INTERACTIONS FAIBLES : QUELQUES RESULTATS EXPERIMENTAUX RECENTS

HAL Id: jpa-00213898

https://hal.archives-ouvertes.fr/jpa-00213898

Submitted on 1 Jan 1970

HAL is a multi-disciplinary open access archive for the deposit and dissemination of sci- entific research documents, whether they are pub- lished or not. The documents may come from teaching and research institutions in France or abroad, or from public or private research centers.

L’archive ouverte pluridisciplinaire HAL, est destinée au dépôt et à la diffusion de documents scientifiques de niveau recherche, publiés ou non, émanant des établissements d’enseignement et de recherche français ou étrangers, des laboratoires publics ou privés.

INTERACTIONS FAIBLES : QUELQUES RESULTATS EXPERIMENTAUX RECENTS

P. Darriulat

To cite this version:

P. Darriulat. INTERACTIONS FAIBLES : QUELQUES RESULTATS EXPERIMENTAUX RE- CENTS. Journal de Physique Colloques, 1970, 31 (C5), pp.C5-95-C5-115. �10.1051/jphyscol:1970505�.

�jpa-00213898�

C5-95

INTERACTIONS FAIBLES ; QUELQUES RESULTATS EXPERIMENTAUX RECENTS P. Darriulat

CESN, Genève, Suisse

RESUME

A la lumière de résultats récents nous passons en revue les valeurs expérimentales des paramètres qui décrivent la non-conservation de CP dans le système (Ko-Ro). Nous présentons également quelques expériences qui ont fait progresser notre connaissance de la structure générale des courants faibles au cours des deux dernières années.

ABSTRACT

A review of the experimental values of the CP-violating parameters in the (Ko-Ko) system is given, which takes into account some recent results. Also presented are a few selected experiments which led us in the last two years to a better understanding of the general properties of the weak currents.

1. INTRODUCTION

La toute récente Conférence de Kiev a donné à Lobaschov l'occasion de présenter une revue complète et détaillée du progrès de nos connaissances dans le domaine des interactions faibles. Dans les notes qui suivent, nous pouvons donc nous contenter de présenter les sujets auxquels les communications faites à cette Conférence ont contribué, et prendre ainsi la liberté de passer sous silence des cha- pitres entiers pour lesquels le lecteur pourra se reporter à la revue de Lobaschov [.l].

Une première section, consacrée à la violation de l'invariance par rapport à CP, passe en revue les résultats expérimentaux récents, après un court rappel du formalisme utile à la description du sys- tème Ko-Ko. La seconde section rassemble quelques résultats relatifs aux propriétés des courants faibles : désintégrations semi-leptoniques des hadrons, règles AI = \ et AQ = AS, absence de cou- rants neutres.

2. NON-CONSERVATION DE CP

Six ans après sa mise en évidence L2J dans la voie K^ •*• TT TT , la non-conservation de CP reste un phénomène propre au système Ko-Ko; ses propriétés très particulières justifient un rappel rapide du formalisme utilisé pour le décrire \JSj.

2.1 Matrice de masse et relation d'unitarité Les états des mésons K neutres sont décrits par des vecteurs [t|)) à deux composantes dans l'es- pace sous-tendu par les états |Ko) et |Ko) . Leur évolution au cours du temps est régie par l'équa- tion :

i i | T > = m | T > . (<)

Les vecteurs propres de la matrice de masse TU sont les états |K ) et (KL ) associés aux valeurs propres M . = m - (i/2)T et dont l'évolution au

cours du temps s'écrit :

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphyscol:1970505

~ 5 - 9 6 P. DARRIULAT

En particulier, la dépendance par rapport au temps du taux de désintégration d'un état initial aSI~j) * ^%IICL) vers un état final IF) s'écrit :

soit, en explicitant les modules et phases des coefficients CX,,,(F~T~K ) = i m s s ~ :

S,L a s , ~ e

On reconnaît dans les deux premiers termes la décroissance exponentielle caractéristique des états KS et %, et leur amplitude dépend à la fois de la proportion KSI% réalisée dans l'état initial et des probabilités de transition des états K

S et

E(I, vers l'état final.

La fréquence d'oscillation du terme d'inter- férence est entièrement définie par la différence de masse Am = mL - mS; sa phase reflète tant la diffé- rence de phase entre les composantes K et 5 ^de

l'état initial que celle qui existe entre les ampli- tudes de transitions de KS et Et vers l'état final.

Expérimentalement, nous savons que [4] :

m, ² m L = (497,7~ ^{0,16) Me.V/,'}

,

r, ^{= (-î,160 t 0,008)} I O ' ~ S ~ C \

r,

.

