Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА I. Поиск узких резонансов в дифракционных процессах
1. Дифракционный механизм образования нуклон-ных резонансов 12
2. Выделение процессов ДД 19
3. Кинематика УБР, рожденных нейтронами и распадающихся на 1Г(1385) и К"1" 25
ГЛАВА II. Постановка экспериментов по поиску узких еарионных резонансов, рожденных в процессе дифракции нейтронов
1. Основные требования, предъявляемые к постановке экспериментов 30
2. Пучок нейтральных частиц канала 4Н серпуховского ускорителя 33
3. Спектрометр ЕИС-І 36
4. Спектрометр БИС-2 и его характеристики 40
5. Условия экспозиции спектрометров ЕИС-І и ЕЙС-2 43
ГЛАВА III. Методика обработки данных и получения результатов
1. Общая структура обработки данных и получения результатов 47
2. Моделирование изучаемого процесса и условий его регистрации 52
3. Геометрическая реконструкция зарегистрированных событий 58
4. Выделение исследуемых событий 68
ГЛАВА ІV. Наблюдение Узкого резонанса в системе 2~(І385)К+
1. Поиск УЕР с помощью спектрометра БИС-І 78
2. Наблюдение узкого резонанса в системе Z"(I385)K+ с помощью спектрометра ШО-2 83
ГЛАВА V. Исследование характеристик резонанса
I. Характеристики рождения 94
2. Характеристики распада 105
ГЛАВА VІ. Экзотические резонансы и их интерпретация
1. Наблюдение экзотических барионных резонансов 111
2. Интерпретация экзотических барионных состояний 115
3. Интерпретация обнаруженного резонанса 121
Заключение 125
Приложение 129
Литература 132
- Дифракционный механизм образования нуклон-ных резонансов
- Пучок нейтральных частиц канала 4Н серпуховского ускорителя
- Геометрическая реконструкция зарегистрированных событий
- Наблюдение узкого резонанса в системе Z"(I385)K+ с помощью спектрометра ШО-2
Введение к работе
Спектроскопия адронов играет важную роль в вопросах систематики элементарных частиц, выяснения их внутреннего строения, а также формирования и развития представлений о природе сильного взаимодействия частиц. Благодаря накоплению экспериментальной информации о спектрах частиц и резонансов в 50-х и 60-х годах были сформулированы и развиты идеи симметрии в систематике элементарных частиц, что логически привело к появлению кварковой модели их строения. В этой модели сорт кварков, т.н. аромат, был связан со степенью свобода, подчиненной законам симметрии. В дальнейшем, в процессе развития теории, идеи симметрии были обобщены с учетом новой степени свободы, цвета кварков. Разработанная модель строения адронов нашла свое отражение в теории сильных взаимодействий , квантовой хромодинамике (КХД). В рамках КХД динамика процессов сильного взаимодействия проявляется, в основном, как результат цветовой степени свободы. Постулируется, что все наблюдаемые частицы являются бесцветными объектами, т.е. их кварковий состав обеспечивает нейтральность по цвету. Этот постулат адекватен идеи невылетания кварков из адронов. Все адроны, наблюдавшиеся в природе до настоящего времени, могут быть отнесены к двум классам: класс мезонов, частиц с нулевым барионным числом и целочисленным спином, и класс барионов, частиц с отличным от нуля барионным числом и полуцелым спином. В наивной кварковой модели мезоны это связанные состояния кварка и антикварка (a a") , a ба-рионы - связанные состояния трех кварков (Q ) .К резонансам обычно относят возбужденные состояния таких систем, которые в результате сильного взаимодействия в конечном счете распадаются на стабильные частицы. Характерное время жизни резонансов состав.
Ширины или вероятности распада резонансов обусловлены величиной фазового объема, а возможные каналы распада ограничены требованием сохранения квантовых чисел, характерных для процессов сильного взаимодействия (изотопический спин, С , G и Р -четности, странность, очарование и др.). С увеличением массы резонансов, характеризущихся определенным набором квантовых чисел, увеличивается и их ширина. Это связано с ростом фазового объема и появлением новых разрешенных каналов распада.
Если исходить только из постулатов КХД, то классификация адронов может быть значительно расширена. Например, в рамках принятой схемы КХД (SU(3) симметрия для цветовой степени свободы), кроме обычных мезонов и барионов, бесцветными, т.е. наблвдаемыми, могут быть так называемые мультикварковые состояния: мезоны, состоящие из двух кварков и двух антикварков (я q яд) ; барионы, состоящие из четырех кварков и одного антикварка; дибарионы и др. Такие объекты могут проявить себя как резонансы с необычными для стандартных адронов свойствами (барионное число больше единицы, барионное число равное единице при положительной странности и т.п.). Одним из возможных проявлений мультикварковых состояний может быть также аномальная узость резонансов.
