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

Рис. 2.7. a –– Экспериментальное dn/dM (•) и фоновое dnb/dM (◦) распределения инвариантных масс pπ−-пар, полученные при наилучшем значении параметра ε, и наилучшее фоновое распределение adnb/dM ( ), полученное при наилучшем значении параметра a; б ––соответствующее распределение D(M) (•) разности между распределением экспериментальных инвариантных масс dn/dM pπ−-пар и наилучшим фоном adnb/dM при наилучших значениях параметров ε и a и соответствующий фит (кривая) функцией Брейта–Вигнера b(M).
Как видно из рис. 2.7a, 2.8a и 2.9a, экспериментальные распределения по инвариантной массе пар pπ⁻, pπ⁺ и pπ^± характеризуются наличием статистически обеспеченной резонансноподобной структуры в области, ожидаемой для Δ(1232)-изобар. Следует отметить, что при полученных наилучших значениях параметра ε какие-либо структуры, связанные с возбуждением нуклонных резонансов с более высокими массами, в экспериментальных спектрах не наблюдаются, а сами спектры за областью резонансноподобной структуры быстро спадают и практически достигают нулевой интенсивности при Mpπ ≈ 1450 МэВ/c². Как видно из рис. 2.7б, 2.8б и 2.9б, получено хорошее описание массовых распределений Δ-изобар релятивистской формулой Брейта–Вигнера. Таким образом, использование критерия (4) с параметром обрезания ε вместе с критерием стабильности по параметру a позволило нам эффективно выделить массовые распределения Δ-изобар, образующихся на ядрах тантала в CTa-соударениях при импульсе 4.2 A ГэВ/ c.



Рис. 2.8. То же, что и на рис. 2.7, для спектров инвариантных масс pπ+-пар.

Полученные значения параметров аппроксимации массовых распределений Δ-изобар функцией Брейта–Вигнера, а также значения R = 1− a, являющиеся оценками доли пионов, образованных от распадов Δ-изобар, представлены в табл. 2.5.