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

ОБЗОР ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫХ РАБОТ ПО ИССЛЕДОВАНИЮ ОБРАЗОВАНИЯ Δ-РЕЗОНАНСОВ ВО ВЗАИМОДЕЙСТВИЯХ АДРОНОВ И ЯДЕР С ЯДРАМИ
Изучение ненуклонных степеней свободы в ядрах является одной из фундаментальных проблем в современной ядерной физике. Долгий путь был пройден с момента обнаружения протон-нейтронного состава ядра, квазинуклонов, пионов до пионных и барионных резонансов, партонов, кварков и глюонов, что было освещено в многочисленных научных и популярных работах и обзорах. Касательно барионных резонансов, образование резонанса на сегодняшний день все еще продолжает оставаться актуальной темой для исследований, как экспериментаторов, так и теоретиков. Во-первых, это потому что может быть универсально образован в различных сильных и электромагнитных взаимодействиях под действием пионов, нуклонов, ядер, фотонов и электронов. Во-вторых, многочисленные экспериментальные результаты по образованию резонанса являются нетривиальными и существующие теоретические модели не позволяют однозначно описать всю совокупность экспериментальных данных по рождению этого резонанса, особенно внутри ядер.
Считается что процессом, отвечающим за рождение мезонов в центральных столкновениях тяжелых ионов при релятивистских энергиях, является возбуждение барионных резонансов во время ранней фазы сжатия столкновения [1]. В целом, средняя масса возбужденных барионных резонансов и число пионов, образованных в результате цепочки их распадов, увеличиваются с ростом бомбардирующей энергии [1]. Этот механизм является основным в образовании пионов, который используется в ядерных транспортных моделях для описания динамики соударений релятивистских тяжелых ионов [2-9]. Экспериментальные результаты по возбуждению резонанса в соударениях тяжелых ионов даны, например, в работах [1,10-13]. Результаты этих работ показали, что ширина и масса резонанса, образованного в столкновениях тяжелых ионов значительно отличаются от таковых для резонанса, рожденного в столкновениях свободных нуклонов. Таким образом, свойства адронов модифицируются в плотной ядерной среде в ядро-ядерных соударениях, что ведет к значительному уменьшению массы . Это явление объяснялось в рамках термальной и изобарной моделей [1,14].
Большинство экспериментов по образованию резонанса в легких ядер было проведено при первичных энергиях, изменяющихся от порога рождения ( 650 МэВ на нуклон) до нескольких ГэВ на нуклон. Многие из этих экспериментов [15-21] были посвящены изучению образования в зависимости от переданной энергии в реакциях перезарядки с различными легкими ядрами мишени. В ранних работах [15,16] было показано, что пик сечения образования резонанса при  300 МэВ в реакциях смещен в сторону меньших значений в сравнении с соответствующим пиком в реакции . Это смещение было подтверждено в последующих экспериментах [21-25] и ассоциировалось с коллективным (не нуклонным) возбуждением резонанса в ядрах.
В современной квантовой хромодинамике (КХД) рассматривается возможность фазового перехода ядерного вещества в гипотетическое состояние кварк глюонной плазмы. Спектр возбуждения ядерного вещества на границе фазового перехода должен быть очень сложен, но представляется несомненным, что его нижние состояния будут связаны с образованием -изобары и других барионных резонансов [1]. Таким образом, сведения о свойствах -изобары в ядерном веществе важны и для развития одного из самых современных направлений физики – ядро-ядерных соударений при сверхвысоких энергиях [1].
Идентификация структур в распределении по инвариантной массе коррелированных пар протонов и пионов является прямым доказательством того, что нуклоны возбуждаются до выше лежащих резонансов [1]. Главным препятствием, которое должно быть преодолено при реконструкции инвариантной массы резонансов, является наличие широкого фона от некоррелированных пар [1]. В периферических реакциях с легкими ядрами, например в реакциях вызванных протонами [26,27] и ядрами ³He [28] при бомбардирующих энергиях около 2 ГэВ, корреляции были успешно проанализированы и получено массовое распределение резонанса. Масса резонанса была смещена приблизительно на –25 МэВ/с² в сторону меньших масс в реакциях на различных ядрах-мишенях в сравнении с реакциями на протонах [61-63].
В работах [29,30] в условиях полной геометрии с помощью 2-м пропановой пузырьковой камеры нами было изучено образование - и -резонансов в соударениях ядер ⁴Не с ядрами углерода при первичном импульсе 4.2 ГэВ/с на нуклон и ¹²C взаимодействиях при импульсе пионов 40 ГэВ/с. Для того чтобы как можно больше уменьшить фоновый вклад от некоррелированных пар, был проанализирован угол между протоном и пионом. При распаде -изобары на лету угол между вылетающим протоном и пионом в лабораторной системе определяется соотношением
, (2.3)
где и – импульсы протона и пиона, и – их энергии, и = 1232 МэВ/с². Это значение было сравнено с косинусом экспериментально измеренного угла ,
, (2.4)
Экспериментальное распределение по инвариантной массе пар было построено используя следующие критерии:

