Chp4. interactions § 2 Interactions fondamentales : les bosons de

Chp4 Interactions §2 interactions fondamentales : bosons de jauge
I2 - 1
Chp4. interactions § 2 Interactions fondamentales : les bosons de jauge
I2.1 Généralités
I2.1.a Quatre interactions fondamentales décrivent le monde connu :
• La gravitation
• L’électromagnétisme
• La force nucléaire forte
• La force nucléaire faible
Les forces rencontrées dans la vie de tous les jours (contraction d’un muscle, explosion de la
dynamite) sont de type électromagnétique et gravitationnelle (exception : réacteurs nucléaires
ou bombes atomiques → interactions nucléaires).
Les quatre interactions sont décrites dans les théories (théories de jauge) comme échange de
particules médiatrices virtuelles, aussi appelées quanta de champ et qui sont des bosons :
Diagrammes élémentaires des 4 interactions : gravitationnelle, électromagnétique, forte et faible.
p
p
G
p
p
Types d’interaction
Forte
Electromagnétique
Faible
Gravitation
•
p
p
γ
p
Intensité
relative
1
10-2
10-14
10-38
q
q
g
p
q
Interaction entre
Quarks (hadrons)
Particules chargées
leptons et hadrons
toutes les particules
e−
νe
q
W+
e−
νe
Quantum de champ
(boson de jauge)
8 gluons g
photon γ
bosons W+, W−, Z0
graviton ?
La probabilité de désintégration d'une particule est d'autant plus élevée (→ son temps de vie d'autant
plus court) que l'interaction sous-jacente à la désintégration est intense.
Type
Electromagnétique
Faible
Nucléaire Forte
Forte (de couleur)
Boson de jauge : m
PHOTON : mγ = 0
W, Z : m ≈ 100 GeV/c2
Portée de l'interaction R ≈ h ⋅ c / mX
Portée interaction électromagnétique = ∞
Pion π : m ≈ 140 MeV/c2
Portée interaction entre nucléons :
Gluon g : m = 0
Portée =
197 MeV ⋅ fm
≈ 210 −3 fm
5
10
197 MeV ⋅ fm
≈ 1 fm
140
Portée interaction de couleur entre quarks : ∞
(intervient ici confinement des quarks et des
gluons dans les hadrons ! cf. § I2.4.e)
Chp4 Interactions §2 interactions fondamentales : bosons de jauge
I2 - 2
I2.1.b Note sur l'interaction gravitationnelle
Interaction de portée infinie, attractive, qui se manifeste entre les objets massifs. Elle procèderait
par échange d’une particule de masse nulle, de spin 2, appelée graviton.
M1 ⋅ M 2 r
⋅ 1r
r2
la constante gravitationnelle.
Pour rappel : Force gravitationnelle : FG = − G N ⋅
Avec GN = 6,67259(85).10 −11 Nm 2 kg −2
N.B. Il n'existe pas actuellement de théorie quantique gravitationnelle satisfaisante bien que la
supergravité, les cordes ou les supercordes soient de bons candidats (cf → §I3).
I2.2 Interaction électromagnétique : le photon γ
Interaction qui se manifeste entre les particules électriquement chargées. Elle procède par
échange de photons virtuels, particules sans masse et de spin 1.
I2.2.a Manifestations d'interactions électromagnétiques : diffusions de Rutherford, Mott,
Moller, & mécanismes de base pour la détection des particules (ionisations & excitations / cf.
chp. 6).
1 Q1 ⋅ Q 2 r
Pour rappel : Force de Coulomb = F el =
⋅
⋅ 1r
4πε 0
r2
Avec ε 0 = 8,854187817.10 −12 CV −1m −1
⇒ Calculons le rapport
des forces gravitationnelle et coulombienne entre deux protons :
r
m2
FG
r = G N ⋅ 4 πε 0 ⋅ 2p ≈ 0,83 ⋅ 10−36
(mp = 1,67 10−27kg)
e
Fel
⇒ L’interaction électromagnétique est environ 1036 fois plus intense que l’interaction
gravitationnelle (cf. tableau récapitulatif p. I2.1).
u
γ
Exemple de désintégration électromagnétique
γ
u
I2.2.b Caractéristiques des interactions électromagnétiques
- nombre quantique lié à la force électromagnétique = le "nombre de charge électrique" Q tel
que la charge électrique est quantifiée en unités de e. → les leptons chargés avec une
charge ±e se coupleront de façon plus intense à la force électromagnétique (au photon) que
les quarks avec une charge ±e/3 ou ±2e/3.
