Mesure du paramètre de polarisation dans la réaction K exp - p {->} K exp(-o) n à 8 GEV/c

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Mesure du paramètre de

polarisation dans la réaction K exp - p {->} K exp(-o) n à 8 GEV/c

Doctoral Thesis Author(s):

Gentit, François-Xavier Publication date:

1974

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Mesure du paramètre ^de polarisation ^dans

la réaction K~p-K\i ^{à 8} GEV/c

THÈSE

pourl'obtention du titre deDocteur ensciencesnaturelles

de

L'ÉCOLE POLYTECHNIQUE FÉDÉRALE

^{DE ZURICH}

présentépar

FRANÇOIS-XAVIER

^GENTIT physicien diplômé^EPFZ

né le29juillet ¹⁹⁴⁵ originaire^{de Damvant}(Berne)

acceptée^surproposition ^de Prof. DrJ.-P.Blaser, ^Référant PDDrW. Beusch, Corréférant

Basel

BuchdruckereiBirkhäuser 1974

368 F. X. Gentit H. P. A.

la

Figure 11)

favorise le

signe positif jusqu'à

^-t=0,12.^Danstoutle reste dudomaine det,^la

polarisation

^est

négative.

Ces résultatsserontdiscutésau

chapitre

^suivant.

IV. Confrontation des résultatsavecles modèles

phénoménologiques

IV.1.

Application

^dela

symétrie SU3

Nous serones amenés par la suite à relier ^nos résultats pour

K~p->K°n

^aux

réactions suivantes:

n-p-+n°n, icp-*rfn, ^K+n-±K°n, n+p-*K

^+Z+

Le

pont

^entrecesdivers processus est réalisé par la

symétrie

^S

U3, appliquée

^dansle

canalt.

On fait pour cela les

suppositions

^suivantes:

A)

^-Les réactions

d'échange

^de

charge

^et

d'hypercharge procèdent uniquement

par

échange

^{d'unmésonvecteur}

(p,K*)

^oud'un méson tenseur

(A2,K**).

^En

conséquence,

nous

désignerons

^les

amplitudes respectivement

par V^ou T.

B)

^{-La forme}

générale

^de

l'amplitude

^{est donc:}

V=VMPVB T=TMPT8

VM, TM

^vertexdu

haut, mésonique, VB, TB

^{vertex du}

bas, baryonique,

P

propagateur.

C'estsur

VM, TM, VB, TB

que l'on

appliquera

^la

symétrie SU3.

C)

^-Le

quotient

^des

couplages

F et D est le même pour les deux

types d'échanges,

vectoriels et tensoriels.

(Cf. équation

¹

plus bas.)

Ces

hypothèses

^sont de caractère suffisamment

général

pour être considérées

commepresque

indépendantes

^{de toutmodèle.}

Le Tableau III donne les nombres

quantiques

dans la voie t pour les réactions

qui

nousintéressent: Tableau III

Réaction B S I G p J

Échange

Amplitude

ir~p^-ir°n ^{0 0 1 1 -1 1} _P V

ir~'p-*-rfn K-p^K°n

0 0 1 -1 1 2 A2 ^T

0 0 1 X 1 1,² P-A2 ^{V, T}

K+n-+K°p ^{0 0 1 X 1} 1,2

p,A1

^{V, T}

n+P^K+Z+ ^{0 -1} 1/2 ^{X 1} 1,2 K*, K** V, T

Au vertex

mésonique,

^nousavonsà

coupler

^deuxmésons

pseudoscalaires appart¬

enant à la

représentation (8)

^{avec, soitun} méson vecteur, soit unmésontenseur ap¬

partenant

^{aussi à la}

représentation (8).

^Ona:

8 ®^{8= 1}

© 8P 0 8D ©

¹⁰

©

^10*

©

²⁷

Il y^a

donc,

^en

principe,

^deux

possibilités

^de

couplages,

^soitavec

8F,

^soitavec

8D.

Vol.47,1974 La réactionK~p^{-+K°n à8}GeV/c ³⁶⁹ Maisil fauttenir

compte

^des

règles

de sélection

suivantes, imposées

par l'invariance^sous

conjugaison

^de

charge:

Il

n'y

^apasde

couplage

^Dpour^un méson vecteur 1"avecdeuxmésons

pseudo¬

scalaires.

Il

n'y

^apasde

couplage

^Fpour^un méson tenseur 2+avecdeux mésons

pseudo¬

scalaires.