1. 
   Были использованы только комбинации удовлетворяющие неравенству
   

‌ , (2.5)
где - параметр обрезания, теоретически лежащий в интервале [0, 2]. При этом, чем точнее измерены импульсы протона и пиона, тем ниже должен быть верхний предел этого интервала.

2. 
   Протоны, имеющие импульс р>3 ГэВ/с и угол вылета относительно первичного
   

пучка в ⁴НеС-соударениях при импульсе 4.2 ГэВ/с на нуклон, считались спектаторными и исключались из дальнейшего анализа.

3. 
   Протоны, испущенные из углеродной мишени и имеющие импульс в лабораторной системе координат р0.2 ГэВ/с, считались испарительными и исключались из дальнейшего рассмотрения.
   

4. Все события должны были лежать в области, разрешенной кинематически для столкновений, определенной неравенством Бьюклинга и Каянте [31]. Этот критерий должен был исключить физически некоррелированные пары протонов и пионов.
Следует отметить, что из всех вышеприведенных критериев (1) – (4), наиболее эффективным является критерий (1), который позволяет получить наибольшее подавление фона.
Экспериментальные распределения были получены, используя вышеуказанные критерии, путем комбинирования протонов и пионов в каждом отдельном событии. Фоновые распределения строилось по тем же критериям, что и экспериментальные распределения, но комбинировались протоны и пионы, подобранные случайным образом из разных событий. Для учета влияния топологии событий при получении фоновых распределений комбинировались события с равными множественностями частиц. Число разыгранных фоновых комбинаций по каждому изучаемому резонансу было в пять и более раз больше, чем соответствующее число комбинаций в экспериментальном распределении. По сравнению с экспериментальными, фоновые распределения нормировались на число комбинаций в эксперименте. Чтобы получить массовое распределение резонанса, было проанализировано распределение разности между спектрами экспериментальных и фоновых инвариантных масс, данное соотношением
, (2.6)
где – это нормировочный фактор. Интерпретируя распределение как чистый -сигнал, мы аппроксимировали его релятивистской формулой Брейта – Вигнера [32]:
, (2.7)
где и – масса и ширина резонанса. Набор распределений для различных значений параметров и фитировался функцией Брейт – Вигнера , и значение было найдено для каждого фита. Параметры и были определены путем минимизации разности . Таким образом, был найден набор из двух параметров для каждого экспериментального спектра, полученного при различных значениях и . Наилучшие значения параметров и были определены из анализа поведения функции путем нахождения минимума .
На рис. 2.1 представлены экспериментальные распределения инвариантных масс пар и в ¹²C взаимодействиях при импульсе пионов 40 ГэВ/с, полученные без критерия обрезания по параметру .