symetries et physique nucleaire - Cenbg - IN2P3

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Finalement il nous reste à tenir compte du caractère approché de la symétrie chirale. Celadoit se manifester dans le Lagrangien par un terme &.&, qui s'annule avec $ et qui n'estpas invariant. La symétrie chirale n'impose aucune contrainte à ce terme supplémentaire, donc leplus simple est le meilleur. On choisit :(m. 34)de sorte que mTI correspond bien à la masse (nue) du pion. Pour le voir il suffit d'examiner3l'équation du mouvement libre pour 9 que l'on peut dériver de 2 +Pour terminer la définition du modèle il reste à dériver les courants vectoriel et axialgénérés par les transformations (IV.32) et (IV.33). Après un calcul abominable on trouve :+ &' *h@+/ir).z>r fiI l ' '+f aaoet en utilisant les équations du mouvement complètes pour et
Y. APPLICATIDNS1) L'approximation en arbreCette approximation revient à calculer les amplitudes à partir de & en ne retenant que lesdiagrammes sans boucles, c'est-à-dire qui ne contiennent pas d'intégrations sur les impulsions.Cette approximation a l'avantage de respecter la symétrie chirale et donc de reproduireautomatiquement ses conséquences, c'est-à-dire les théorèmes de basse énergie2. Dans la pratiquecela revient à développer $ en puissances de 9/$ et à calculer les amplitudes en perturu-bation en s'arrêtant à l'ordre significatif le plus bas en */f, . Par exemple pour la photo-production c'est l'ordre- -a/gn tandis que pour la diffusion k.N ou Il-Ji c'est l'ordre4. /faL . Avant de passer aux applications il convient de faire une mise en garde : lesthéorèmes de basse énergie sont en général des relations entre des amplitudes contenant unnombre différent de pions. L'exemple de I'électroproduction traité dans le Chapitre IIIl'illustre bien. Le résultat apparart sous la forme :3hplitude = [ courant axial + . . . ]&(3.4)On obtiendra le même résultat avec le Lagrangien effectif, mais avec, dans le membre de droitede (V.11, le courant axial du uadèle. En particulier les valeurs des constantes de couplageGa , GH ..- ne sont en général pas les valeurs mesurées car la symétrie chirale ne dit riensur elles. Cela dépend essentiellement de l'interprétation que l'on donne au modèle. Si onconsidère que Yudécrit le nucléon, alors on a Gh(*, 4 , GR&) = =!- . Par contre on peutaussi considérer que Y . décrit les quarks en remplaçant le terme de masse par un potentielconfinant. Le nucléon a alors une structure et les constantes ne sont plus les mêmes. On trouve.*par exempleGA@= 1.03. Intuitivement il est plus logique d'opter pour l'interprétation enquarks et bon nombre de modèle^'^'^^ ont développé cette idée, avec un succès honorable.Cependant cette approche n'est pas admise par tout le monde, en particulier les partisans duSkyrmion qui attribuent toute la structure du nucléon à des configurations compliquées du champde pion2'.La polémique étant loin d'être terminée, il est naturel qu'un cours ne prenne pasparti pour l'une ou l'autre tendance. De plus, l'exposé des modèles de quarks avec symétriechirale nous emmènerait beaucoup plus loin que le but de ce cours. Donc, tout en gardant àl'esprit les limitations exposées ci-dessus, nous considèrerons comme le champ des nucléons.(Avec un peu d'expérience, il est assez facile de repère= à quel endroit il faut introduire lesconstantes de couplage physiques à la place de celles du modèle).2) Diffusion pion-nucléon au seuilLe but est de retrouver la formule de weinberg-~omozawa~~ qui est un des grands classiquesde la symétrie chirale. Pour cela nous avons besoin du Lagrangien développé à l'ordre 1/(A partir de maintenant yw est noté y )2 20ScL .Xe + 2, + 2, (y.21xa = i Y > y . ~ ~-nT'i-' ,r?Q.T'~- R" 4L r 2-7 1i(T, 3)
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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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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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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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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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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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C'est la théorie V-A. Les quarks e
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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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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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Chaque RIA est caractérisée par u
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où n. - 1 pour les sous-couches re
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RésuméLes noyaux de A impair sont
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Nombre de neutronsFigure 1 : Compar
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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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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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