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

Образование Δ-изобар на ядрах тантала в CTa-соударениях при импульсе 4.2 ГэВ/с на нуклон

Одной из важных проблем современной ядерной физики является изучение ненуклонных степеней свободы ядра. К этой проблеме относится и возбуждение барионных резонансов, в частности Δ(1232)-изобары в ядерном веществе. Существует много возможных теоретических подходов к интерпретации экспериментальных данных по возбуждению Δ(1232)-изобары в ядре, но их результаты, к сожалению, пока не однозначны [37]. Большинство экспериментов по возбуждению Δ(1232)-резонансов в легких ядрах были проведены при первичных энергиях, изменяющихся от порога образования Δ(1232) (~ 650 МэВ/нуклон) до нескольких ГэВ/нуклон. Во многих из этих экспериментов [38-43] изучалось образование Δ-изобары в зависимости от переданной энергии Q = E³He − Et в зарядообменной реакции A(³He, t) с различными ядрами-мишенями. В ранней работе [38] было показано, что пик сечения возбуждения Δ(1232)-резонанса при Q ≈300 МэВ смещен в сторону меньших значений Q в реакции ¹²С(³He, t) по сравнению с соответствующим пиком в реакции p(3He, t)Δ++. Это смещение было подтверждено в последующих экспериментах [39-43] и ассоциировалось с существованием коллективного (ненуклонного) механизма возбуждения Δ-резонанса в ядре. Отметим, что сам вопрос о коллективном возбуждении Δ-резонанса в ядре (или влиянии коллективных эффектов на его свойства в ядре) является достаточно сложным. Естественно, что ядерная Δ-изобара из-за сильного взаимодействия с нуклонами и виртуальными пионами ядра должна отличаться от свободной, что внешне приводит к изменению лишь нескольких параметров: положения Δ-максимума на энергетической шкале, его ширины и высоты (в расчете на один нуклон) и некоторых особенностей распада [37]. Однако возможных причин, которые могут привести к этим изменениям, гораздо больше [37]. Отметим некоторые из них: перенормировка вершины рождения Δ-изобары, возбуждение виртуального пионного поля, коллективное возбуждение ядра, связанное с движением Δ-изобары в его объеме, и др. Необходимо также учитывать особенности взаимодействия ядра-снаряда с ядром-мишенью (поверхностный или глубинный характер, влияние формфактора). На процесс образования и распада Δ-изобары в ядре, несомненно, должны влиять принцип Паули (уменьшение фазового объема) и взаимодействие в конечном состоянии (смягчение корреляций между первичным и конечным импульсами) [37]. Наконец, наблюдаемые параметры Δ-изобары в ядре могут изменяться из-за существования фоновых реакций. Детальный обзор экспериментальных работ по возбуждению Δ-изобары в легких ядрах и возможных теоретических интерпретаций модификации свойств Δ-изобары в ядерной материи дан в прекрасно написанных работах Строковского и др. [44], Мухина и Патаракина [37].
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 [45]. В целом средняя масса возбужденных барионных резонансов и число пионов, образованных в результате цепочки их распадов, увеличиваются с ростом бомбардирующей энергии [45]. Этот механизм является основным в образовании пионов и используется в ядерных транспортных моделях для описания динамики соударений релятивистских тяжелых ионов [46-53]. Экспериментальные результаты по возбуждению Δ-изобары в соударениях тяжелых ионов даны, например, в работах [45, 54-57]. Результаты этих работ показали, что ширины и массы Δ-изобар, образованных в столкновениях тяжелых ионов и рожденных в столкновениях свободных нуклонов, значительно различаются. Было показано, что свойства адронов модифицируются в плотной ядерной среде, образованной в центральных ядро-ядерных соударениях, что ведет к значительному уменьшению массы Δ(1232). Это явление объяснялось в рамках термальной и изобарной моделей [45, 58]. 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 сложным, но представляется несомненным, что его нижние состояния будут связаны с образованием Δ-изобары и других барионных резонансов [37]. Таким образом, сведения о свойствах Δ-изобары в ядерном веществе важны и для развития одного из самых современных направлений физики – ядро-ядерных соударений при сверхвысоких энергиях [37]. Настоящий параграф посвящен изучению образования Δ⁰- и Δ⁺⁺-изобар на тяжелых ядрах тантала в CTa-соударениях при импульсе 4.2 A ГэВ/ c путем анализа спектров инвариантных масс продуктов их распада в реакциях Δ⁰ → pπ− и Δ⁺⁺ → pπ+ с помощью методики анализа угла между протоном и пионом. Результаты работы сравниваются с соответствующими данными, полученными с использованием аналогичной методики, для Δ-изобар, образованных на ядрах углерода в CC- [33], ⁴HeC-соударениях [29] при импульсе 4.2 A ГэВ/c и в π−¹²С-взаимодействиях [30] при 40 ГэВ/c. Экспериментальный материал получен с помощью 2-м пропановой пузырьковой камеры Лаборатории высоких энергий ОИЯИ, в рабочем объеме которой размещались три танталовые пластинки толщиной 1 мм на расстоянии 93 мм друг от друга [58]. Камера находилась в магнитном поле напряженностью 1.5 Тл и была облучена на Дубненском синхрофазотроне ядрами углерода с импульсом 4.2 ГэВ/c на нуклон. Зарегистрированные в камере взаимодействия измерялись на полуавтоматах CAMET и обсчитывались на ЭВМ по программе геометрической реконструкции [58]. Статистика анализируемого материала составила 2420 измеренных неупругих CTa-событий, соответствующих неупругому сечению CTa-соударений при 4.2 A ГэВ/ c, равному 3445 ± 140 мбн [59]. Из-за поглощения в танталовых пластинках средний минимальный импульс регистрируемых заряженных пионов составлял p _π ≈ 80 МэВ/c, а протонов – p_p ≈ 240 МэВ/c [60]. Усреднение проводилось по углу вылета частицы из пластины. Средняя ошибка в измерении углов составляла 0.01 рад, а средняя относительная ошибка в определении импульса по кривизне трека в магнитном поле – 12% [58]. Однако протоны с импульсами p_p < 0.5 ГэВ/c определялись по пробегу в пропане, и ошибка этих измерений не превышала 2% [62]. В импульсном интервале до ~1 ГэВ /c протоны и π+-мезоны идентифицировались по ионизации и пробегу [59]. В области p_p > 1 ГэВ/ c протоны учитывались путем введения весов на основе вычитания числа π⁺-мезонов из числа зарегистрированных однозарядных положительных частиц с импульсом более 1 ГэВ/c в предположении, что в этой области импульсов число π+- и π−-мезонов одинаково, так как налетающие ядра углерода содержат одинаковое число протонов и нейтронов [59]. Были внесены поправки на потерю частиц, вылетающих под углом около 90^◦ к направлению пучка и останавливающихся в танталовой пластине, а также на потерю частиц, вылетающих под большим углом к плоскости фотографирования. Более подробно методические вопросы, связанные с восстановлением кинематических характеристик вторичных частиц, их идентификацией, а также с введением поправок на потерю частиц в CTa-соударениях при 4.2 A ГэВ/ c, описаны в работах [61, 62]. Поскольку целью настоящей работы является исследование образования Δ-изобар на ядрах-мишени ¹⁸¹Ta, необходимо определить области импульсов протонов и пионов, образованных на ядре-мишени. Нетрудно показать, что пионы, рожденные на нуклонах ядра-мишени ¹⁸¹Ta, будут иметь импульсы в л.с., меньшие величины