- décrites par l'EDQ (EDQ abrégé de électro - dynamique quantique, appelée "Quantum
ElectroDynamics" en anglais ou QED), théorie de l'électromagnétisme étendue au niveau
microscopique en tenant compte des effets quantiques et relativistes.
2
-
-
α EM
probabilité (ou section efficace) de l'interaction : A ∝
q2
où q2 est carré de la quardi-impulsion transférée, portée par le photon
e2
1
e2
αEM = constante de couplage électromagnétique =
=
≈
4 πhc 4 π 137
= α (constante de structure fine)
section efficace typique de ≈10−33 m2 (10 µb)
temps d'interaction et/ou vie moyenne typique des particules : τ ≈ 10−16 - 10−21 s.
2
Chp4 Interactions §2 interactions fondamentales : bosons de jauge
I2.3
I2 - 3
Interaction faible : bosons vectoriels massifs W+ W− et Z0
I2.3.a Manifestations d'interactions faibles
• interactions neutrinos – matière
Ö expérience de Cowan et Reines (existence des neutrinos / 1955): νe + p → n + e +
= courants faibles chargés
• désintégrations faibles
@ désintégrations nucléaires β, décrites par Fermi qui considère ce processus comme une
interaction locale à 4 fermions avec un couplage proportionnel à la constante (de Fermi) GF et
ne requiert donc pas de particule médiatrice de l’interaction.
Le modèle de Fermi ne convient que pour les résultats obtenus à basse énergie.
e−
GF
n
p
νe
I2.3.b Développement théorique : interaction électrofaible
♦1968 : Glashow – Weinberg et Salam (PN 1979) élaborent un modèle théorique, dans lequel
non seulement ils traitent les interactions faibles comme échange de bosons massifs, mais en
plus, ils unifient les interactions faibles et électromagnétiques (on parle alors d’interactions
électrofaibles). Ils prédisent ainsi l’existence de 4 bosons vectoriels intermédiaires, médiateurs
de l'interaction électrofaible : 1 neutre de masse nulle (γ), 2 chargés massifs (W+ et W-) et un
neutre massif (Z0).
NB à l'époque, une particule telle que le Z0 n'était qu'une "prévision théorique".
A basse énergie c-à-d à la limite des petits moments transférés ( q2 → 0), la théorie de WeinbergSalam se ramène à la théorie des interactions faibles de Fermi.
νµ
e−
−
µ
GF
µ−
νµ
W−
gw
νe
Interaction locale
A ∝ GF
Exemple :
désintégration du
muon
νe
gw
e−
Interaction par échange de W
∝
q2
g 2w
− M 2W
g 2w
e
→
≡ G F ≅ 10−5 GeV −2 où g w =
2
sin θ W
MW
avec θW l'angle de mélange électrofaible, appelé angle de Weinberg.
Relation d'unification
électrofaible
(entre Ctes couplage)
Il est possible de prédire la masse du W à partir de cette comparaison "basse énergie" :
M W ≈ 100GeV / c 2
en prenant sin 2 θ W = 0,23 (mesuré expérimentalement).
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I2 - 4
I2.3.c Manifestations
(suite)
interactions neutrinos – matière
♦ 1973 : mise en évidence des courants faibles neutres :
ν µ + e− → ν µ + e−
c-à-d des interactions de type faible sans changement de charge électrique (@ véhiculées par Z0)
au Super Synchrotron à Protons (SPS) du CERN en utilisant un faisceau de neutrinos envoyé sur
une cible –détecteur : la chambre à bulles GARGAMELLE (contenant un liquide "lourd" –
r
fréon).
Bobines B
Chambre Gargamelle
Intérieur de la chambre
(avant remplissage)
νµ
νµ
Z0
e−
e−
Un νµ interagit avec un
électron du liquide de la
chambre et s'échappe, sans
laisser de trace dans le
détecteur tandis que
l'électron éjecté de l'atome
ralentit (émet un photon de
freinage) et "spirale" dans le
détecteur (soumis à un
champ magnétique).
Pour comparaison, voici le
cliché d'une interaction faible
par courant chargé:
νµ + n → µ− + …
µ−
νµ
W+
♦1983 : mise en évidence directe des bosons massifs W et Z au CERN auprès du collisionneur
protons-antiprotons (Sp p S) par le groupe de C. Rubia. (Prix Nobel 1984).
