symetries et physique nucleaire - Cenbg - IN2P3

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III. LA SYILTRIE CHIRALE : UNE SYIIETRIE DE L'INTERACTION FûiiTE REVELEE PAR L'INTERACTIOH FAINELe paragraphe précédent a présenté la notion de transformation chirale ainsi que l'originemicroscopique de l'invariance de l'interaction forte sous ces transformations. En fait cettesymétrie a été découverte bien avant la naissance de QCD grâce à l'étude de l'interactionfaible. C'est l'objet de ce chapitre.Pour des raisons pédagogiques- ou plutôt pour ne pas rebuter d'emblée les auditeurs nonfamiliers avec l'équation de Dirac et toutes ces choses relativistes- j'ai adopté uneLprésentation semi-relativiste qui est valable à des termes en U près oÙ U est la vitesse dunucléon. Le seul véritable inconvénient est que le nombre d'équations est le double de celui dela présentation Covariante puisqu'il faut distinguer la composante de temps et les composantesd'espace des quadrivecteurs.Pour introduire les notions relatives aux courants qui sont les quantités dynamiquesmesurées dans l'interaction faible, le plus naturel est de commencer avec l'interactionélectromagnétique.1) Le courant électromagnétiqueL'interaction entre le champ électromagnétique et le courant v;~ ( y= O. 1, 2, 3.indices de Lorentz) porté par les particules est :La charge électrique ezmF est factorisée de sorte que le courant est normalisé à 1. Lecourant porté par les particules qui subissent l'interaction forte ne peut pas avoir unestructure simple. Par exemple le courant du proton est porté par les quarks et par le nuage demésons virtuels et donc dépend directement de la structure forte. On peut par contre définir etmesurer les éléments de matrice de ce courant. Nous allons nous intéresser à l'élément dematrice de vn entre états contenant un nucléon. On peut choisir des états d'impulsion 7 etrde spin Ni, notés :normalisés selon :-,Dans ce cas la dépendence en (~,k ) du courant est triviale ( $ -Dans l'approximation semi-relativiste définie plus haut, on a pour le proton :(on note Vrm = V;'"(o) , A = 1x1 )
7-- 209 -tc ;P. m: (p) 1 V,'" 1 p m,(p,r = ( 2~1~' X(mk G,'(LI X(m.1? n t -+m: (PI I v I ?m. cri> = (q-y x (4)[G:(L)+,iesM-9 -7+ i GL (r) p,P. ] X(mrlm .4)Z MoÙ ( est le spineur normalisé à deux composantes qui décrit l'état de spin :3 X(rn.1 = rn,%m,)a. 512X:m~*>X
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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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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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- 147 -la situation pour le longueu
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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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- 155 -2dans le sens d'une plus fai
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- 157 -L'interaction faible contien
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- 159 -(O) + ' (C)1 1 T(T+~) - T2 T
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- 161 -où a represente tous les au
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- 163 -TabLe 1 : iaaw~@~t dlLcapUI,
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- 165 -1 5 0'- 2'. .. i10(p,3~e) 'S
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- 167 -tres pauvre illustre la diff
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- 169 -Ajoutons qu'un fit des masse
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où Z et N sont les nombres de prot
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- 173 -ne permettent pas de peupler
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- 175 -de la cascade de décroissan
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- 177 -w1Oa 1wb 1T=3/2 -GS 1 T=2 -a
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-- 179 -Table 3 : VaLw caLdfeo de l
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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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où mLj(r,k ) et .$Lj(r.kn) sont le
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- 191 -*t25 - CC ip.po120-155 IO--
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- 193 --2x-P Y2 RE50NbNCE-aLb-4 F 7
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- 195 -Chapitre IIIASPECTS THEORIQU
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- 197 -4O'
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- 205 -comprendre pourquoi des mod
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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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Dans notre modèle, le recouvrement
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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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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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et la densité de charge de transit
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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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VI - AUTRES PROJETSDe nombreuses ex
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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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-./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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