Поиск узких резонансов является важным аспектом в научных программах экспериментальных исследований, проводимых на всех крупнейших ускорителях элементарных частиц. К настоящему времени зарегистрированы несколько кандидатов в узкие резонансы, которые могут быть рассмотрены как указания на мультикварковые состояния. Однако, недостаточная экспериментальная информация, накопленная в этой области, не позволяет ни надежно установить существование таких состояний, ни систематизировать имеющиеся результаты. Ирин ципиально важной задачей остается поиск новых статистически обеспеченных состояний.
Основной целью данной диссертационной работы является поиск узкого барионного состояния в системе 2Г(1385)К+ , рожденного в процессе взаимодействия нейтронов с энергией около 40 ГэВ с ядрами углерода.
Поиск резонансов был начат в 1975 г. с помощью магнитного спектрометра БЙС-І, оснащенного искровыми камерами с магнито-стрикционным съемом информации и расположенного в пучке нейтронов серпуховского ускорителя У-70. В результате анализа зарегистрированной экспериментальной информации было получено указание на рождение узкого резонанса, распадающегося по каналу 2Г(1385)1 + . Созданный в 1977 г. на базе пропорциональных камер магнитный спектрометр БЙС-2 позволил на качественно новом уровне продолжить поиск узких резонансов. В результате серии экспозиций, проведенных с помощью БИС-2 на нейтральном канале 4Н ускорителя У-70, были получены экспериментальные данные, позволившие подтвердить существование узкого барионного резонанса и исследовать его свойства.
В настоящей диссертации приводятся результаты поиска, наблюдения и исследования узкого резонанса в системе JET(I385)K+ . Она состоит из введения, шести глав, заключения и приложения.
Дифракционный механизм образования нуклон-ных резонансов
Дифракционные процессы играют существенную роль в реакциях, проходящих при взаимодействиях элементарных частиц высоких энергий. При энергии пучка несколько десятков ГэВ и выше доля этих процессов составляет до 50$ от полного сечения неупрутого рассеяния адронов .
К процессам неупругого дифракционного рассеяния относят процессы неупругих адронных взаимодействий, проявляющих сходство с упругим рассеянием. В основном, эти процессы идут с малой передачей импульса, так что дифференциальные сечения имеют острые пики в направлении вперед, между группами частиц в конечном состоянии имеется большой интервал по быстроте, их сечение почти не зависит от энергии, сечения с участием частиц и античастиц приближенно равны между собой, в t -канале преобладает обмен квантовыми числами вакуума. Процессы подобного типа называют процессами дифракционной диссоциации (ДЦ), а перечисленные выше свойства служат их эмпирическим определением.
Существуют два основных теоретических подхода к описанию явления ДО. Один из них связан с t канальной картиной рассеяния, он выделяет обменный характер взаимодействия. В рамках этого подхода процессы ДЦ определяются как неупругие процессы, идущие посредством обмена сингулярностью Померанчука, что автоматически обеспечивает выполнение указанных свойств.
Второй подход к описанию ДЦ, s -канальный, предполагает аналогию между адронными дифракционными процессами и оптикой. Начальный адрон рассматривается как суперпозиция различных "затравочных" многочастичных состояний, которые при достаточно большой начальной энергии в результате взаимодействия с мишенью переходят в открытые каналы. Это приводит к поглощению налетающей волны и, если различные компоненты налетающего адрона поглощаются по-разному, волна "перестраивается", образовывая новое состояние адрона, отличное от начального.
Отдельные черты дифракционных явлений лучше воспроизводятся либо в t -канальном, либо в s -канальном подходе. Наибольший успех имеют модели, учитывающие требования, связанные с обеими моделями.
Спектры инвариантных масс (Мх) систем, образованных при ДЦ нуклонов, пионов или каонов, имеют одну общую характерную особенность: диссоциированные системы более интенсивно образуют вблизи порога по массе (в основном, в области М 2 ГэВ/с ) и с ростом массы спектр убывает в соответствии со степенным законом. Увеличение сечения образования систем с малым 14 х называют пороговым усилением. В области масс порогового усиления наблюдается структура, связанная с образованием резонансов. Экспериментально было определено, что, в основном, форма массового спектра слабо зависит от начальной энергии и от типа взаимодействующих частиц. На рис.1.1 приведены спектры эффективных масс систем г\Я+ , psr" и ЛК+ , образованных в процессах дифракции нуклонов при различных энергиях, иллюстрирующие ровдение нуклонных резонансов с мае-сами 1480 и 1688 МэВ/с . В результате экспериментальных исследований процессов ДД нуклонов в различные системы было показано, что в околопороговой области масс происходит интенсивное образование нуклонных резонансов (резонансов с изотопическим спином I = 1/2): N (1440), N (I520), N (I6B8) и др. Учитывая, что с ростом энергии процессы дифракционной диссоциации становятся одним из основных каналов реакции, при больших энергиях механизм дифракционного рождения нуклонных резонансов доминирует по сравнению с другими процессами. Это утверждение должно быть также справедливо для рождения экзотических узких барионных резонансов со скрытой экзотикой, например, с внутренними квантовыми чис /15/ лами нуклона. В ряде теоретических работ, в частности, предсказывается основная роль дифракционного механизма при рождении пятикварковых барионов.