Au vertex du

haut,

il

n'y

^adoncpas de

mélange

^des

couplages

F et D. Par

contre,

les deux

types

^de

couplage apparaissent

^{auvertexdu bas.}

Le Tableau IV

présente

le résultat de

l'application

^de

SU3

^{aux deux} vertex pour TableauIV

Réaction

Partie,vectorielle vertexmésonique

Partievectorielle vertexbaryonique

ir~p^>-ir°n

Vn-^Vt

^K-<=

V?F'-lo-K?

^-1

^x/30

w

p-+rfn

-1

V3Ö

K£-p^K°n

y^^vs

^vV'-"=

yß

^{vr'—-10 VD'} K+n-*K°p

v°>=jav»

^{V' "=}

yß

^{-1 Vr*}

^y/ZÔ

^{10 VS-}

„+p^K+Z+

K,+K.K.⁼

_F£

V,.IK.= ^-

l-V*——v°\

V 3

L

^{2 10}

J

Partie tensorielle Partie tensorielle vertexmésonique ^vertexbaryonique

ir~p^-ir°n ^{— —}

ir~p-*r)°n

1 D -1

\ßÖ

„

r—=VSr'-lo-r'D

K-p^-K'n

-V3Ö

„

T* H-D

1K-K"At- ^{J- M}

-1

\^ö

„

T'-"A'-yßT'

^{10 '}

K+n^K°p

n*p-»-K+I!+

-yfiÔ

_D

Tk+K°aj

^—T„

-1

n/30

T-->«=7ïT'—iïTS

y

³

^{fi[l 3y/5}

^T

370 F.X.Gentit H. P. A.

lesréactionsconsidérées.L'indice

supérieur (F, D) indique

^s'il

s'agit

^d'un

couplage

^Fou

D,

^etl'indice inférieur

(M, B)

^s'il

s'agit

^{du vertex}

mésonique

^ou

baryonique.

On définit maintenant:

V6

^"

F

Vë

^B

pourcentage

^de

couplage

^{F dans}

nN 1

_

\/3Ö

VE

^{10 B}

1

V3Ö

V6 ^Ib+

10

Tb

(1)

La deuxième

égalité

^suitde

(C)

et repose^surla dualité

(dégénérescence d'échange)

1 .

I

¹ r

^ „'

F-?s,,i,,bKî+—F|

-r⁼

10

t»p{të ^TÏ

⁺

10

V3Ö

10

rj-

partie

vectorielle ettensorielle de

l'échange

^dans

KN

(2)

A l'aide des définitions

(1)

^et

(2)

^etdu Tableau IVonobtient facilement les rela¬

tions suivantes entre les

amplitudes

des 4 réactionsconsidérées:

a) F(n-p->iT°n)=-y/2*V b) F(Tr-p-+r1°n)

⁼

VZß*T c) F(K-p-+K°n)

⁼

-(V+T) d) F{K+n^K°p)

⁼

(V-T)

e) F(tt+P

^->K+

2+)

⁼

-(2F

^-

l)*(V

⁺

T) (3)

Comme la

symétrie SU3

n'est pas

couplée

^au

spin,

les relations

(3)

^{sont valables}

aussi bien pour les

amplitudes F++

que

F_+.

IV.2. Relationentre

P{K~p-^K°n)

^et

P{n+p->K+%+)

A. D.

Martin,

C. Michaelet R.

J.

^N.

Phillips [23]

^ont étendu le genre de calculs effectuésau

paragraphe

IV. 1 à l'ensemble des réactions

d'échange

^de

charge

^et

d'hyper- charge.

Ils ont inclus la

possibilité

d'une brisure de la

symétrie SU3

pour rendre

compte

du fait

expérimentalement

établi que la

trajectoire

^{K*—K** est}

plus

basse que la

trajectoire

p^—

A2.

^{Un facteurA}

apparaît

^{doncdevant les}

amplitudes

^{Fet F}

lorsqu'il

y^a

échange d'hypercharge.

L'ensemble des mesures existantes

permet

^ensuite

d'ajuster

^les

grandeurs V, T, F+, F_,

^et

A,

Fet Fétant fonction det,

F+, F_,

^etAétant constants.

(L'hypothèse F+

et F_constantsest eneffet

compatible

^{aveclesrésultats}

expérimentaux).

