symetries et physique nucleaire - Cenbg - IN2P3

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Figure 21 : Comparaison des densites de treneitionexperimentaloa (traits final avec un calcul Inn-1 (trait &pais).
Nous avons aussi mesuré un certain nombre de transitionshéxadécapolaires dans cette serie de noyaux : le premier état 4' danslas 192 OS et 19' lg6pt et un second état 4'dans le 196~t.Comme nous l'avons vu, pour ces transitions le problème se pose desavoir si une base constituée des seuls bosons s et d est suffisante ous'il faut ajouter un boson g. En IBM-2, si on se limite aux bosons S etd une densité de charge de transition s'écrira :P, (r) = e,r,(r)(4+ I (dtd)i4 J 10' )+ e,r,(r)( 4' I (dtd)t4' IO' )ou simplement :p, (r) = ~(r) [en( 4' I (dtd)i4 J 10' )+ eV( 4' I (dtd)$'l IO* )]en IBM-1.Ajouter un boson g reviendrait àintroduire six fonctions de bosonsupplémentaires correspondant aux termes ( stg+g*s )' ' , (dtg+gts )' ' et(gtg)"' . On a, en général -et c'est le cas ici- trop peu de densitésexpérimentales pour extraire ces huit fonctions de boson. Nous nouscontenterons donc d'essayer de reproduire nos données avec les deuxfonctions r(r) seulement. La figure 22 montre le résultat de cet essai.On voit que, si les quatre premiers 4' sont bien reproduits le 4; dulg4Pt ne l'est pas du tout. En fait, le rayon de transition de ce second4' est nettement plus grand que celui des premiers 4'et le modèle neparvient pas à reproduire, en même temps, l'évolution de l'amplitudedes premiers 4' et la variation du rayon de transition quand on passe au4;. Clairement il nous-faut ici un degré de liberté supplémentaire et leboson g semble être le candidat tout désigné.Il est intéressant de noter que ces niveaux 4' ne nécessitaientpas de boson supplémentaire tant qu'il ne s'agissait que de reproduireleur énergie d'excitation (voir première partie) mais la base devienttrop réduite dès que l'ons'intéresse au comportement radial desfonctions d'ondes. Cela vient du fait qu'il est toujours possible decompenser un éventuel manque dans l'énergie d'excitation dû au boson gpar une sorte de renormalisation du boson d alors que cela n'est pluspossible quand il s'agit de densités de boson différentes.
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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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-- 179 -Table 3 : VaLw caLdfeo de l
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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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- 195 -Chapitre IIIASPECTS THEORIQU
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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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- 322 -méthode de projectoin que n
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Pig. 10. Distribution d'une paike d
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à la gouttelette : outre le mouvem
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translation rotation rotation des p
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L'équation (5.33) s'écrit alors :
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Fig. 16. Dépendance de la solution
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Le point représente l'interaction
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A l'équilibre (5.54) et avec (5.50
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Nous voyons que la solution RPA dev
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termes cinétiques dans les exemple
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Dans cet hamiltonien, si les param
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qui seraient bienvenues pour la gra
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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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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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