symetries et physique nucleaire - Cenbg - IN2P3

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- 328 -Conmie la brisure de la symétrie de translation se traduit en un paquet d'ondes en R (c'est-à-rire&(R) pour A+m ) ici la brisure du bon nombre de particules se traduit en un paquetd'ondes en y (c'est à dire &(p) pour A+- ). Pour voir cela facilement et explicitement,simplifions encore notre modèle de la figure 10 et considérons le cas où toutes les sous-couchesdégénèrent en une seule couche (modèle de la séniorité C33 j. A ce moment, nous avons :ce qui est à voir en analogie avec le déterminant de Slater centré autour de la position.L'équation (5.6) nous montre aussi que l'opérateur N peut être représenté par :Le paquet d'ondes (5.4) avec un écart de deux particules entre les différentes composantesressemble formellement beaucoup au cas de la rotation à une dimension d'un noyau pair où lepaquet d'ondes serait constitué d'états de la bande de rotation du fondamental dont les spins1 = 0,2,4,. . . sont écartés de deux unités et c'est pour cela qu'on appelle 1 BCS > de (5.4)aussi un état qui "tourne" avec une fréquence de "rotation"dans l'espace de jauge ( h est le potentiel chimique et E l'énergie correspondant à (5.4). voirplus loin).Pour l'instant, nous n'avions pas parlé du caractère très spécial du paquet d'ondes (5.4)qui est dû au choix approximatif des fonctions de base (en fait tout le raisonnement du haut auraitpu se faire en employant des fondamentaux exacts corne fonCtions de base). En effet, il s'agitde nouveau d'un déterminant de Slater (approximation toujours très valable pour des systemes fer-Maniques) avec les propriéte suivantesO(b 1Bcs> = O
Le lecteur a évidemment reconnu le formalisme BCS bien connu de quasiparticules (5.10)et nousconseillons de vérifier explicitement que ] BCS > peut s'écrire sous la forme (5.11). Nousinvitons également à vérifier que la distribution en Ycorrespondant à (5.6) tend vers lafonction de DiracSv) lorsque la dégénérescence de la couche tend vers l'infini et elle està moitié remplie, par exemple.Pour progresser dans l'étude de la transition à l'état superfluide introduisons l'interactiond'appariement :ce qui est approximativement valable larsqu'an regarde une seule couche comme indiqué sur la fi-gure 10. L1&amiltonien dit de l'appariement s'écrit alors :F: ~;t.t= Z e, a, ai, - G ?;pl#im i 8'+ +2 Qim qjrVn70Le calcul variationnel en utilisant (5.4)de Lagrange nous amhe à r 37 :(5.13)et en fixant le nombre de particules par un paramètreavec le "paradtre d'ordre" (le gap )
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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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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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) 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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où mLj(r,k ) et .$Lj(r.kn) sont le
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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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On peut peupler partir du mème eta
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Ajoutons .i cet argument général
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Nombre de neutronsFigure 1 : Compar
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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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Les opérateurs de transfert les pl
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les générateurs de ces groupes B
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Le schéma de supersymétrie a éga
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En utilisant les fonctions des nucl
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APPENDICE A : CALCUL DE LA MASSE DU
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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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