De

(3e)

^et

(3c),

^onobtient:

da

>

dt n+p-+K⁺Z⁺

=

|A|2(2F+-1)(2F_-1)P^

M

(4)

K~p-+K°n

Vol. 47, 1974 Laréaction K~p^-K°n^à8GeV/c ³⁷¹ Lamesurede

P{ir+p-*-K+^+)

^{fournitdoncune}

prédiction

pour

P(K~p-^-K°n).

La

qualité

^{de cette}

prédiction

^{constitueuntestà}la fois de la

symétrie

^S

U3

^etdes

hypo¬

thèses

(A), (B)

^et

(C)

^du

paragraphe

^{IV. 1.}

Les limites de la

prédiction

^{ainsiobtenuesont}

représentées

^surla

Figure

^8.

Jusqu'à

—t⁼

0,6,

l'accord est excellent. Etant donné

qu'à grand

transfert la notion

d'échange

dans la voie t

perd

^sonsens,

l'hypothèse (A)

^du

paragraphe

IV. 1 n'est pas satisfaite^et le désaccord pour les

grands

^tne

peut

^{êtreconsidéré comme un}échec de là

symétrie SU3.

Il n'est pas

possible,

^àce

^stade,

^de

prédire

^la

polarisation

^dans

(3c)

^{àl'aide de}

(3a)

et

(3b)

^sans

préciser davantage

^les

amplitudes

^{Vet T. C'estce}que^nousferons dans le

paragraphe

^suivant.

IV.3. Modèle de

Regge

Selonle Tableau

III,

deux

pôles peuvent

^être

échangés,

le p et le

A2.

^{Dans lecadre}

du modèle

simple

^des

pôles

^de

Regge,

^les

amplitudes

^{Fet Ts'écrivent:}

sm

nap{t) \b0)

sin

mxp(t) \S0 J

+

i+*-'»w> (sy

smn<xA2(t) \S0)

Le modèleneditmalheureusement rienau

sujet

^{de la}

dépendance

^desrésidus par

rapport

^{àt. On}

peut

^néanmoinsse

risquer

à poser pour

ßf(t)

^unefonction

simple

^det,

dépendant

^{d'un très}

petit

^{nombre de}

paramètres,

^{etàseservir desmesuresexistantes}

de sectionefficacedifférentielleen

ir~p -^n°n, ir~p ->rfn, ^K~p

^-+K°netdes relations

(3)

afin d'obtenir un

ajustage

^{de ces}

paramètres,

de même que des

paramètres

déterminant les

trajectoires.

^Al'aide des résultats decet

ajustage,

on sera en mesure

de faire une

prédiction

pour la

polarisation

^dans

K~p-+K°n.

^{C'est ce}

qu'ont

^tenté

plusieurs

^auteurs

[10,

11, 12,

13] (cf. Fig. 9).

La diversité desrésultatsreflète la

trop grande

liberté laissée dans la

paramétri-

sation des résidus.

Remarquons

^néanmoins:

a)

^-

Que

^{touslesauteurs}

prédisent

^une

polarisation grande

^envaleur absolue.

b)

^-

Qu'aucune prédiction

^n'est

compatible

^avecles résultats.

L'échec est encore

plus flagrant

si l'on tente de calculer la

polarisation

^dans

ir~p^-TT°n

^ou

TT~p->rfn,

^{oùune seule}

trajectoire

^est

échangée.

^La

phase

^des

ampli¬

tudes

F++

^et

F_+

^{étant la}

même,

^{onobtienteneffetune}

polarisation ^nulle,

^encontra¬

dictionavecles résultats

expérimentaux.

372 F- X.Gentit H.P. A.

Figure⁹

Résultatscomparés^auxprédictions^{baséessurlemodèle de}Regge^sansabsorption.

IV.4. Modèlede

Regge

^etdualité

La remarque

(a)

^du

paragraphe précédent

contredit l'une des

conséquences

^{de la}

dualité, appliquée

^{aumodèle de}

Regge.

^En

^effet,

^les

règles

^{de sommeà}

énergie ^finie, appliquées

^à

K+n->K°p (réaction

^dans

laquelle

^le

signe

^de

l'amplitude

^{V est}

changé

par

rapport

^à

K~p-^-K°n,

^{mais non celui de}

l'amplitude

T: comparer

(3c)

^et

(3d))

donnent:

f

^Im

^{FHv, t)}

^dv=

^ßi(t)

^{——— -}

^ßl(t)

-^r—

(6)

avec i>=

(s —«)/2

Orle membre de

gauche portant

^surlesbasses

energies

^{etle canalsétant}

exotique,

ons'attend àune valeur très

petite

^de

l'intégrale,

ceci pour tout^t. A lalimite où elle serait

nulle,

^ondevrait avoir:

*,®=*a& ßm

⁼

ßt2(t)

^V<

⁽⁷⁾

Ondit

qu'on

^a

dégénérescence d'échange

^{entre les}

trajectoires

^etlesrésidus du p etdu

A2.