Détecteur électronique UA1 @ reconstruction des traces et
des dépôts d'énergie (petits cubes) par ordinateur : événement
Z0 → e+e−
Après sélection des traces avec impulsion
transverse > 2GeV/c et dépôt d'énergie
ET > 2 GeV :
Une paire e+e− émerge clairement !
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I2 - 5
• désintégrations des leptons et des quarks (plus lourds → plus légers). Le processus de base
est l’échange de bosons vectoriels intermédiaires virtuels W± .
♦ LEPTONS
νµ
µ−
désintégration du µ
µ − → e − νe ν µ
νe
gw
Couplage gw / gw
ou
gw / gud
−
W
gw
e−
ντ
τ−
désintégration du τ
ντ
gw
τ−
νe
W− gw
u
gw
−
W
e−
d
gud
♦ HADRONS - BARYONS
Ö désintégration β du neutron : n → p + e− + ν e . Le neutron libre se désintègre par
interaction faible en trois particules (proton, électron et antineutrino électronique) avec une vie
moyenne τ = (889,1 ± 2,1)s ≈ 15 min.1
désintégration du neutron.
W virtuel car MW >> Eu pendant ∆t <<
u
d
u
d
d
n
p
u
gud
−
e−
W− gw
Un des 2 quarks d émet un W qui se
désintègre en électron + antineutrino.
νe
Les 2 autres quarks restent spectateurs
puis se combinent avec le nouveau
quark u produit pour donner le proton.
désintégration du Λ :
Λ0 uds → p π −
u
d
s
Λ
b g
u
d
u
gus
s→ u+W
suivi de W−→ du
-
W−
♦ MESONS
Ö désintégration du π chargé : π − → µ − νµ
u
−
−
Ö désintégration du K : K → µ νµ
u
s
1
u
gud
W
d
π−
µ−
−
d
νµ
Couplages
Couplages
±
p
gud
gus
gw
gw
W−
µ−
νµ
Le temps de vie dépend de l'énergie caractéristique de la désintégration, mesurée par l'énergie cinétique libérée
dans la désintégration de la particule au repos; dans le cas du neutron : mn − mp − me − mν = 0,79 MeV
quantité assez faible comparée aux valeurs typiques des désintégrations faibles (102 – 103 MeV).
π−
Chp4 Interactions §2 interactions fondamentales : bosons de jauge
I2.3.d
I2 - 6
La symétrie des interactions faibles : l'isospin faible, Iw
Dans les processus faibles, on remarque principalement un changement de saveur de quark ou
un changement lepton chargé ↔ son (anti)neutrino @ en général, pas de changement de
génération :
νµ
u
µ → νµ + W
quark d → quark u + W ou
⇒
d
µ
Doublets d'isospin faible
FG IJ FG IJ
HK H K
FGν IJ FGν IJ FGν IJ I = ½ I FG +1 / 2IJ
H −1 / 2K
H eK H µK Hτ K
FG uIJ FG cIJ FG t IJ ,
H d K H sK H bK
µ
e
τ
W
3
w
c-à-d des doublets de particules qui jouent par rapport à l'interaction faible le même rôle que le
doublet (neutron, proton) par rapport à l'interaction nucléaire forte. Ceci suggère que la symétrie
de l'interaction faible est une "symétrie d'isospin". On parle alors d'isospin faible (Iw avec ses
projections possibles I3w ) qui représente le nombre quantique pour la force faible. De façon
simplifiée, chaque quark et lepton des doublets ci-dessus a un isospin faible Iw = 1/2 avec I3w =
+1/2 pour les éléments supérieurs et I3w = −1/2 pour les éléments inférieurs.
I2.3.e
Le mélange d'états "quarks" pour les interactions faibles
Les vertex de base de type faible ne couplent pas les quarks (u, d) et (c, s) mais (u, d') et (c, s')
gud
u
d
gw
u
d'
Ö
W
gud
u
d
=
gcs
W
s
c
Ö
gw
s'
s
+
Avec gud = gw cosθC
c
gus
u
c
gcs
s
=
Avec gus = gw sinθC
c
gcd
d
+
Avec gcs= gw cosθC
Avec gcd = −gw sinθC
Ö Cabibbo a introduit l'hypothèse de mélange des quarks (quark mixing) suivant laquelle les
quarks d et s participent aux interactions faibles via les combinaisons linéaires suivantes :
d ' = cos θ C ⋅ d + sin θ C ⋅ s
le paramètre de mélange θC est
s' = − sin θ C ⋅ d + cos θ C ⋅ s
appelé l'angle de Cabibbo
Sous forme matricielle :
FG d'IJ = FG cos θ
H s' K H − sin θ
C
C
sin θ C
cos θ C
IJ FG dIJ
K H sK
avec θC ≈ 12,7°
Ceci revient à considérer que les états propres pour les interactions faibles diffèrent des états
physiquement observables.
