symetries et physique nucleaire - Cenbg - IN2P3

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Prenons l'exemple d'une transition quadrupolaire: l'opérateurque nous avons utilisé pour calculer les probabilités de transitionreduites B(E2) s'écrit:où e sont les charges effectives des bosons-protons et neutronsrespectivement. Si maintenant on considère les deux diagrammes decouplage du photon virtuel avec un boson s ou d :Fia. 19 : SchCmatieation des facteurs de forme a(r1 et Plrlon peut introduire les quatre fonctions de structure de bosonsa,, "(r) et B,,"(r)et écrire un opérateur de transition quadrupolaire dépendant de rLa densité de charge de transition a alors l'expression :
avec: A,= 1Iet: B,= 1IA, et B, sont des éléments de matrice fixés par le choix deltHamiltonien. On voit qu'il suffit alors de mesurer un certain nombrede densités de charge de transition (quatre pour des états 2' ) pourdéterminer ces fonctions de boson et pouvoir prédire n'importe quelleautre densité.(E2)Notons que l'opérateur T(r) doit être choisi de telle manièreque les B(E2) calculés A partir de l'opérateur et ceux déduits desdensités de charge de transition soient les mêmes. Il faut donc :pour que ces deux expressions soient équivalentes il suffit d'imposer :La plupart du temps il s'avère que la distinction entre densitéde boson-proton et boson-neutron n'est pas nécessaire. On peut alors neconsidérer que deux densités de boson:on a alors:a(r) = a,,(r) = a,(r)et P(r) = P,(r) = P,(r)p(r) = C rr(r).( ex%+ e,A .) + P(r).(x,e,B,+ ~,e .B .)12'De même, si on se restreint à l'espace des bosons s et d,l'opérateur pour une transition hexadécapolaire s'écrit :On n'a, cette fois, que deux fonctions de structure à introduire:
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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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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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- 169 -Ajoutons qu'un fit des masse
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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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- 193 --2x-P Y2 RE50NbNCE-aLb-4 F 7
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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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ou xf, xi représenterit les ondes
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22 = +- - 2D 2 effectifNaT JoT" < i
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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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29. R.G.H. Robertson, W. Benenson,
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Fiés& :La symétrie chirale est d'
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II. NOTION OE SYllETRIE CHIRALE1) H
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(B. 1)où on a défini les nouveaux
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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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P.C.A.C. (Partiall~ Conserved Axial
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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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nombre de particules reste fixe et
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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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'pas des états stationnaires mais
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En définissantnous arrivons à :o
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et que le projecteur peut aussi s'
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Dans notre modèle, le recouvrement
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à la gouttelette : outre le mouvem
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L'équation (5.33) s'écrit alors :
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Nous voyons que la solution RPA dev
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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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VI - AUTRES PROJETSDe nombreuses ex
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Le calcul du temps de vie du nuclé
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Fig' : Solution de l'équation (21)
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ILe lagrangien, obtenu en intégran
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Le rayon carré isosealaire moyen e
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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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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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