Mais si l'on

porte

les restrictions

(7)

^dans

(5)

^{etcalculeànouveau}

P(K~p-+

K°n)

^onobtient

O,

^la

phase

^de

l'amplitude V+

⁺

T+

étant rendue

identique

^{àcelle de}

V_+

T_

_par

(7).

^Ladualité

exige

^{doncunevaleurtrès}

petite

^dela

polarisation.

Ce résultat est

également

^en contradiction avec les mesures

expérimentales.

L'explication

^du

paradoxe

^{setrouvedansle cadre}des modèlesde

Regge

^avec

absorption.

IV.5.Modèlede

Regge

^avec

absorption.

Une

supposition

essentielle dans la dérivation du modèle de

Regge

est,

qu'après

avoir effectué la transformation de

Sommerfeld-Watson,

l'on

puisse

^{déformer le}

Vol.47, 1974 La réaction K'p^{-+K°n à 8}GeV/c 373 contour

d'intégration

^{dans le}

plan complexe

^{de 1 sans rencontrer aucune}

singularité

autre que des

pôles.

En théorie du

potentiel,

^on

peut

montrer que tel est bienlecas.

Assez tôt

cependent,

^certains

physiciens [14, ^15, 16]

^{devaient serendre}

compte qu'il

y avait de fortes raisons

théoriques

de penser

qu'il

n'en allait

plus

de même dans le cadre

plus général

de la théorie

quantique

^des

champs.

Figure^10a

Graphe^detypeéchelle. La sommationsurtouslesgraphes^decetype^donneuncomportement^de pôle^deRegge.

Figure10b

La sommationsurtouslesgraphes^decetype^donneuncomportementde coupure deRegge

Figure^10c

Typedegraphe^necontribuant pas àl'amplitude.

Un indice

important

^danscettedirection était fourni par

Amati,

^Fubiniet

Stang-

hellini

[14] lorsqu'ils

montrèrent que la sommation^surtousles

graphes

^de

type

^échelle

(Fig. 10a)

^donnaitun

comportement

^{'à la}

Regge'.

^En

effet,

^{si des}

graphes

^du

type

^{de la}

Figure

10a contribuent à

l'amplitude,

^il

n'y

^{a aucune}raison pour n'avoir pas

également

des

graphes

^du

type

^{de la}

Figure

^10b.

(La

nécessité de considérer le

graphe

^non

planaire

de la

Figure

^{10b etnon}

celui, plus simple,

^{de la}

Figure ^10c,

^aété

signalée

parMandel-

stam.)

Or,

^{si les}

premiers

donnent lieu à des

pôles

^de

Regge,

^on

peut

montrer que les

seconds, qui correspondent

^à

l'échange

^{de deux}

Reggéons, engendrent

des coupures.

Du côté

expérimental,

^la

polarisation

^{non nulle dans}

l'échange

^de

charge n~p

futl'une des

premières

manifestationsdes coupures de

Regge.

^Parla

^suite,

^la

plupart

des mesures de

polarisation

^devaient confirmer l'échec du modèle de

Regge

^sans

374 F. X. Gentit H. P. A.

coupures. Les difficultés ^et les contradictions rencontrées au

paragraphe précédent indiquent

que^nosrésultats pour

P(K~p-+K°n)

^nefont pas

exception.

Si l'on compare les

amplitudes

^{mesurées avec} celles données par le modèle de

Regge,

^onconstate que,

toujours,

celui-ci donneunecontribution

trop

^{forte dans les}

basses ondes

partielles (petites

^{valeurs de}

1).

Il faut donc que l'effet desnouvelles

singularités

^à

introduire,

^les _coupures,soit

une

absorption

^des

petites

valeurs de 1.

L'image physique

^derrièrece processus^est la suivante:si la réactionalieuavec un1

petit,

^{c-à-davec un}

paramètre d'impact

^b

—%\jP petit,

^cela

implique

^{une très forte}

interpénétration

^{des deux}

particules

et par voie de

conséquence

^{une forte}

probabilité

^{d'émission de}

particules supplémentaires.