Si CP était conservé, nous aurions :

CP n'étant pas conservé, les égalités (4) ne sont pas exactement réalisées et nous pouvons écrire, au premier ordre dans les amplitudes qui violent

Les coefficients E T, M et ML sont reliés S

aux éléments de la matrice de masse en représenta- tion (Ko, ï?o) :

m

)

Si l'on remarque que l'invariance par rapport à T entraîne A + = A et l'invariance par rapport à CPT, M+ = M-, on voit que les relations (7) im- pliquent :

C T = O si To?t b u w v é )

~ ~ , , , 0 ^k; c P T e t w d . (8)

En écrivant que la décroissance de la norme d'un état IJ~) quelconque est exactement compensée par le remplissage des états finaux IF), on obtient les trois relations d'unitarité :

i ( V ~ N : ) < K ~ I K >

=E<FIT

~)(93

Cette dernière égalité relie la non-orthogona- lité des états I K ~ ) et IK~), qui figure au premier membre, aux amplitudes de transition réelles du second membre. Remarquons que si une seule voie F était disponible on ne saurait pas distinguer entre une violation de CP dans la matrice de masse et dans la transition réelle vers la voie F. Il faut au moins deux voies ouvertes pour que cette distinc- tion ait un sens, car on peut alors observer la

INTERACTIONS FAIBLES ...

'différence de phase entre les amplitudes correspon- dantes. Cette remarque traduit l'arbitraire qui nous est laissé dans le choix de la phase relative des états \Ka) et IRo).

Négligeant TL devant rs, nous remarquons que :

et écrivons la relation (9c) en décomposant au second membre les états 1 ~ ~ ) ^et 1%) dans la base

1 ~ 1 ) ~ 1 ~ 2 ) :

En particulier, si CP est conservé dans les transitions réelles (CF = O), nous avons :

C'est dire que T et CPT sont violés le long de di- rections orthogonales dans le plan complexe d'~.

Schubert et al. [5] utilisent cette propriété pour estimer à quel degré T et CPT sont respective- ment violés. Ils choisissent la phase relative entre I K ~ ) ^et IKo) de telle sorte que les transitions

conservant CPT vers l'état final (2n, O) (formé de deux pions couplés à isospin nul) ne contri- buent pas à CF dans la relation (11). Introdui- sant les éléments de matrice de transition :

ils évaluent les différents termes de la relation d'unitarité (11) pour en déduire :

Cette analyse montre clairement que T n'est pas conservé, et ne met en évidence aucune viola- tion de l'invariance par rapport à CPT. Remarquons

qu'elle sonde des interactions entre états d'etran- getes différentes et qu'elle peut donc deceler des violations de CPT difficilement accessibles aux tests habituels (tels que la comparaison entre les masses et les temps de vie des particules et anti- particules). Notons enfin que ses conclusions prendront plus d'intérêt au fur et à mesure que s'améliorera notre connaissance des amplitudes de transition qui participent à la relation (11).

2.2 Désintégratians en deux pions

Supposons maintenant que CPT soit exactement conservé (ECpT = O, E = E) et que les voies autres

T

que les voies nono et n+n- contribuent de façon nêgligeable à la relation d'unitarité. Les deux pions de l'état final ont un moment angulaire rela- tif nul et par conséquent ne peuvent être couplés qu'à isospin nul, 1 Zn, O), ou isospin 2, 1 ^{Zn, 2)} .

Définissant les éléments de matrice de transition

et choisissant la phase relative entre IKO) ^et 120)

de telle sorte que Ao soit réel, nous avons, au premier ordre en E et E' :

-

-

h ( s,- S.)

P, DARRIULAT

L'observation de la dépendance en fonction du L'amélioration consiste à extraire le terme

+ -

temps des taux de désintégration en .rr .rr et TOT' d'interférence d'une mesure unique au cours de d'un faisceau de K neutres permet de mesurer le laquelle les contributions de chaque bloc sont éva- module et la phase des paramètres il+- et noo. La luées séparément. Le spectre d'impulsion des Et

relation (3) permet de déduire les informations incidents permet d'atteindre avec une seule valeur auxquelles on peut accéder en fonction du faisceau

utilisé. Un faisceau de % permet seulement de mesurer les modules de il+- et q,,. Un faisceau de Ko permet de plus d'observer leurs phases à tra- vers le terme d'interférence en cos [~mt - arg (il)]. Toutefois, ce terme n'est important que dans un do- maine étroit autour de t % 12'rs, ce qui entraîne une forte corrélation entre les valeurs prises par Am et arg (il). Cette corrélation est moindre dans le cas où l'on utilise un faisceau où la composante KS est obtenue par régénération dans un faisceau de 5; cependant, le module et la phase de l'amplitude de régénération viennent alors compliquer l'analyse de la relation (3).