Детальный анализ амплитуд дифракционного рождения установил, что эффект порогового усиления, кроме резонансного вклада, обусловлен также вкладом нерезонансной природы. Объяснение нерезонансного механизма порогового усиления дано в модели, предложенной Дреллом, Хиидой /16/ и Деком I7 . В рамках этой модели пороговое усиление объясняется наличием доминирующего вклада диаграммы с двойным обменом в t -канале (рис.1.2).
Распределение по массе И , к которому приводит ЇГ обменная диаграмма ДХД в совокупности с учетом резонансного вклада удовлетворительно согласуется с экспериментальными данными. Распределение, предсказанное моделью, является достаточно широким (несколько сот МэВ/с ), но в ряде случаев трудно отделить вклад механизма ДХД в эффект порогового усиления от вклада широких нуклонных резонансов, образованных в процессе ДЦ. Однако выделение узких барионных резонансов в спектре масс дифракционно рожденных систем на фоне процессов ДХД не представляет особых трудностей.
Поиск узких резонансов в дифракционных процессах обладает целым рядом преимуществ. По сравнению с другими адронными процессами, процессы ДЦ экспериментально хорошо идентифицируются и надежно выделяются. В процессе ДЦ сохраняются основные квантовые числа исходного адрона (исключение составляют спин и пространственная четность). Этот факт является весьма важным в поисковых экспериментах, проводимых при высоких энергиях, где вопрос идентификации продуктов реакции является не простой задачей. В отличие от других процессов множественного образования адронов, где поиск узких резонансов следовало бы осуществлять в многообразных комбинациях конечных состояний, в процессах ДД относительно меньшая множественность позволяет надежно их выделять.
Пучок нейтральных частиц канала 4Н серпуховского ускорителя
Выбор параметров пучка, мишени и конструкции установки определяется особенностями поставлешой задачи - поиск и исследование узкого барионного резонанса в реакции (I).
На первом, поисковом этапе, достаточно зарегистрировать несколько десятков резонансных событий. На следующем этапе - определения основных характеристик резонанса - требуется выделить не менее сотни событий рождения узкого резонанса. С учетом существующих экспериментальных данных по процессам ДД нуклонов в странные частицы можно ожидать, что произведение сечения рождения узких барионных резонансов на вероятность их распада по изучаемому каналу не превышает — I мкб на нуклон. Ширина УЕР, полученная из различных теоретических оценок, не должна превышать несколько десятков МэВ/с .
Приведенные оценки обуславливают требования, предъявляемые к эффективности спектрометра, его избирательности и разрешению по массе изучаемой системы, а также определяют необходимую светимость (параметры пучка и мишени).
Регистрация процесса (I), как и других процессов ДД, может быть эффективно осуществлена так называемыми "FORWARD" спектрометрами, отличающимися относительной простотой конструкции. Такие спектрометры размещаются непосредственно за мишенью по оси пучка. Они представляют собой систему трековых детекторов, расположенных вдоль оси пучка до и после аиализирущего магнита. Особенность спектрометров - регистрация вторичных частиц, рожденных в области фрагментации пучка. Это позволяет уже на уровне регистрации выделить значительную долю дифракционных процессов среди других реакций.
Важное требование, которое предъявляется спектрометрам, это высокая эффективность регистрации исследуемого процесса.Геометрическая эффективность регистрации событий, в основном, определяется конфигурацией и размером спектроскопического магнита, расположением и размерами детектирующих приборов.
Оптимизация спектрометра по геометрической эффективности при регистрации процесса (I) обусловлена компромиссом между требованиями максимальной угловой апертуры и максимально возможной длиной распадной базы для А . Угловая апертура ограничена размером зазора полюсов спектрометрического магнита и увеличивается при уменьшении расстояния от мишени до центра магнита. Длину распадной базы для А гиперонов можно выбрать, в принципе, достаточно большой, но при этом увеличивается расстояние мишени от центра магнита и, следовательно, уменьшается угловая апертура. Из оценок, полученных методом Монте-Карло, следует, что при серпуховских энергиях оптимальной является длина распадной базы 50-200 см.
