symetries et physique nucleaire - Cenbg - IN2P3

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IBM ET MELANGE DE CONFIGURATIONS* P.D. Duval and B.R. Barret, Phys. Lett. 100B(1981)223* P.D. Duval, D. Goutte and M. Vergnes, Phys. Lett. 124B(1983)297* J-P. Bazantay, Thése de troisième cycle, Orsay 1984DIFFUSION D'ELECTRONSExpériencesThéses d'Etat : Ph. Leconte Orsay 1976J-M. Cavedon Orsay 1980D. Goutte Orsay 1984IBM* A.E.L. Diepering et al., Phys. Lett. 768(1978)135* F. Iachello, Nucl. Phys. A358(1981)89c* M.A. Moinester et al.; Nucl.Phys. A383(1982)264* INTERACTING BOSON-BOSON AND BOSON-FERMION SYSTEMSGu11 Lake 1984Edited by O. Scholten, World Scientific 1984
DESCRIPTION DES NOYAUX A IMPAIREN TERMES DE BOSONS ET DE FERMIONS EN INTERACTIONM. VERGNESInstitut de Physique Nucléaire d'Orsay
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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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- 141 -.?tant k. Ils sont aussi vec
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- 143 -L'opérateur de charge du sy
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- 145 -,-+A- = 2 k:'L:i -(1.27)et v
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- 147 -la situation pour le longueu
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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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- 155 -2dans le sens d'une plus fai
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- 157 -L'interaction faible contien
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- 159 -(O) + ' (C)1 1 T(T+~) - T2 T
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- 161 -où a represente tous les au
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- 163 -TabLe 1 : iaaw~@~t dlLcapUI,
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- 165 -1 5 0'- 2'. .. i10(p,3~e) 'S
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- 167 -tres pauvre illustre la diff
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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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- 173 -ne permettent pas de peupler
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- 175 -de la cascade de décroissan
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- 177 -w1Oa 1wb 1T=3/2 -GS 1 T=2 -a
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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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- 187 -11.4.4 Applications aux RIA
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- 189 -Faune 20 : Spectne de di661~
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- 191 -*t25 - CC ip.po120-155 IO--
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- 193 --2x-P Y2 RE50NbNCE-aLb-4 F 7
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- 195 -Chapitre IIIASPECTS THEORIQU
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- 197 -4O'
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- 199 -et l'on doit s'attendre par
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- 201 -au départ un étet analogue
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- 203 -où fc(;.) est 1s densité d
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- 205 -comprendre pourquoi des mod
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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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- 215 -avecV~ = - uC a iad (uo(~) +
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faut noter que l'on ne connait pas
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- 219 -Al1~i%md: a ï Le po.tenti&
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- 221 -a) particle onolog state-tJ
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En relation avec le potentiel dépe
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- 225 -riIV.SYMETRIE D'ISOSPIN ET D
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- 227 -F^giMe I I: SpecZAe des 11eu
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On peut peupler partir du mème eta
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- 231 -La position en energie d'un
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ou xf, xi représenterit les ondes
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22 = +- - 2D 2 effectifNaT JoT" < i
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- 237 -des règles de somnes dans l
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- 239 -13connu si pour ces memes ni
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- 241 -observe une différence entr
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- 243 -étroits avec des distributi
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- 245 -tordues. En utilisant diffé
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- 247 -TabLe 2 : R é b W ob.tenud
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Ajoutons .i cet argument général
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- 251 -un transfert d'isospin de 2
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- 253 -.3.2.3.25"A.-.-A.t4-."N i>A-
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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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- 259 -86. D.E. Bainum et al., Phys
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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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- 300 -finis, c'est-à-dire avec un
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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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- 316 -ce qui signifie que seules l
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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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- 324 -Fig. 8 Surfaces d'énergies
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Pig. 10. Distribution d'une paike d
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- 328 -Conmie la brisure de la sym
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- 330 -La solution est donnée par
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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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- 342 -Le potentiel chimique est ma
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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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- 350 -nous aboutissons à l'équat
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- 352 -(voir cependant le chapitre
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Les constantes c. sont fonctions de
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L'opérateur de masse contient une
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- 358 -11 est possible d'écrire ce
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- 360 -En inversant cette relation
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kNous ut~lisons la relation = PL,-
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Page 400 and 401: Ces deux derniers termes (%,et V,,)
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Page 454 and 455: Cette extension unificatrice de la
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Page 470 and 471: L'ensemble de ces mesures géologiq
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Fig. 8 Spectres directs de detecteu
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selection en énergie sur le photon
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La figure 11 montre les spectres pa
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VI - AUTRES PROJETSDe nombreuses ex
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PHYSIQUE DES PARTICULES : LA QUETE
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1. INTRODUCTIONLes symétries physi
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soit 15 états d'hélicité.A côt
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Le calcul du temps de vie du nuclé
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qui seraient bienvenues pour la gra
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- 485 -(112, 0) @ (0, 112) = (112,
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que l'état fondamental ne soit pas
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Fig. 4Mais étant donné la periodi
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4 dimensions et un groupe de symét
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*Nous montrons comment à partir du
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- 496 -métrie chirale, doit être
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- 498 -Le lagrangien (1) peut s'éc
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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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Les matrices A et B sont des matric
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En utilisant les fonctions des nucl
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.vSi l'on fait la tranformation d'
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leurs de f,,, e, y et B sont diffé
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-./4 La théorie des quarks dans la
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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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