La dZffdrence de masse

+ -

Nous disposons pour la voie T T d'un ensemble de mesures en bon accord dont nous rappellerons les plus récentes. Mentionnons d'abord une série de déterminations très précises de la différence de masse Am, grâce auxquelles les corrélations obser- vées dans les mesures de arg (n +- ) sont maintenant sans effet.

Cullen et al. [6] ont utilisé une idée de Rubbia pour améliorer la méthode dite "du gap" [7], dont le principe est d'observer la désintégration de K régénérés dans une paire de régénérateurs

S

séparés par une distance G. La composante régé- nérée dans le bloc amont interfère avec celle du bloc aval; en variant la distance G, on peut mesu- rer le déphasage A m G qu'elles ont acquis entre les deux blocs pendant le temps TG où elles étaient l'une dans l'état KS, l'autre dans l'état _KL.

de G (et grâce à la dilatation de Lorentz) à un do- maine assez. large de TG. La méthode évite ainsi l'emploi de moniteurs externes pour relier entre elles les mesures obtenues à chaque valeur de G.

Elle a en outre l'avantage d'être exempte de la plupart des erreurs systématiques qui entachent la méthode traditionnelle (fig. 1).

Fig. 1

L'interféromètre de Cullen et al. ï63. La géomé- trie des régénérateurs (1 et 2) est calculée pour.

obtenir une sensibilité maximale à Am : leur dis- tance est ajustée pour un déphasage AmTg = ~ / 2 , et leurs pouvoirs de régénération sont tels, qu'au dé- but de la région de désintégration, les nombres Ni et N P de KS régénérés dans chacun des deux blocs, soient égaux. Pour cette raison, le régénérateur aval (1) est constitué de lamelles espacées permet- tant d'obtenir la même épaisseur, mais une quantité de matière moindre, que pour le régénérateur amont (2). Les atténuateurs (1' et zt) sont disposés de telle sorte que tous les KL du faisceau soient atté- nués de la même manière à leur entrée dans la région de désintégration.

Le résultat [6] :

A m = (0,542 ^i- 0,00 G) I O'~J~'-..'

est en excellent accord avec deux valeurs plus ré- centes obtenues au cours d'expériences à grande statistique :

- Aronson et al. 18) :

Am= ^(0,5422 0 , 0 0 6 ) ~ ~ 0 ' ~ s e ~ ' .

INTERACTIONS FAIBLES ...

- Carnegie et aï. [9] :

Ln=(o,535 + O , O O ~ ) X ~ O ' ~ S L ~ .

Ces valeurs, combinées aux résultats de mesures précédentes [IO], donnent :

Signalons aussi une mesure récente de régéné- ration dans l'hydrogène liquide [ll] qui vient allonger la liste des expériences [12] qui in- diquent que Am est positif (% > m ) .

S

~a voie .rr%-

Passons maintenant en revue les mesures de arg (q+-) en tenant compte de la valeur précise de Am obtenue plus haut. Deux expériences effectuées à partir d'un faisceau de Ko donnent :

- Jensen et al. Cl31 :

- Boehm et al. Cl41 :

soit une moyenne de :

Quatre mesures [ 9 , 10, 15, 161 en présence d'un régénérateur permettent d'évaluer arg ($-) - ^Gf,

où Gf est la phase de l'amplitude de régénération dans le cuivre entre 2 et 3 GeV/c. Pour mesurer

@f nous pouvons, soit étudier l'asymétrie de charge dans la désintégration K derrière un rëgénérateur

e3

l9, 171, soit utiliser la méthode de Rubbia- Steinberger [18] dans laquelle la partie imaginaire de l'amplitude de régénération est déduite des sec- tions efficaces totales en 'K [17, 191.

ensemble de ces mesures, qui sont en bon accord les unes avec les autres, donne :

soit, pour les expériences avec régénérateur :

Combinant ce résultat avec celui obtenu à partir de faisceaux de K o , nous avons finalement :

Il est remarquable que cette valeur coïncide avec la phase obtenue pour E en négligeant la contribu- tions des voies autres que la voie 28. Ce résul- tat implique que E' est, soit beaucoup plus petit que E, soit très peu incliné par rapport à E.

Remarquons que.cette dernière éventualité ne contre- dit pas les estimations qui ont pu être faites de la phase de E' à partir des déphasages T-a à 500 MeV [20].

On a suggéré une grande variété de mécanismes pour expliquer la non-conservation de CP. Les uns invoquent l'existence de transitions virtuelles violant l'invariance par rapport à CP, comme par exemple le modèle superfaible [21]. D'autres, au contraire, placent la violation dans des transi- tions réelles; ainsi le modèle de violation de C dans les interactions électromagnétiques [22, 231.

