symetries et physique nucleaire - Cenbg - IN2P3

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Les constantes c. sont fonctions des paramètres X,Y,+ Annuler cl et c2 équivaut à la re-2cherche du minimm de < S C R P Al Hg 1 S C R P A > et avec X - y2 = 1 ceci donne deux équa-tions pour deux inconnues qui sont faciles à résoudre.Sur la figure 20 nous montrons l'énergie du fondamental en fonction de l'interaction.Nous voyons que cette théorie est en très bon accord avec le résultat exact pour toutes les va-leurs de X = InAV (ce modèle possède également une "transition de phases" pour )( = l)..cC'est donc une théorie qui, came nous l'avons annoncé, passe continuement de la région "sphérique"(X < 1) 2 la région "déformée" ( 7 > 1). Sur la figure 20 nous avons également reporté lesvaleurs qui sont obtenues en découplant le champ moyen de la RPA c'est à dire en posant Z = Oudans (6.8). Nous voyons que le couplage particule - vibration, à savoir le maintien du bason li-néaire en (6.8). qui simule le champ moyen, est essentiel pour obtenir un bon résultat. En aban-donnant ce couplage l'accord est rapidement détruit pour X > 1.Fig 20 . L'énergie du fondamental correspon-dant au problème variationnel (6.7,exact i SCRPA"ith 11noar B0.0"SCRPA6.8) en fonction de l'interactionx = ln-*) V/E .L'énergie du fondamental pourX = Oest retranchée; N - 40; l'énergie- 5exacte et l'énergie SCRPA sont indiscernables sur la figure.Nous voyons donc qu'un couplage champ-moyen-RPA est primordial pour passer cantinuement de la"sphéricité" à la "déformation" pour des systèmes finis. Nous ne voulons pas discuter icicornent la présence des fluctuations RPA joue pour la conservation de la symétrie car la symétriebrisée qui est en jeu dans le modèle de Lipkin est une symétrie discrète (parité) et cette étudenous amènerait un peu loin. Rajoutans simplement que cette théorie peut se généraliser à des casplus réalistes et qu'elle permet surtout un traitement pour les températures finies, ce quin'était pas le cas pour la théorie des fluctuations quantiques en employant le formalisme de laprojection du chapitre 4.A la fin, je voudrais présenter des éléments d'une généralisation des considérationsque nous venons de voir ci-dessus. C'est une théorie sur laquelle je travaille avec D. Janssenet qui est directement applicable dans l'espace des Fermions. Nous avons traité à présentla superfluidité nucléaire LIA] etla translation; c'est ce dernier cas de figure que jevais détailler quelque peu ici.
- 355 -Je dérive ln théorie dans le cadrc des fonctions de Green î3,Appendice ~1 etil est d'abord important de se rappeler comment on aboutit aux équations H.F. ordinaires (quibrisent, je le rappelle, pour les noyaux finis toujours au moins la symétrie de translation) dansce formalisme. Définissons la fonction de Green (GF) à un corps (nous travaillons désarmais dansla base des moments)Ç,';? = -i
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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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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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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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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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Ajoutons .i cet argument général
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a des multiplets où T,- 255 -est g
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Fiés& :La symétrie chirale est d'
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II. NOTION OE SYllETRIE CHIRALE1) H
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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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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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les générateurs de ces groupes B
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Le calcul du temps de vie du nuclé
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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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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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