^La

réaction 2 corps^->2 corps^estdéfavorisée par

rapport

^auxréactions 2corps^->ncorps, avecn>2.

Mathématiquement,

^cesidéessetraduisent de la manière suivante:

Si l'on

désigne

par

(a)

^{l'ensembledescanaux}2 corps^->2 corps^etpar

Sf

^larestric¬

tion de la matrice

S,

^àcesous-ensemble de canaux

(a),

^laconditiond'unitarité s'écrit

SfSf+=l-2^f

^<1

(8)

La matrice

&f

^{contienttoutce}

qui

^estncorps,^{avec n>}2. Les termes

diagonaux

de

&\

^{sontdes sommesde nombres}

positifs,

^un pour

chaque

^canalncorps. ^Parcontre les termesnon

diagonaux

^{sontdessommesde nombres}

complexes

^de

phase quelconque.

C'est

pourquoi

^{l'on faiten}

général l'approximation

de considérer la matrice&*comme

diagonale.

*rï

⁼

StJfj(s) (9)

Sf

n'est pas

unitaire,

^envertude

(8).

^{Ondéfinitunematrice}

üf, unitaire,

^au_moyen de

S,"

⁼

Vl-2#r?Ql<t ₍₁₀₎

Et l'on

décompose Qf

^en

(Qf)ij

⁼

ôtJ

⁺

2iR'i}(s) (analogue

du passage de la matrice S à la matrice

T) (11)

La matrice

T, elle,

s'écrit:

T}J(s)

^=-

[Sï,j

^-

S,j]

^{= -}

[Vl-2/,(s)(5y

⁺

2iRu(s))

^-

ô'u] (12) (12) prend

^uneforme

beaucoup plus expressive

si l'on définit

1

^(s)=-[Vl-2/,(s)-l] (13)

Alors

W

⁼

^{9, (s)} 6tJ

⁺

Rlj(s)

⁺

2i0>t (s) R\}{s) (14)

Vol. 47,¹⁹⁷⁴ La réaction K~p^{-*K°n à 8}GeV/c ³⁷⁵

(14)

^{donne le}

pourquoi

^desdéfinitions

(11)

^et

(13)

;En

effet,

^on

postule

^maintenant

que

^i(s)

^est le Poméron. Dans les modèles

d'absorption,

^lePoméronn'est pas^un

pôle

^de

Regge,

mais le reflet dans

l'amplitude

^{descanauxà n}corps, ^{avec n>}

2,

que

R'ij{s)

est la contribution des

pôles

^de

Regge,

que

^i(s) Rlij(s) ^représente

la coupure de

Regge.

Avec

(14),

^on

dispose

^enmême

temps

de la 'recette' pour le calcul de la coupure

d'absorption

^: il suffit de

multiplier

^{les ondes}

partielles

du Poméron et du

Reggeon.

Aucun

paramètre

^nouveaun'est introduit.

Les difficultés

qui

demeurent sont les suivantes:

une

trop grande

liberté dans le choix de lafonction

^t(s),

la

dégénérescence d'échange

^estremiseen

question

par la coupure,

- l'action de la coupure^vapresque

toujours

dans le bon_sens,mais semblesouvent insuffisante.

La

conséquence

^{de ces} difficultés est une division des

phénoménologues

^{en un}

grand

nombre d'écoles.

Cette division s'est accentuéeencoreàla suite des récents résultats de

polarisation

en

ir~p

^-*ir°n.En

^effet,

^toutesles

prédictions

calculées selon laméthode

(14)

^donnaient

unzéro de P à t⁼

—0,2,

^encontradictionavecles résultats.

Les modifications les

plus

diverses ontété

proposées

pour sortir de^cette

difficulté,

ce

qui

^a

multiplié

^le nombre de modèles. Par le fait que ^nosrésultats nesont pas in¬

compatibles

^{avec toutes les}

prédictions,

^on

peut espérer qu'ils n'engendreront

pas à

nouveau un tel

foisonnement,

mais contribueront à clarifier la situation. Dans cette

optique,

^{nousavonsdessinésurla}

Figure

¹¹

quelques-unes

^des

prédictions

^{de modèles}

d'absorption

pour

P(K~p^-K°n)

^aucôté des résultats.

IV.6.

Confrontation

^{desrésultatsavec}

quelques

^modèles

d'absorption

Modèle'eiconal' de Blackmon etGoldstein

[17] (courbe n°2, Fig. 11).