Il est donc très important de connaître la valeur d'el, afin de savoir si l'on doit retenir ou reje- ter les modèles où la, transition AI = 3/2 vers l'état I ~ I T , 2) ne conserve pas CP.

Nous avons vu que la phase de n+- est connue avec précision; il en est de même de son module

Considérant les relations :

P. DARRIULAT

nous voyons qu'il est possible de déduire E' des Les mesures de Re E sont déduites de l'obser- mesures du module et de la phase de E ou de noo. vation de l'asymétrie de charge dans les désintégra- En pratique, ce sont surtout la partie réelle de E tions semi-leptoniques d'un faisceau de Et, en suppo- et le module de\oo qui ont été mesurés avec préci- sant que la règle AQ = A S soit valable dans ces sion et, pour utcliser les relations (16), nous transitions. Une violation de cette règle compa- devons faire l'hypothèse supplémentaire :

q

En fait, les limites expérimentales actuelles r,

sur la non-conservation de CP dans les voies à trois corps nous permettent de déduire que la relation

(17) est valable à f8' près.

Nous avons rassemblé au tableau 1 h s mesures de Re E et lqoo 1 dont nous disposons. Nous avons volontairement omis de mentionner l'expérience de Bartlett et al. [35] qui n'a pu mettre en évidence le mode de désintégration 5 ⁺ .rro.rro et celle de Gobbi et al. [36] qui permet de placer une limite supérieure d'environ 1,s x 1 0 - ~ sur le module de E ' .

tible avec les limites expérimentales actuelles ne changerait que très légèrement les valeurs de Re E.

Les mesures de lqo 0 1 se heurtent à deux diffi- cultés expérimentales : celle d'isoler le signal KL + 2.rr0 d'un important bruit de fond Et + 3.rr0 et celle de le normaliser de manière sûre. Bornons- nous à commenter les plus récentes.

Faissner et al. [29] ont réévalué la normalisa- tion d'une mesure ancienne [28]. Au lieu d'utiliser le mode K + .rrO.rrO, méthode qui nécessite l'emploi

s

de moniteurs externes et la connaissance des ampli- tudes de régénération, ils utilisent le mode KL 'f .rro.rro~o, méthode qui nécessite une bonne

Tableau 1

Valeurs expérimentales de Re (E) et ( q a O /

Les valeurs de Re (E) sont calculées en admettant la validité de la règle AQ = A S . Dans la colonne marquée E:, on a porté à titre indicatif la valeur qu'aurait E'

(mesuré le long de E) dans l'hypothèse où E' et E seraient colinéaires, à savoir :

e,, = 1,90,40-3 ^{- % A} & 4ec l t 3 O

dans un cas et : dans l'autre.

INTERACTIONS FAIBLES

...

connaissance de l'efficacité de détection. Leur résultat, In00 1 ^{= (3,2 -1} 0,5)10-~, est en excellent accord avec la valeur [28] : ln0 o 1 ^{= (3,6} -+ 0,6)l0-~.

Comme les deux méthodes d'analyse utilisent le même signal 5 ^{-+ 7roîro} (fi& 2) il est raisonnable de prendre la valeur moyenne Inoo] = (3,4 * ^0,5)10-~.

Chollet et al. [30] ont observé l'interférence entre les modes 5 ^{-t 2n0 et KS -+} 27r0 derrière un régénérateur de cuivre (fig. 3). En utilisant une mesure récente de l'amplitude de régénération dans

le cuivre à 2 GeV/c [37], nous déduisons de leurs résultats :

1~,\ ^{= (3,2t} O , ? ) . 1 0 - ~

Cette expérience fournit, à notre\connaissance, la seule mesure directe de arg (noo).

Enfin Barmin et al. [34] ont présenté à la Conférence de Kiev une mesure très précise de Iqoo 1.

Ils utilisent une chambre à xénon de 103 x 44 x

40 cm3 exposée dans un faisceau neutre (5 ^d'environ

600 MeV/c) du synchrocyclotron de 1'ITEP. Le faisceau (2,8 cm de diamètre) traverse la chambre dans un tube à vide de 4,4 cm de diamètre intérieur.

La longueur de radiation du xénon est seulement 4 cm, et la probabilité de convertir les 4y d'une

L'efficacité de "çcanning" pour les événements avec au moins quatre paires est (96,7 -1 1,4)%.

