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

Таблица 2.5.
Параметры аппроксимации массовых распределений Δ-изобар, образованных на ядрах тантала в СTа-соударениях при импульсе 4.2 A ГэВ/ c, релятивистской формулой Брейта–Вигнера и значения R доли пионов, образованных от распадов этих резонансов


Рис. 2.9. То же, что и на рис. 2.7, для спектров инвариантных масс pπ±-пар.

Представляется интересным сравнить полученные результаты по Δ-изобарам, образованным на ядрах тантала в CTa-соударениях при импульсе 4.2 A ГэВ/ c, с соответствующими данными, полученными с использованием аналогичной методики, для Δ-изобар, образованных на ядрах углерода в CC- [33] и ⁴HeC-соударениях [29] при импульсе 4.2 A ГэВ/ c и в π^{− 12}С-взаимодействиях [30] при 40 ГэВ/c. Данные для всех этих соударений, усредненные по Δ⁰- и Δ⁺⁺-изобарам, представлены в табл. 2.6.

Таблица 2.6
Данные, усредненные по Δ⁰- и Δ⁺⁺-изобарам, образованным на ядрах тантала в СTа-соударениях и на ядрах углерода в CC- [33] и ⁴HeC-соударениях [29] при импульсе 4.2 A ГэВ/ c и в π⁻¹²С-взаимодействиях [30] при импульсе 40 ГэВ/c

