symetries et physique nucleaire - Cenbg - IN2P3

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- 380 -7' LES TRANSITIONS ELECTROMAGNETIQUESEn plus des énergies d'excitations, obtenues directement endiagonalisant llHamiltonien, on peut calculer d'autres observables: ilsuffit pour cela de définir les opérateurs correspondants. Voici, parexemple les operateurs de transition eiectromagnétiques définis par desopérateurs à un corps:t f -VO(s s)iO)+ PO(d d)iO)T'Ml)= fi(dt;i)(ll1 PT(~~) = a, (std + dt&):2) + fi2(dtd)k2)TLM3' = fi, (d t- d)L"T(E~)= , (dta)J,) = 1 (J,IT (E2) IJ,25, + 1On peut noter que l'opérateur T(" l) est proportionel à L (~=a( dtz)( l) )qui est diagonal. 11 n'y a donc pas de transition Ml possible dans cemodèle !On peut également définir un moment quadrupolaire par :Q,= (L,M=LI IL,M=L)8' LES NOYAUX DE TRANSITIONLe très grand avantage de l'approche IBM c'est que, nonseulement elle permet de décrire de manière unifiée les trois types denoyaux que l'on rencontre dans la nature mais de plus, elle rend comptedes situations intermédiaires. Si on classe l'ensemble des noyauxdéformés suivant le schéma suivant :
on voit que l'on peut distinguer quatre régions de transitiondifférentes.La région -1-11 s'agit là de la transition entre les vibrateurs et les rotateurs. Lesisotopes du samarium sont typiques de cette transition. L'Hamiltonien deIBM peut ici s'exprimer en fonction des opérateurs de Casimir deschaines U(5) et U(3) :Les figures 7 et 8 montrent les énergies d'excitation et les rapports debranchements calculés avec un tel Hamiltonien et comparés avecl'expérience dans le cas des isotopes du samarium.La région -2-C'est la région de transition entre les rotateurs et lesY-instables: les isotopes de l'osmium sont typiques de cette région detransition. L'Hamiltonien peut alors se réduire à :Les figures 9 et 10 montrent un certain nombre d'observables calculéesavec cet Hamiltonien.
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« Symétries et physique nucleüir
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Cours enseignes aux prbcedentes ses
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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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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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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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une feuille mince oirnont6e. Enfin.
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5.3 Les effets dans les courants fo
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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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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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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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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 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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Ajoutons .i cet argument général
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Le terme C(X) rassemble tous les au
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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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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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En définissantnous arrivons à :o
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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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