Les précisions sur les mesures d'énergie et d'angle sont respectivement '20% et -12'. Sur 950 000 photos, 452 sont "mesurées" et la proba- bilité p(x2) qu'elles correspondent à une désinté- gration 5 ^-t no7ro est évaluée. Pour p(x2) > 30%, Barmin et al. retiennent 24 -1 5,l événements

(fig. 4), ce qui, après une normalisation utilisant 18 060 événements 5 ^-+ 3n0, les conduit à :

\ y

\

0 0

Ni les mesures de Re E, ni celles de ln001

ne permettent de trancher entre les modèles qui prédisent E' = O et ceux qui prédisent E' f O.

désintégration % + 7r07ro est de (81,4 * ^4)%.

x

Fig. 3

Fig. 2

Masse invariante des événements à 4y [28].

Distribution temporelle des événements 27r0 et contours de vraisemblance dans le plan complexe n00/f21, où £21 est l'amplitude de régénération dans le cuivre à 2 GeV/c [30].

Fig. 4

Masse invariante des événements à 4y [34].

L'accord est médiocre entre les différentes expé- riences, et de nouvelles mesures plus précises sont indispensables. Notons que la probabilité pour que les expériences mentionnées dans le tableau 1 mesurent la même valeur de 1 ^rio o l2 ^est

de 1,5%, mais que la probabilité pour qu'elles mesurent ln00 1 ^{= ln+-I2} est seulement de 0,3%.

Remarquons aussi que la plupart des mesures (tant de Re E que de Iqool) correspondent à une composante négative de E' sur E (ln+-\ < Inoo 1). ^{A moins de}

donner une interprétation subjective des résultats expérimentaux, il nous paraît donc impossible d'en conclure si E ' est nul ou non.

2.3 Autres modes de désintégration Désintégration en trois pions

invariance par rapport à CP dans le mode K + 3~ conduit à une série de propriétés que l'on

a cherché à établir expérimentalement. Ainsi, une violation de CP dans la voie KL -t n's-TI' causerait une asymétrie dans le diagramme de Dalitz entre le TI + et le TI-, due à l'interférence entre l'état S d'isospin 1 et l'état P d'isospin 2.

La limite supérieure actuelle [38] est de 0,3% (à un niveau de confiance de go%), mais la barrière centrifuge, qui empêche d'atteindre facilement l'état P, affaiblit la sensibilité de cette mesure à une violation de CP.

Ford et al. [39] ont présenté à la Conférence de Kiev une expérience remarquable au cours de laquelle ils ont observé 1,5 million de désinté-

- + -

grations K+ + TI+TI+TI- et autant de K + TI TI TI .

Une inégalité entre les taux de désintégration partiels r' ou entre les pentes a' dans les dia- grammes de Dalitz le long de l'énergie cinétique du pion célibataire serait révélatrice d'une vio- lation de CP. Leurs résultats :

a+-&-

- -

CA+ + ^CL-

et :

sont compatibles avec l'invariance par rapport à CP.

Enfin, plusieurs auteurs ont cherché à obser- ver la désintégration K + =+TI-TI'. Remarquons que

S

l'amplitude vers l'état d'isospin 2 est fortement affaiblie par la barrière centrifuge (onde P) .

Si le^'' et &eis3 désignent les amplitudes de transition (impaires par rapport à CP) de KO vers les états d'isospin 1 et 3 respectivement, nous

I N T E R A C T I O N S F A I B L E S

...

Remarquons que si la règle AI = 4 est valide dans cette voie, Ag = O et Re q+-,, = O; mais on s'attend de toute manière à ce que Re q+-, soit très faible, à cause du facteur sin (63 - ^61).

James et al. [40] et Aubert et al. [41] pré- sentent à cette Conférence des résultats prélimi- naires dans ce domaine. Ils observent la désin- tégration en n+r-no d'un faisceau de K O obtenu par la réaction K+ + p -+ K O + p + n+ et cherchent un excès d'événements aux temps faibles. L'analyse de James et al. (fig. 5) porte sur 50 événements

(chambre à hydrogène de 2 m) définis sans ambiguïté, et conduit à :

Ki meon lives

F i g . 5

Distribution temporelle des événements n+r-no [40]. x et y designent respectivement les parties réelle et imaginaire de rl

3 - 0 '

Celle de Aubert et al. (fig. 6) porte sur 240 événements détectés dans un spectromètre à chambres à fils dont l'efficacité de détection est calculée avec soin. Leur résultat est :

F i g . 6

+ -

Distribution temporelle des événements n n n o , nor- malisée à la distribution calculée pour = O

~ 4 1 1 .

Combinant ces résultats à ceux, préliminaires, dfAbashian et al. [42] et à ceux d'expériences plus anciennes 1431, nous obtenons les valeurs moyennes

compatibles avec l'invariance par rapport à CP.

1 I

-1 +1 Re ii+-o

1 JJ. AUBERT et d.(41) 2 F. JAMES et d.(40)

(

Fig. 7

Mesures récentes du paramètre q+-O et nouvelle moyenne mondiale.

