Образование δ0-изобар в области фрагментации мишени и области фрагментации снаряда в d

Рис. 2.6. Зависимость полученных значений ширины Δ- изобары от параметра ε для спектров инвариантных масс пар pπ− (◦) и pπ+ (•).


Это также следует из рис. 2.5б, где видно, что с ростом ε в области ε > 0.70 значения M_Δ сильно смещаются в сторону максимума распределений инвариантных масс на рис. 2.4a и 2.4б, полученных без использования критерия обрезания по параметру ε. Поэтому поиск наилучшего значения ε проводился по критерию стабильности наилучшего значения параметра a, характеризующего вклад фона, в области ε < 0.70. Для этого находился наиболее длинный интервал изменения параметра ε: Δε = ε_max − ε_min = max, на котором наилучшее значение параметра a остается стабильным, т. е. a = A ± ΔA, где A – значение параметра a на конце интервала стабильности при значении ε_max, а ΔA – максимальное отклонение параметра a от значения A внутри интервала стабильности, использованное как погрешность определения значения A. Верхний предел интервала стабильности ε_max был выбран в качестве наилучшего значения параметра ε. Найденные интервалы стабильности по параметру a для массовых распределений D(M) пар pπ⁻, pπ⁺ и pπ^± оказались следующими: ε = 0.27–0.46, 0.25–0.48 и 0.28–0.48 соответственно. Здесь важно отметить выбор в качестве наилучшего значения параметра ε именно верхнего предела интервала стабильности ε_max. Действительно, в интервале стабильности с увеличением параметра ε происходит равномерный (одинаковый) рост как числа комбинаций фона от некоррелированных пар, так и числа комбинаций от коррелированных пар, так что в целом вклад фона a, как и вклад R = 1− a от коррелированных пар, остается стабильным. Поэтому выбор ε_max, а не ε_min обусловлен тем, что экспериментальный спектр при значении ε_max содержит более полный набор коррелированных пар, чем спектр при значении ε_min. При значениях же ε > ε_max, как было показано выше, наблюдается быстрый рост только фона, т.е. вклада от некоррелированных пар, который в дальнейшем с увеличением параметра ε практически подавляет резонансноподобную структуру. Полученные таким образом наилучшие значения параметров ε и a для массового распределения D(M) пар pπ⁻, pπ⁺ и pπ^± оказались равными: ε = 0.46 ± 0.01, a = 0.36 ± 0.04; ε = 0.48 ± 0.01, a = 0.30±0.04 и ε = 0.48±0.01, a = 0.36± 0.05 соответственно. Видно, что наилучшие значения параметров ε и a для пар pπ^± находятся в хорошем согласии в пределах ошибок со средним значением соответствующих параметров пар pπ⁻и pπ⁺. Экспериментальные (dn/dM) и фоновые (dnb/dM) распределения по инвариантной массе пар pπ⁻, pπ⁺ и pπ^± вместе с наилучшим фоновым распределением (adnb/dM) при наилучших значениях ε и a представлены на рис. 2.7a, 2.8a и 2.9a соответственно. Соответствующие распределения D(M) разности между экспериментальным и наилучшим фоновым распределением вместе с кривой фита распределения D(M) функцией Брейта–Вигнера b(M) для пар pπ⁻, pπ⁺ и pπ^± представлены на рис. 2.7б, 2.8б и 2.9б соответственно.