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

p_b = p₀ m_π/ m_p*(1 +Δp_π/p_π )_ ≈ 0.7 ГэВ/c, (2.8)
где p₀ = 4.2 A ГэВ/ c – импульс налетающего ядра углерода; m_π и m_p – масса пиона и протона соответственно; Δ_pπ/pπ = 12% – средняя относительная ошибка в определении импульса пиона по кривизне трека в магнитном поле. В физике ядерных соударений потери энергии велики, и налетающий сохранившийся нуклон трудно отличить от нуклонов, выбитых из ядра-мишени. Для определения импульсной границы между нуклонами, выбитыми из ядра-мишени, и сохранившимися нуклонами, как правило, используют модельные расчеты [63]. В работах [63, 64] с помощью модели FRITIOF была определена граница между лидирующими и нелидирующими протонами в pC-соударениях при том же первичном импульсе 4.2 A ГэВ/ c, как и в случае CTa-соударений. Было установлено [63, 64], что протоны, выбитые из ядра-мишени в pC-соударениях при 4.2 ГэВ/c, имеют импульсы менее 1.4 ГэВ/c в л.с., а в области pp > 1.4 ГэВ/ c доминируют сохранившиеся протоны.
Для анализа образования Δ⁰- и Δ⁺⁺-изобар на ядрах ¹⁸¹Ta [65] были использованы π⁺- и π⁻-мезоны в интервале импульсов p_π ≤ 0.7 ГэВ/ c и протоны в интервале импульсов p_p ≤ 1.4 ГэВ/ c в л.с. Средняя множественность π⁺- и π−-мезонов с импульсами p_π≤ 0.7 ГэВ/ c в л.с. в CTa-соударениях при 4.2 A ГэВ/ c составила 2.5 ± 0.1 и 2.9 ± 0.1 соответственно, а средняя множественность протонов с p_p ≤ 1.4 ГэВ/ c – 12.2 ± 0.3. Измеренные импульсы протонов и пионов были использованы для расчета инвариантной массы pπ-системы M из соотношения
M² = (E_p + E_π)² − (P_p + P_π)², (2.9)
где E_p, E_π, P_p, P_π – энергия и импульс протона и пиона соответственно.
На рис. 2.4a и 2.4б представлены экспериментальное и фоновое распределения по инвариантной массе пар pπ⁻ и pπ⁺ соответственно. Отметим, что здесь и далее в расчетах инвариантных масс пар pπ использовались протоны и пионы из области ядра-мишени в интервале импульсов p_p ≤ 1.4 ГэВ/ c и p_π ≤ 0.7 ГэВ/ c в л.с. соответственно. Экспериментальное распределение по инвариантной массе пар pπ было получено путем комбинирования протонов и пионов в каждом индивидуальном событии эксперимента. Фоновое распределение по инвариантной массе пар pπ было получено путем комбинирования протонов и пионов, выбранных случайным образом из разных событий. Для построения фона было разыграно в 5 раз больше комбинаций, чем в экспериментальном распределении. Далее число комбинаций пар pπ в фоновом распределении было нормировано на число комбинаций в экспериментальном распределении. При розыгрыше фона учитывалась топология событий в эксперименте, т.е. комбинировались протоны и пионы из событий с одинаковыми множественностями протонов и пионов.
Как видно из рис. 2.4a и 2.4б, резонансноподобной структуры в области около M_Δ = 1232 МэВ/c², ожидаемой для Δ⁰- и Δ⁺⁺-резонансов, не наблюдается, а сами максимумы распределений смещены в область M <1150 МэВ/c². Это обусловлено тем, что для большинства пар pπ экспериментальный спектр dn/dM содержит существенный вклад от некоррелированных пар протонов и пионов, что приводит к подавлению резонансноподобной структуры [29,30,33,45]. Для того чтобы максимально уменьшить фоновый вклад от некоррелированных пар, была использована методика анализа угла между протоном и пионом, успешно примененная для реконструкции массового распределения Δ⁰- и Δ⁺⁺-резонансов в работах [29,30,33].