On sait que^ce

type

^{de modèlesa}échoué pour

P(ir~p ->-n°n).

^La

prédiction qu'il

fournit pour

P(K~p

^->-

K°n)

^estnéanmoins excellente.

Modèlede HoldenetRobertson

[18] (courbe 1).

^Il

s'agit

d'un modèle différent deceux

basés sur

l'équation (14). Ici,

la coupure ^est introduite par l'intermédiaire de la dé¬

pendance

^en

j

^{de lamasse}effective de

l'objet échangé. L'avantage

^estune

description qualitativement

^correctede

P(ir~p-+n°n).

^Parcontre, il semble que le modèle échoue

enP{K-p^K°n).

Modèle de

Ringland,

^{Roberts et} Tran Thanh Van

[19].

Ce modèle suit le mode de calcul

(14),

^àceci

près

que la

phase

de la coupure^est

changée

par

w/2.

^Cette

modification,

que l'on^netentepas de

justifier

^surle

plan théorique,

^fait

disparaître

^{bien desdéfauts}

du modèle

standard;

^en

particulier:

- lezéro de

P{it~p ^ir°n)

^{à t=}

-0,2,

a(K+n-+K°p)

^>

a(K~p^-K°n),

^{en accord avec}

l'expérience

^{et en désaccord}

avecle modèle nonmodifié.

Deux

types

^de

prédictions

^ontété faits dans le cadre decemodèle:

A)

^-La

première,

^aveccoupureseulementdans

F++ (courbe 5).

B)

^-La

seconde,

^aveccoupure dans les deux

amplitudes F++

^et

F_+ (courbe 3).

376 F. X.Gentit H. P. A.

Alors que

jusqu'à

maintenant les résultats

expérimentaux

favorisaient

plutôt

^la

première

^solution

(l'accentuation

^{de la}

pente

^de

dajdt

^enfonction de

l'énergie (shrinkage)

dans

ir~p

->ir"n

suggère

^l'absencede coupuredans

F_+),

^nosrésultats sontenmeilleur accordaveclemodèle

(B),

^en

particulier

^à

petit

^/.

Modèlede B.

J. Hartley

^etG.L.Kane

[20].

On admet ici que lesdifficultésdu modèle standardsontdues àunemauvaise

description

^duterme

^((s)

^dans

(14),

^en

particulier

desa

phase.

^D'autre

part,

^onabandonne la

dégénérescence d'échange.

Une nouvelle

paramétrisation

^de

^j(s)

^est

proposée,

relativement

compliquée,

mais décrivant correctement l'ensemble des mesures. La

prédiction

pour

P(K~p^- K°n)

^est

qualitativement

correcte,^mais

trop positive

^aux

petites

^{valeurs det.}

Modèlede

Saclay [21] (courbe 6).

^Le

procédé

^decalcul

(14)

^estconsidéré icicomme

correct etl'onserefuse à y effectuer des modifications arbitraires.S'il y^{a encore} des

désaccords,

entre modèle et

expérience,

ils sont dus au fait que

(14)

^ne calcule que

jusqu'au

deuxième ordre

(coupure Poméron-Reggeon).

^En

particulier,

^le

paradoxe

^de

pt^-p

^->

ir°n) peut

être résolu en calculant le terme d'ordre

supérieur (coupure Reggeon-Poméron-Reggeon).

^D'autre

part.^n

^conservela

dégénérescence d'échange.

La

prédiction

^decemodèle pour

P(K~p

^->-

K°n)

^estbonne

jusqu'à

^t=

—0,7.

IV.7.Conclusion

Les

prédictions

que^{nous venons} de passer^{en revue}

peuvent

^{dans leur}

majorité,

être considérées comme excellentes.L'amélioration

apportée

par les corrections d'ab¬

sorption,

^sil'on compare les

Figures

^{9 et}

^11,

^est

frappante.

Peut-on voir làuneconverg¬

encedes modèlesversunethéorie? Il sembleentoutcasque des^mesures

toujours plus poussées

^{soient désormais} nécessaires. Dans cette

optique,

^les

expériences qui

^se

révéleront

probablement

^les

plus

fructueuses dans l'avenir serontcellesoù

l'amplitude

est mesurée

complètement,

^avecles

paramètres

^derotation de

spin

^{A et R.}

L'emploi

01-2 345 6 73 9 10 11 12

Figure¹¹

Résultatscomparés^auxprédictions^baséessurle modèle deRegge^avecabsorption