[MUSIQUE] Dans ce cinquième module, on est en train de discuter de la structure des hadrons et les interactions fortes. Dans cette deuxième séquence vidéo, on discutera de la diffusion inélastique entre électron et nucléon. Après avoir regarder cette vidéo, vous connaîtrez comment les états excités des nucléons produisent des résonances, la diffusion profondément inélastique et les fonctions de structure du nucléon, l'hypothèse dite du Scaling, qui met en évidence la présence de sous-structures à l'intérieur du nucléon, et enfin, les rôles et la distribution des quarks à l'intérieur d'un nucléon. [AUDIO_VIDE] Dans la vidéo précédente, on a vu que les facteurs des formes diminuent rapidement avec les transferts d'impulsion q au carré. Par conséquent, la probabilité d'observer une diffusion élastique devient très faible, à de hauts transferts d'énergie d'impulsion. Et ceci n'est pas étonnant car les grands Q au carré correspondent à des courtes longueurs d'onde d'un photon qui est échangé et donc, et il sera de plus en plus capable de résoudre les structures intérieures de la cible, donc, dans ce cas, ici, des nucléons. Ces structures, donc, ne vont pas rester insensibles à l'énergie d'impulsion retransférée, mais la cible sera d'abord excitée. Et puis, avec l'augmentation de q au carré et même détruite. Un autre mot, les processus inélastiques prennent la relève sur les processus élastiques. A des transferts d'impulsion modérés, les processus inélastiques vont produire, d'abord, des excitations des résonances nucléoniques, comme les delta plus, qui à l'état excité qui a le même nombre quantique que le proton. Ces résonances, qui ont un temps de vie extrêmement courte, et par conséquence, leur distribution de masse est plutôt large. Les figures montrent les résultats d'une expérience de diffusion électron-proton en énergie initiale de 3 gigaélectronvolts, et un angle de diffusion fixe. L'inélasticité de la réaction est notée, d'abord, dans la distribution en énergie de l'électron sortant, qui est ici représentée à gauche, qui n'est plus à peu près fixe comme dans les cas élastiques, et là, donc, on s'attend à une distribution avec des maximums secondaires qui correspondent aux états excités du nucléon, qui sont ensuite clairement visibles dans la distribution de masse invariante de l'état hadronique sortant, qui est montré à droite, sa cinématique est complètement déterminée par la mesure de l'électron sortant, comme dans les cas élastiques. La position du maximum indique la masse de la résonance, delta plus, 5 236 méga-électron-volts et l'inverse de sa largeur nous donne le temps de vie de la résonance. À des transferts d'impulsion encore plus élevés, une fois qu'on a traversé la région des résonances, on entre dans un régime de diffusion, dit profondément inélastique. L'état final sera constitué par de multiples hadrons, dont au moins un nucléon pour permettre la conservation du nombre quantique. Dans cette région, ici, les photons interagissent individuellement avec les constituants chargés du nucléon. La section efficace n'est plus paramétrisée avec 2 termes, mais avec 2 fonctions de structure W1 et W2, qui paramétrisent distribution et dynamique des constituants du nucléon. Elles dépendent de l'énergie transférée nu, qui a l'énergie du photon et de sa masse invariante, q au carré. La cinématique réclame aussi un paramètre additionnel parce que la masse du système hadronique n'est plus fixée, ni à celle du proton, comme dans les cas élastiques, ni à celle d'une résonance. Les fonctions de structure sont mesurées expérimentalement, en observant la dépendance de la section efficace de l'angle de diffusion comme dans le cas élastique. La grande découverte 'iii' vers la fin des années 60, a été que les fonctions de structure ne dépendent pas nu, q au carré, séparément, mais de leur rapport xBJ, qui équivaut au rapport, donc à q au carré, divisé 2 fois la masse du proton et multiplié par nu. La variable xBJ porte dans son indice les noms de son inventeur, James Bjorken. Le phénomène a été baptisé Scaling à l'époque, parce qu'on observait que cette variable xBJ ne dépend de la dimension, ni des masses, ni d'énergie. Les fonctions de structure suivent, en effet, les Scaling, si à l'intérieur du nucléon, il existe des sous-structures ponctuelles avec lesquelles les photons vont interagir élastiquement. Cette interprétation du phénomène de Scaling est valable dans la limite des grands Q au carré où l'interaction des quarks entre eux est négligeable par rapport à la force qui est transmise par les photons. Les quarks vont réagir alors comme des particules quasi libres, avec lesquelles les photons interagissent de façon incohérente. Et pour obéir aux contraintes cinématiques, les photons cherchent un quark partenaire qui porte une fraction x qui réagit à une impulsion du nucléon, qui correspond au xBJ, porté par les photons, par conséquent, la section efficace sera proportionnelle à la probabilité de trouver un tel quark, dans les nucléons. Dans la limite de transfert d'impulsion très élevée, voire infinie, les fonctions de structure Wi devant se réduire à des fonctions Fi, qui sont directement liées aux distributions d'impulsion quark de type i, à l'intérieur du nucléon. Les expériences en 'iii', on a fait montrer que le phénomène de Scaling s'est produit déjà à des transferts d'impulsions modérées, les fonctions de structure W2, qu'on voit ici dans ce graphique, en fonction de la variable cinématique grand Oméga qui est à l'inverse de xBJ, se lisse en augmentant de q au carré au-dessous de la région de résonance, pour suivre, ensuite, une fonction non universelle de xBJ, indépendante du transfert d'impulsion. On est donc face à la contrainte de la cinématique de la diffusion élastique causée par l'existence de particules ponctuelles, à l'intérieur du nucléon. Le Scaling des fonctions de structure n'est pas exacte. Cette figure, ici, montre des mesures modernes qui viennent des expériences du collisionneur électron-proton à HERA. Ici, on montre les courbes pour différents x décalé par une constante afin de les rendre visible sur le même graphique. En petit x, on a des petites impulsions de quark, les fonctions de structure dépendent fortement de q au carré à cause des interactions fortes entre les quarks. Les déviations des très grands X sont plus sorties et dépendent, du fait de la constante du découplage et des interactions fortes, dépendent du transfert d'impulsion. Les fonctions de structure peuvent servir à mesurer la distribution d'une impulsion d'un constituant chargé de nucléons, donc les quarks. La figure, ici, montre qualitativement le comportement de la fonction de structure F2, à partir d'hypothèses successives sous la dynamique de quark à l'intérieur d'un nucléon. Si un nucléon était constitué de 3 quarks sans interaction, comme on le montre, ici, à gauche, x serait entier pour chaque quark F2 serait une fonction delta à cette valeur. Si par contre, il s'agissait d'une sorte de gaz où les quarks seraient liés par des gluons, la valeur moyenne de x serait toujours autour d'un tiers, mais avec une distribution large, autour d'un tiers. Si enfin, on tient compte du fait que les quarks peuvent émettre des gluons virtuels, qui se transforment en paire de quark-antiquark de basse énergie. On comprend que la distribution d'impulsion de quark peut se remplir à d x qui tend vers 0. Les données expérimentales suivent en effet la forme qui est prédite par ce troisième cas, et pour les quarks dits de valence, donc pour les up et les down, la fonction de structure varie autour d'un tiers, avec un fort rehaussement en petit x par des paires de quark-antiquark, qui sont produits par des gluons. Et cette contribution, en la loi de la contribution ici de quark strange qui apparaît dans les nucléons seulement, de cette dernière manière. Dans la prochaine vidéo, on discutera des états liés entre quarks et antiquarks, que sont les mésons.