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I2 - 7
FG uIJ FG cIJ FG t IJ tels que :
H d'K H s'K H b'K
I
Aλ r ⋅ e
JJ F cos θ sin θ ≈ 0I F dI
cos θ
≈ 0J G s J
A λ J ≈ G − sin θ
G
JG J
J
≈0
1 K H bK
1 J H ≈0
JK
Ö les doublets à considérer pour l'interaction faible
F 1− λ
GG 2
=G
−λ
GG Aλ b1 − r ⋅ e g
GH
2
FI F
GG s'JJ = GG V
H b'K H V
d'
Vud
Vus
cd
Vcs
td
Vts
IF I
V J G sJ
JG J
V K H bK
Vub
d
cb
iδ
3
tb
λ
C
λ
2
1−
λ
A paramètres
r réels
δ
iδ
3
C
2
C
2
2
−A λ
C
avec la matrice de mélange 3×3 appelée matrice CKM (de Cabibbo-Kobayashi-Maskawa)[ PDG]
Ö les couplages faibles des vertex qαqβW (qα=u c t & qβ=d s b) : gαβ = gwVαβ.
D0 ou π0
Ö Désintégrations du b :
(à comparer à celles du τ)
avec gcb = Vcb gw
gub = Vub gw
B-
c,u
u
b
W
b
W+
l−
Ou q
νl
q'
−
Ö Désintégrations du top :
t
En semi-leptonique
2,15% ou 10-5
l+ ou q
Rappel : αw = gw2/4π ≈ 4,2 10−3
mt = 174 GeV/c2
Ö τt = 10−24 s <10−23s (<< 10−12s)
Ö le top n'a pas le temps d'hadroniser
νl ou q'
Exemples de détermination expérimentales de gαβ
•
•
t → b nettement plus probable que t → s ou t → d
@ gtd ≈ 0 gts ≈ 0 gtb ≈ gw
c
Γcπ
h∝g
νh g
Γ K− → µ − ν
−
→ µ−
2
us
2
ud
=
Vus2
1
sin 2 θ C
=
= tg 2 θ C ≈
2
2
Vud cos θ C
20
I2.3.f Caractéristiques de l’interaction faible
-
temps d'interaction et/ou vie moyenne typique de 10−7 - 10−13 s
section efficace typique ≈ 10−44 m2 (10−1 fb)
ne possède aucun état lié
insensible à la couleur (les gluons ne participent pas à l'interaction faible)
décrites par la théorie d'unification des interactions faible et électromagnétique de WeinbergSalam (cf. §I3).
2
-
Vαβ g 2w
g 2w
amplitude de réaction de la forme : A ∝
ou plus précisément 2
q − M 2W
q 2 − M 2W
avec q2 = carré de la quadri-impulsion transférée, ou portée par le boson.
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I2.4
I2 - 8
Interaction forte : les 8 gluons colorés
I2.4.a Principales manifestations
• Interaction nucléaire forte : interaction responsable de la liaison des nucléons (protons et
neutrons) dans le noyau atomique ⇒ de la cohésion du noyau (cf. → §I2.4.f).
•
Production de hadrons dans les collisions de hadrons à haute énergie.
Exemples : - production de particules Σ
K− + p → Σ0
K− s
u
p
Σ0
u
u
d
- Production du quark top
dans les interactions pp
• Désintégrations de type fort pour les particules résonances
u
ne changent pas la nature du quark mais sa couleur !