P. DARRIULAT

Signalons pour teminer une remarque très intéressante due à Winter [44] : des résultats dg Ford et aï. [39] sur le rapport (r+ - r-) / (r++ r-) ,

il déduit l'inégalité :

En toute rigueur cette inégalité n'est valable que dans la mesure où l'on peut négliger les transi- tions AI = 7/2 et ignorer les contributions non symétriques à l'amplitude 1 = 1.

Désintégrations sed-teptoniques

Définissant les amplitudes de transition :

$ = ( v ' e t Y IT(K.>

,

a = <

,

et utilisant l'invariance par rapport _à CPT :

* = ^{(TI+C- 3 J T \} K.> ,

9*=

nous remarquons que, si ces transitions conservent CP, f et g doivent avoir la même phase, et que par conséquent le paramètre :

(4 9)

doit être réel. Si d'autre part ces transitions obéissent à la règle de sélection AQ = AS, x doit être nul. Nous présenterons plus loin les limites expérimentales obtenues sur ce paramètre. Disons seulement pour le moment qu'elles ne mettent en évidence aucune violation de l'invariance par rap- port à CP.

Désintégrat<ons raàiatiees

Sehgal et Wolfenstein [45] ont étudié en dé- tail les implications qu'aurait une non-invariance par rapport à CP dans les modes de désintégration radiative des mésons K neutres. Ils montrent en particulier que l'existence d'une interférence entre les amplitudes \ ^{+ 2y et KS +} 2y mettrait en évidence une violation de CP dans ces voies.

Wolff et al. [46] ont fait un pas dans cette direc- tion en présentant à cette Conférence une nouvelle limite pour le rapport d'embranchement R(KS + 2y)/

(Kç -t total) < 1,s x 10-~ (à un niveau de confiance de 90%). Le même rapport dans la voie I(L ^-t 2y a

fait l'objet de plusieurs mesures, dont la moyenne [47] est :

Rappelons que Barger [48] a estimé le taux de la désintégration KS + 2Y en supposant qu'elle procède essentiellement par l'état intermédiaire

+ -

n a d'isospin nul. Son résultat, fortement dépendant des déphasages pion-pion, prédit que R(Ks -+ 2y)/(KS + total) est de l'ordre de IO-'.

3. PROPRIETES GENEIULES DES COURANTS FAIBLES La physique des interactions faibles rend compte d'un nombre impressionnant de faits expé- rimentaux à partir d'hypothèses remarquablement simples. Rappelons brièvement et sans aucune prétention celles qui sont le plus couramment ad- mises, afin de replacer dans leur contexte les quelques résultats que nous allons présenter.

La structure courant-courant :

(où le courant J est la somme d'un terme lepto- Fi

nique L et d'un terme hadronique H ) rend compte

Fi Fi

naturellement des désintégrations leptoniques, semi-leptoniques et non leptoniques. La forme symétrique de l'expression (20) assure son inva- riance par rapport à CP.

Le courant leptonique s'écrit :

Ses caractéristiques essentielles sont inimédiate- ment apparentes à l'examen de L'expression (21) :

INTERACTIONS FAIBLES

...

forme V - A, universalité électron-muon, absence de courant neutre.

Le courant hadronique a, lui aussi, une struc- ture V - A. Sa composante vectorielle et le cou- rant électromagnétique sont membres d'un même octet (conservation du courant vecteur). Si p, n et X désignent les trois quarks :

où l'angle de Cabibbo 8 fixe le dosage entre n et A .

Enfin la partie purement hadronique des inter- actions faibles :

dont la décomposition contient en principe un octet er: un 27, est dominée par l'octet, ce qui implique la règle de sélection AI = 4.

Alors que les propriétés mentionnées au début du paragraphe sont vérifiées avec précision (univer- salité, absence de courant neutre), les dernières sont très approximatives (théorie de Cabibbo, règle A I = 4).

Le programme expérimental de la physique des interactions faibles découle naturellement de ce schéma et consiste soit à vérifier les règles de sélection qu'il implique, soit à étudier le méca- nisme de leur violation.

Sur ce dernier point, Chounet et Gaillard [ 4 9 ] ont présenté à cette Conférence une revue critique et détaillée des résultats expérimentaux sur les fac- teurs de forme des désintégrations KR , ^qu'ils

confronrent avec les prédictions théoriques.

3.1 Désintégrations semi-leptoniques des baryons

Filthuth [501 a fait récemment le point de nos connaissances dans ce domaine. Dans le cadre de la théorie de Cabibbo, les désintégrations semi- leptoniques dea baryons sont décrites par trois constantes seulement : l'angle de mélange ₈ et les facteurs de forme axiaux F et D. Chacune des dé- sintégrations est décrite par une combinaison liné- aire de F et D (fig. 8), ce qui permet de détermi- ner F, D et 8 à partir des taux de désintégration C- + nev, n -i pev et C- + Aev, par exemple.