Как видно из табл. 2.6, в целом массы Δ-изобар, образованных на ядрах тантала и углерода, оказались заметно меньше массы свободной нуклонной изобары MΔ = 1232 МэВ/c² с величиной смещения массы порядка средней энергии связи нуклона в ядре. Здесь интересно отметить теоретический расчет [68] (его результаты приведены в работе [45]), в котором получено смещение массы Δ(1232)-изобары в ядре ΔM_Δ ≈−10 МэВ/c² при учете поправок собственной энергии Δ из-за нуклонного взаимодействия в петле πN. Полученные нами смещения масс Δ-изобар, образованных на ядрах тантала и углерода, особенно в СТа-соударениях при импульсе 4.2 A ГэВ/c и в π−¹²С-взаимодействиях [30] при 40 ГэВ/c (ΔM_Δ = −8 ± 1 и –9 ± 3МэВ /c² соответственно), находятся в неплохом согласии с результатом [68]. Полученные результаты также не противоречат данным как по почти центральным NiNi- и AuAu-соударениям [45,34], так и по центральным NiCu-соударениям [57] при энергиях между 1 и 2AГэВ, где массы резонансов были смещены в среднем приблизительно на –60, –80 и –75 МэВ/c² по отношению к массе свободной нуклонной изобары. Маленькое смещение, наблюдаемое в случае Δ-изобар, образованных на ядрах тантала и углерода в CTa, CC и ⁴HeC-соударениях при импульсе 4.2 A ГэВ/c и в π^{− 12}С-взаимодействиях при 40 ГэВ/c, можно объяснить, как указано в работах [14,33,57], тем, что значение абсолютного смещения приблизительно пропорционально атомным массам участвующих ядер (или числу участников соударения) и уменьшается с увеличением параметра удара b [14,33,57]. В нашем случае результаты усреднены по всем возможным параметрам столкновения b.
Из табл. 2.6 следует, что средние ширины Δ-изобар, образованных на ядрах тантала и углерода, оказались существенно меньше, чем у Δ-изобары, образованной в столкновениях свободных нуклонов (Γ = 115 МэВ/c2). Как видно из табл. 2.6, средние ширины Δ-изобар, образованных в столкновениях π−-мезонов при импульсе 40 ГэВ/c и ядер ⁴He, C при импульсе 4.2 A ГэВ/ c с ядрами мишени – углерода, совпали в пределах ошибок, будучи независимыми от массы и энергии легкого ядра (частицы) снаряда [30]. Интересно отметить, что полученные ширины Δ⁰- и Δ⁺⁺-изобар (Γ = 86 ± 5 и 89 ± 5 МэВ /c² соответственно), образованных на ядрах тантала в CTa-соударениях при импульсе 4.2 A ГэВ/ c, практически совпали как между собой, так и со средними ширинами Δ-изобар, образованных на ядрах углерода в CC- и ⁴HeC-соударениях при импульсе 4.2 A ГэВ/ c и π^{− 12}С-взаимодействиях при 40 ГэВ/c. Отметим, что средние ширины Δ-резонансов, образованных в почти центральных NiNi-соударениях [34,45] при энергиях от 1 до 2 A ГэВ, также совпали в пределах ошибок. При этом средние ширины Δ-изобар, образованных на ядрах никеля в почти центральных NiNi-соударениях, оказались [45] приблизительно в 2 раза меньше средних ширин Δ-изобар, образованных на ядрах углерода при 4.2 A ГэВ/ c. Возможной причиной столь большого уменьшения массы и ширины Δ-изобар, образованных в почти центральных соударениях тяжелых ионов (NiNi, AuAu, NiCu), как указано в [45], может быть влияние ядерного окружения при высоких плотностях адронной материи или/и то, что Δ-резонансы находятся в термодинамическом равновесии с адронной материей при низкой температуре. В связи с этим интересно отметить теоретическую работу [70], в которой показано, что величина смещения массы адронов из-за ядерного окружения коррелирует с величиной адронной плотности ядерной материи.
Оценка доли R показала (см. табл. 2.6), что около 2/3 заряженных пионов, образующихся на ядрах тантала в CTa-соударениях при 4.2 A ГэВ/ c, возникает от распадов Δ-изобар. Оценки доли R заряженных пионов от распадов Δ-изобар, образующихся на ядрах углерода в CC- и ⁴HeC-соударениях при импульсе 4.2 A ГэВ/ c, также показали, что более половины пионов образуются от распадов Δ-изобар, что находится в хорошем согласии со значением R для CTa-соударений. Таким образом, из полученных значений R следует, что распады Δ-изобар являются доминирующими механизмами образования пионов при первичных импульсах 4.2 A ГэВ/ c. Аналогичные результаты были получены и для столкновений тяжелых ионов (NiNi и AuAu) при первичных энергиях в области между 1 и 2 A ГэВ в работах [34,45], где показано, что по меньшей мере половина всех заряженных пионов образуется от распадов Δ-изобар. Как видно из табл. 2.6, доля заряженных пионов, которые возникают от распадов Δ-изобар, образующихся на ядрах углерода в π−¹²С-взаимодействиях [30] при импульсе 40 ГэВ/c, оказалась равной (6 ± 1)%, что много меньше значений R, полученных для CTa, CC и ⁴HeC-соударений [29,33,66] при импульсе 4.2 A ГэВ/ c. Этого и следовало ожидать, поскольку при таких больших энергиях, как 40 ГэВ, открывается больше каналов для благоприятного образования как других нуклонных резонансов с большими массами, так и ρ⁰, ω⁰ и f⁰-мезонов [70, 71]. В работе [71] было показано, что около 30% заряженных пионов в π⁻¹²С-взаимодействиях при 40 ГэВ/c образуется от распадов ρ⁰, ω⁰ и f⁰-мезонов.
В заключение приведем сводку полученных результатов. С помощью методики анализа угла между протоном и пионом исследовано образование Δ⁰- и Δ⁺⁺-изобар на ядрах тантала в CTa-соударениях при импульсе 4.2 A ГэВ/ c. Впервые приведен критерий стабильности по параметру a, характеризующему вклад фона, использованный для реконструкции массовых распределений Δ⁰- и Δ⁺⁺-изобар. Путем аппроксимации массовых распределений Δ-изобар релятивистской формулой Брейта–Вигнера определены массы и ширины Δ⁰- и Δ⁺⁺-изобар, образованных на ядрах тантала, которые оказались заметно меньше соответствующих параметров свободной нуклонной Δ(1232)-изобары. Полученные ширины Δ⁰- и Δ⁺⁺-изобар (Γ = 86 ± 5 и 89 ± 5 МэВ/c² соответственно), образованных на ядрах тантала в CTa-соударениях при импульсе 4.2 A ГэВ/ c, практически совпали как между собой, так и со средними ширинами Δ-изобар, образованных на ядрах углерода в CC- и ⁴HeC-соударениях при импульсе 4.2 A ГэВ/ c и в π⁻¹²С-взаимодействиях при импульсе 40 ГэВ/c. Оценены доли R π⁺- и π⁻-мезонов, которые возникают от распадов Δ⁺⁺- и Δ⁰-резонансов, образующихся на ядрах тантала в CTa-соударениях при импульсе 4.2 A ГэВ/ c. Оценка доли R показала, что около 2/3 заряженных пионов с pπ _ 0.7 ГэВ/ c в л.с. в CTa-соударениях при импульсе 4.2 A ГэВ/ c образуются от распадов Δ⁰- и Δ⁺⁺-изобар. Полученные значения R находятся в хорошем согласии с оценками доли заряженных пионов от распадов Δ-изобар, образующихся на ядрах углерода в CC- и ⁴HeC-соударениях при импульсе 4.2 A ГэВ/ c, и подтверждают, что распады Δ-изобар являются доминирующими механизмами образования пионов при первичных импульсах 4.2 A ГэВ/ c.

2.