∆++ u
u
u
d
g rg
u
u
D ( cu )
0
ΓΨ = 24 MeV
d
ΓJ/Ψ = 87 keV
Ψ (3770)
J/Ψ (3097)
D 0 ( cu )
I2.4.b Caractéristiques des interactions fortes
-
mettent en jeu des particules portant une charge de couleur (quarks et /ou gluons)
échange de gluons, sans masse et de spin 1
portée finie ≈1 fm, (en raison du confinement, cf. → §I2.4.e)
temps d'interaction et/ou vie moyenne typique de 10−22 - 10−24 s
dimension d'un hadron ≈ 1 fm @ échelle de temps associée : r/c = 10−15/3.108 ≈ 10−23 s
Section efficace totale et élastique
de la réaction π− p → π− p
-
-
section efficace typique de ≈ 10−30 m2 (10 – 100 mb)
comme les portées des interactions forte et électromagnétique sont différentes, il est difficile
de comparer leurs intensités: on peut cependant dire que à des distances subnucléaires (<
taille du noyau= qqs fm) l'interaction forte est environ 100 à 1000 fois plus intense que
l’interaction électromagnétique.
⇒ couplage très fort (constante de couplage αS <≈ 1, S pour "strong")
indépendante de la charge électrique (⇒ concept d'isospin I).
Chp4 Interactions §2 interactions fondamentales : bosons de jauge
I2 - 9
I2.4.c description théorique : la QCD
@ chromodynamique quantique (que nous appellerons QCD en abrégé de l'anglais "Quantum
ChromDynamics") théorie de jauge (quantique et relativiste), basée sur une symétrie de couleur
SU(3) : chaque saveur de quark existe en 3 couleurs.
Les états fondamentaux de couleur sont caractérisés par 2 indices : la 3ième composante de l'isospin de
C
couleur ( I 3 ) et l'hypercharge de couleur (YC). Ces états se représentent donc par des figures similaires à
celles introduites pour les "3 saveurs de quarks u d s".
8 gluons colorés = bosons échangés
♦ la couleur des quarks est à comparer à la charge électrique (les hadrons sont "blancs" comme
les atomes sont électriquement neutres). Les gluons, équivalents du photon des interactions
EM, différent de celui-ci par le fait que les gluons portent une charge de couleur (et une
charge d'anticouleur) alors que le photon est électriquement neutre.
@ le photon n'interagit pas avec lui-même alors que les gluons interagissent entre eux.
Diagrammes de
diffusion gluon-gluon
En terme de symétrie de couleur SU(3), base de la théorie QCD, les 9 états de
couleur/anticouleur se groupent en un octet de couleur et un singulet de couleur (le gluon
correspondant au singulet de couleur n' a pas été observé dans la nature, or il aurait pu exister en tant que
particule libre puisque il est globalement de couleur neutre).
@ il existe 8 gluons distincts {8 comme le nombre de générateurs du groupe de symétrie SU(3), 8 car
dans l'algèbre de Lie: 3 × 3 = 8+1 }
Exemple de diagramme de
Feynman pour une interaction
forte entre quarks
+ diagrammes de correction
Chp4 Interactions §2 interactions fondamentales : bosons de jauge
I2 - 10
I2.4.d Les confirmations expérimentales
♦ mise en évidence expérimentale indirecte des gluons: expériences de diffusion
profondément inélastique : ≈ la moitié de l’impulsion d’un proton est portée par des constituants
électriquement neutres (les gluons).
♦1979 : preuve incontestable de l'existence des gluons
production d'événements à 3 jets de
particules dans les collisions e+e−:
e + e − → q q g → 3 jets
Expérience
TASSO
réalisée
au
collisionneur électron-positron PETRA
@ DESY / Hambourg (Mme Wu)
Même type d'événement au LEP :
e−
q
γ, Z
0
g
+
e
q
Chp4 Interactions §2 interactions fondamentales : bosons de jauge
I2 - 11
♦ Vérification expérimentale de l'hypothèse de la couleur : le "rapport R"
La section efficace d'annihilation e+e− produisant une paire de fermion-antifermion portant le
nombre de charge Q se calcule, à basses énergies, dans le cadre de l'EDQ:
c
h
σ e + e − → f f = Q 2 σ p = Q 2 σ µµ
avec σ µµ =
4 πα 2
3s
où σp = section efficace de production d'une paire f f de charge unité (Q = 1 pour e, µ ou τ ; en
général on choisit µ)
γ
e+
e−
µ+
µ−
ou antiquark
ou quark
La formule n'est plus valable au-dessus de 25 GeV où il faut aussi tenir compte de l'annihilation
avec échange du Z. Elle peut s'appliquer directement à la production de quarks (c-à-d à la
production de jets de hadrons) si l'énergie disponible est évidemment supérieure à l'énergie de
masse qq .