Nous ne traitons dans ce qui suit que d'un très petit nombre de problèmes, ceux qui ont donné lieu à une conmunication à cette Conférence. En particulier, nous passons sous silence la physique des neutrinos et tous les problèmes liés à la partie purement leptonique de l'interaction faible, l'uni- versalité, la conservation du nombre leptonique, les désintégrations non leptoniques des baryons, et les désintégrations semi-leptoniques des mésons.

Combinaisons linéaires des paramètres F et D parti- cipant aux désintégrations semi-leptoniques des ba- ryons.

Filthuth [50], utilisant l'ensemble des données expérimentales pour ajuster ces trois paramètres trouvait, en janvier 1969, que les valeurs :

F = 0 1 4 3 f 0 , O L

D = o , 7 4 +- 0,oz

0 = ^O, 235t 0 , O O 6

rendaient compte correctement de l'ensemble des résultats expérimentaux.

P. DARRNLAT

Schneider [SI] a répété ce calcul en tenant compte de l'ensemble des données expérimentales disponibles aujourd'hui. Il obtient les valeurs suivantes, peu différentes de celles de Filthuth [50] :

F, O, 4 5 1 t 0,013 D = 0,777f O , O 2 h

= 0,23950,004

avec un X2 de 7 pour 4 degrés de liberté, ce qui est remarquable pour un modèle aussi simple.

Althoff et al. [52] présentent à cette Confé- rence une étude de la désintégration B de A pola- risés. Les A sont produits dans une cible de béryllium par la réaction TT+ + n -+ A + ,'K et sont polarisés à (73 C 3)%. Le K et les produits de +

désintégration du A (PT- ou pe-) sont observés dans un système de chambres optiques, et leur temps de vol est mesuré. Un compteur Cerenkov identifie 96% des électrons, mais rejette les événements A + avec une efficacité supérieure à 99,999%.

1136 événements A + pev sont observés. Trois quantités sont mesurables dans cette expérience : le rapport d'embranchement R(A -t pe-v/A -+ pn-);

les asymétries haut-bas (le A est polarisé verti- calement) de l'ensemble proton-électron dans la voie A + pe-v ; et un coefficient de corrélation angulaire entre l'électron et le neutrino. Ces

symétrie. En fait Althoff et al. mesurent

= -0,l f 0,6, en accord avec g2 = O, ce que nous supposons maintenant. Les résultats globaux deviennent alors _:

( $ , 1 = O , 3 1 8 * 0,037,

en bon accord avec les résultats d'autres mesures récentes :

- Baggett et al. [53] :

- Maloney et Sechi-Zorn [54] :

et avec les prédictions du modële de Cabibbo :

3.2 Désintégrations K + 2n et K + TT

Quelques résultats nouveaux sont venus s'ajou- ter à ceux qu'Aubert [47] a récemment commentés, sans toutefois beaucoup modifier les conclusions qu'il en tirait.

mesures permettent de calculer les facteurs de Si la règle de sélection AI = 4 est exacte, forme de la désintégration. invariance relati- et en l'absence de corrections électromagnétiques,

+ -

viste suffit à montrer que les facteurs de forme le rapport d'embranchement R(KS + TT T /KS -+ TOT')

vectoriels sont au nombre de trois : fi qui multi- a la valeur 2.

plie y £2 quimultiplie u qV et f3 quimultiplie

1-i' UV En présence de transitions AI = 3/2, nous avons

qll. De même pour les facteurs de forme axiaux :

la relation : gi qui multiplie y y , gn qui multiplie u q V y5 et

1-i 5 1-iv

g~ qui multiplie v,. Ce dernier est négligeable dans la désintégration A + pev et f3 est nul en l'absence de courant de seconde espèce. De même pour gn, dans la limite où SU3 est une bonne

INTERACTIONS FAIBLES ... ^{cg-1 07}

où les amplitudes du second membre ont été définies par les relations (14), et où le terme 2f tient compte des corrections électromagnétiques. Ces dernières ont été estimées par plusieurs auteurs [55] et trouvées faibles.

Les valeurs expérimentales [56-601 du rapport d'embranchement sont rassemblées dans le tableau 2.

Elles semblent indiquer une violation de la règle A I - L :

. ^-

du même ordre de grandeur que celle observée dans la

+ +

voie K -t n no, I A ~ / A ~ 1 ^{= 5 , ~ .}

Les désintégrations en trois pions permettent d'étudier les transitions A I # 4 par comparaison, entre les différents modes, des taux de désintégra- tion et des densités dans le diagramme de Dalitz.

