicace de Ex fiéaction In-,no1 à 165MeV~ w les r cibLes de 6W ct etkaCe. La héaion où estobaemte Ex RMI est indiquee pan deux vm--ticdes contuzues (Thé de & 1041.Dans la Figure 36, la section efficace normalisée R dans la région de la MI (traitsverticaux de la Fig. 36) est reportée en fonction du carré du moment transféré f/2m . Cettesection efficace normalisée est définie par la relationlaal-IdndrdT (Région RMI)dT (Ex < 70 M~V)Si 1 'exces de section efficace ainsi definie est due & la RMI alors ce rapport R doit présenterun minimum la où la RMI a un minimum c'est-&-dire & qr = X/2 où r est le rayon d'absorptiondu pion. C'est bien ce que l'on observe expérimentalement. Des données expérimentales des Figures36 et 37 on a pu extraire les distributions angulaires, les énergies et les largeurs des RMI.Les resultats sont comparés aux prédictions de la theorie RPA"~) dans la Fig. 38. L'accord entre1 'expérience et les valeurs théoriques est assez remarquable.Rappelons que les données précises sur l'énergie d'excitation et la largeur de la Réso-nance Monopolaire Isovectorielle sont essentielles au calcul de la largeur d'étalementr4 desRésonances Isobariques Analogues (voir chapitre II et III).
- 253 -.3.2.3.25"A.-.-A.t4-."N i>A--- .ONi1 1(b)Fiqme 37 : la1 Sedon e66icace nom&-nte R danb & nlgion deLR &Il, en {ondon du came de I'Unpidhionthutu~~ht q2Itm .Ibl Mëme chose que (a) bauique la hégion en lnehgie cowLdfinée esth&lie üU-de6bu6 de CU& de ûr RMI et-=ym.donc ne phthede pu de minuruni d qh=ntrI/(Thé de LR ~ 6 1041. .0.2 0.4q2[fm-'1- 'o.+ 1 IW in (w-,.o)Figue 38 : Utpendance en muhe deWltll.ti~"l'tnehgie d'excitation et de~ n i i ~ yî~ !mgeuh de la RMI. Les combes en U 40 -Sy.r.uricc~ntinu~ dont LU p6dictiori6 .théohiquu1 I trror Ide hmbach et Klein1 05).17% de ûr ne6. 1041 IO1s'5;1s3iIO- z.~il.llo.
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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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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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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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theoriques pour une simple rumeur?
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où p est i'impulsion du faisceau d
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OU côte des acc418rateurs la situa
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10 Conclusion10.1 Les perspectives
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Appendice A: La ucolation de la par
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C'est la théorie V-A. Les quarks e
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Appendice 0: La dbsintbgrotion du m
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trouve l'expression de la polarisat
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fi~~endice C: Oscillations de neutr
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et comme la matrice M,a pour carre
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Jusqu'ici nous avons considéré la
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peuvent être imaginQs, qui tentent
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1 'The Discrete Symmetries P. T and
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Chopitre XXiV, C.S.34 Vcir rbf&renc
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of Time-Reuersai Inuariance', T.S.
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90 'Neutrinoless Double B-Decoy in
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SYMETRIE D'ISOSPIN ET STRUCTURE NUC
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"Isotopic spin is nat a key to nucl
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l'incertitude incluant à le fois l
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) Etet anti-analogue-Par définitio
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On peut se rendre compte, par un ca
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où Z et N sont les nombres de prot
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où A est l'analogue du noyau C : A
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Chaque RIA est caractérisée par u
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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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et que le projecteur peut aussi s'
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Dans notre modèle, le recouvrement
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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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1 opérateur3 opérateurs3 opérate
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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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4' ApplicationsOn peut trouver. dan
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Neulrcm numberFigure15 : DiPi&rents
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noyaux qui nous intéressent ici, d
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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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- 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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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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L'ensemble de ces mesures géologiq
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Fig. 8 Spectres directs de detecteu
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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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qui seraient bienvenues pour la gra
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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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.vSi l'on fait la tranformation d'
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leurs de f,,, e, y et B sont diffé
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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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