⇒ La section efficace σH de production de hadrons par annihilation e+e− s'obtient en
sommant sur toutes les catégories i de quarks de charge Qi existant à cette énergie.
⇒ On introduit généralement le rapport R = σH/σµµ :
σ e + e − → hadrons
σH
1 4 1 4 1 11
R =
=
= ∑ Q 2i
= + + + + =
+ −
+
−
σ µµ
9 9 9 9 9
9
σ e e →µ µ
i
c
c
h
h
⇒ si on somme sur les quarks d, u, s, c, b (M q q < 25GeV) on trouve : 11/9=1,22
Or le rapport observé (≈ 3,66) est 3 fois plus élevé ⇒ preuve que les catégories de quarks sont
"trois fois plus nombreuses" c-à-d que les quarks existent en 3 couleurs.
R
+ cc
uu dd ss
3⋅
FG 1 + 4 + 1 IJ = 2
H 9 9 9K
+ 3⋅
F 2I
H 3K
2
= 3,33
+ bb
F 1I
+ 3⋅
H 3K
2
= 3,66
Chp4 Interactions §2 interactions fondamentales : bosons de jauge
NB Rapport R entre 0,3 et 200 GeV
I2 - 12
Pics de résonance
R
Processus de base :
c
h
+ −
@ σ e e → ff = somme de 3 termes : purement EM (échange de γ) + purement faible (échange de
0
Z )+ terme d'interférence EM-faible [sauf à
s = mZ , purement faible].
I2.4.e Confinement des quarks et des gluons dans les hadrons. [PN 2004]
♦ Comme les photons, les gluons sont des particules sans masse au repos (⇒ on pourrait penser
que la portée de la force forte est infinie). Mais contrairement aux photons, qui peuvent se
déplacer sur des distances infinies, les gluons restent confinés sur quelques fm du fait de leur
forte interaction. En effet, la force de couleur est quelque peu différente des 2 autres forces dans
le sens où l'intensité de la force augmente avec la distance, autrement dit, la constante de
couplage αS de l’interaction forte diminue avec l'énergie.
@ conséquences
1/ liberté asymptotique
+ bb
2/ confinement des quarks
dans les hadrons
1/ Liberté asymptotique ou "liberté à petite distance": à petite distance (<< 1 fm), la force
d'interaction entre quarks (ou interaction chromodynamique) diminue quand la distance décroît
⇒ le quark se comporte asymptotiquement comme une particule libre.
⇒ les expériences de diffusion profondément inélastiques électrons sur protons ont pu révéler
une structure en 3 quarks car ceux-ci sont faiblement liés à petite distance.
Chp4 Interactions §2 interactions fondamentales : bosons de jauge
I2 - 13
2/ Confinement des quarks ou "confinement à grande distance" : à grand distance (≈ 1 fm), la
force entre quarks (et antiquarks) tend vers une valeur constante. Cette force constante est
responsable du confinement des quarks à l'intérieur des hadrons.
⇒ Ainsi par exemple (figure ci-après) éloigner un quark q de l’antiquark q d’un méson, revient
à augmenter l’énergie de la paire qq proportionnellement à cette distance jusqu’à ce que cette
énergie se convertisse en paires quark-antiquark additionnelles ; des combinaisons non colorées
de hadrons (mésons et baryons) émergent alors.
⇒ Les quarks & gluons ne pourront jamais être observés libres, à cause de l’interaction de
couleur (champ de gluons) qui les lie ⇒ ils ne peuvent se déplacer au delà de ≈ 1 fm, ils
génèrent immédiatement d’autres particules ⇒ ils ne sont observés que par l’intermédiaire de
jets hadroniques.
I2.4.f Forces fortes résiduelles = forces nucléaires fortes
Pour assurer la cohésion du noyau, l'interaction forte persiste au niveau des nucléons "blancs "
ou "chromodynamiquement neutres", malgré le confinement des quarks et des gluons à
l'intérieur de ceux-ci. Elle peut se comparer à l’interaction électrique résiduelle qui lie les
atomes électriquement neutres en molécules (forces de Van der Waals). La portée des
interactions est dans ce cas finie et correspond (approche de Yukawa) à des échanges de bosons
de masses non nulles (les pions).
Pour rappel,
• le potentiel nucléaire de Yuakawa est de la forme
af
V r = αX ⋅
e
−
r
R
avec α X =
r
où r = distance inter nucléons et R la portée.
• les diagrammes d'échange de π
sans
ou
g 2X
4π
avec échange de charge :