Tableau 2 R(K~ + T+IT-IK~ -t non0)

a) L'erreur a été dilatée pour tenir compte du désaccord entre les diffé- rentes valeurs expérimentales.

Valeur 1,98 i 0,lO 2,44 I 0,17 2,10 + 0,06 2,282 i 0,043 2,Ol I 0,14

L'étude des taux de désintégration donne lieu à des difficultés d'interprétation [61] qui sont absentes de l'étude des diagrammes de ~alitz;

comme, d'autre part, c'est dans ce dernier domaine que la plupart des résultats récents ont été

Réf.

56 57 58 59 60

publiés, nous renvoyons le lecteur au rapport d'Aubert [47] pour la comparaison des taux de dé- sintégration.

Moyenne a) 2,20 + ^0,08

Développant le carré de l'élément de matrice de transition le long de l'énergie cinétique T du pion célibataire et ne retenant que le terme liné- aire, nous définissons le paramètre a.. dans le

X J ~

mode n.n.n par la relation : 1 J k

La règle de sélection AI = 4 implique les re- lations (aux corrections électromagnétiques près) :

a+..=-2 ^{J (25)}

où l'égalité entre les pentes a+-+ et a-+- se dé- duit de l'invariance par rapport à CP.

Bouchiat et Meyer [62], dans l'hypothèse où la règle AI = 4 a son origine dans un processus dynamique favorisant l'octet, évaluent la contri- bution des amplitudes A I = 3/2 aux relations (25) à partir des taux de désintégration K + 2n.

L'ensemble des résultats expérimentaux [63-851 (cf. tableau 3) est en bon accord avec leurs pré- dictions (fig. 9) et indique nettement une violation de la règle A I = 4. Il faut cependant remarquer les désaccords importants entre les différentes valeurs expérimentales mesurées dans une même voie et atténuer en conséquence la valeur des conclu- sions qu'on en peut tirer.

Dans la plupart des analyses, les auteurs ont cherché à vérifier que l'expression linéaire (24) donne une desciption correcte de la densité de popu- lation du diagramme de Dalitz en lui ajoutant un terme quadratique qu'ils trouvent, dans tous les cas, compatible avec O.

Heusse et al. [86] ont apporté une contribu- tion intéressante dans ce domaine en étudiant le diagramme de Dalitz dans la voie ₊ 3.rr0.

Tableau 3

Pentes dans les diagrammes de Dalitz (corrections coulombiennes incluses)

a) Résultats préliminaires.

b) L'erreur a été dilatée pour tenir compte du désaccord entre les différentes valeurs expérimentales.

,

Valeur Kf + 7Tfa.'lr+

0,102 f 0,028 0,114 f 0,028 0,083 f 0,030 0,098 f 0,006 0,110 t 0,008 0,110 f 0,012 0,095 f 0,011 0,0973 f 0,0035 0,111 2 0,002

Fig. 9 Réf.

63 64 65 66 6 7 68 69 70 3ga)

Les valeurs expérimentales des pentes (400, a+-0 et afrf, et les prédictions de AI = (lignes continues) et de Bouchiat et Meyer [62] (zones hachurées).

L'absence de corrections électromagnétiques et de

~ o y enneb)

0,107 f0,0022

terme linéaire permet dans ce cas d'atteindre une K+ + ^7T+lrolro

-0,31 + ^0,08

-0,30 f 0,05 -0,24 f 0,02 -0,258 f 0,009 -0,32 f0,021

grande sensibilité à la présence d'un terme quadra- tique. Leur analyse maîtrise les difficultés ciné- 71

72 73 74 75

matiques inhérentes à cette désintégration, et leur résultat est compatible avec une densité de popula- Moyenne b)

-0,266 + ^0,013

tion uniforme à l'intérieur du diagranmie.

+ T+T-r0

-0,24 f 0,09 -0,24 i 0,09 -0,24 + ^0,04

-0,17 f 0,06 -0,26 2 0,06 -0,30 f 0,015 -0,21 0,02 -0,19 f 0,02 -0,244 + ^0,005

-0,297 f 0,024

3.3 Quelques autres problèmes 7 6

7 7 78 79 80 8 1 82 83 84 85

Pour terminer nous rassemblons ici quelques

Moyenne b)

-0,245 + ^0,007

résultats dont la nature préliminaire ou l'aspect particulier ne justifient pas un long développement.

James et al. [87] ont présenté à cette Confé- rence des résultats préliminaires dans ce domaine sur 96 événements définis sans ambiguïté.

Utilisant la relation (3) et la définition (19) du paramètre x, nous voyons que la dépendance par rapport au temps t du taux de désintégration d'un

KO dans la voie lrTefv s'écrit :