Размеры детекторов перед спектрометрическим магнитом определяются поперечными размерами зазора между полюсами, а за магнитом размеры детекторов ограничивают геометрическую эффективность спектрометра. Причем это ограничение тем сильнее, чем больше величина магнитного поля в спектрометрическом магните. Величина поля в магните выбирается как компромисс между требованиями максимальной геометрической эффективности и высокого разрешения спектрометра по импульсам заряженных частиц.
В целом, эффективность регистрации изучаемого процесса зависит также от эффективности работы трековых детекторов и от конкретной реализации логического сигнала, запускащего спектрометр.
В результате оптимизации геометрии спектрометра методом Монте-Карло, о учетом применения существующих конструкций трековых детекторов (искровых и пропорциональных камер) и типичного спектрометрического магнита типа СП-40, было получено, что эффективность регистрации процесса (I) при энергии падавдих нейтронов от 20 до 70 ГэВ может составить около 10" +10"" .
Достижение высокой избирательности спектрометра для выделения процессов (І) в режиме регистрации представляется довольно сложной задачей. Однако, как показали оценки, простое требование, чтобы в области фрагментации пучка (область больших импульсов в лабораторной системе) было зарегистрировано не менее 4-х заряженных частиц, позволяет в значительной мере подавить регистрацию фоновых процессов. Важно также, что организация такой простой логики запуска спектрометра не требует большого времени в режиме "на линии" и, следовательно, не ограничивает существенно число запусков за цикл ускорителя. С учетом реальных размеров элементов годоскопических блоков, используемых при выработке запускающего сигнала (годоскопические элементы пропорциональных камер или сцинтилляционные счетчики), логика сигнала должна соответствовать не менее 3-4 заряженным частицам, прошедшим через основные элементы установки.
В соответствии с поставленной задачей необходимое разрешение по инвариантной массе изучаемой системы не должно превышать 10МэВ/с . Эта величина определяется точностью восстановления углов и импульсов регистрируемых заряженных частиц и может быть реально достигнута при использовании в качестве трековых детекторов искровых или пропорциональных камер с типичным шагом намотки (1-2 мм).
Необходимая светимость эксперимента, которая определяется параметрами мишени и пучка, рассчитанная в соответствии с оценками сечения рождения УБР и характерной эффективностью их регистра-ции, должна быть не менее 10 -10 см . Для достижения большей светимости желательно использовать тяжелые ядра, но в этом случае увеличивается вероятность вторичных взаимодействий в мишени и рассеяния рожденных заряженных частиц. Наличие в пучке /-квантов увеличивает долю фоновых процессов, связанных с их взаимодействием в мишени. Оптимальными являются мишени из легких ядер (углерод, бериллий и т.д.) толщиной около 0,1 ядерной длины. При использоваїши углеродной мишени указанная светимость соответствует интегральному потоку через мишень 1(г -10 нейтронов. С учетом 500-1000 часов выделяемого на У-70 времени для проведенияэкспериментов, при цикле ускорителя 9 сек., требуемая интенсив 6 7 ность пучка нейтронов равна 10-10 нейтронов/цикл.
Геометрическая реконструкция зарегистрированных событий
С помощью спектрометра ШС-2 исследования были продолжены на более высоком экспериментальном уровне. Блок-схема расположения экспериментальной аппаратуры БИС-2 на канале kW приведена на рис.2.3. В состав спектрометра входят: магнит СП-40, система из II пропорциональных камер PCI-II и годоскоп спинтилляционных счетчиков HI .
Для регистрации и идентификации электронов, позитронов и гамма-квантов в состав спектрометра были включены черенковский ливневый детектор-годоскоп HCG, а для регистрации и идентификации мюонов - детектор мюонов, состоящий из железных поглотителей и годоскопических спинтилляционных счетчиков HI и НЗ .
Общая система координат спектрометра "привязана" к пучку частиц и центру магнита СП-40: начало координат в центре магнита, ось 02. совпадает с направлением движения нейтронов, ось 0Y направлена вдоль оси вектора магнитного поля, а ось ОХ так, чтобы система координат была правой.
Пропорциональные камеры использовались как для восстановления треков заряженных частиц. Они позволяют обеспечить: 1) высокую эффективность триггера и регистрации многотрековых событий при минимальном количестве вещества в детекторах частиц; 2) надежную работу спектрометра в пучке нейтронов с интен-сивностью 2 10 нейтронов/с при толщине мишени от I до 20 г/см ; 3) хорошее пространственное и временное разрешения, состав-ляющие 0,6 мм и 20 не, соответственно. Все PC (за исключением PC%) двухкоординатные и содержат в одном газовом объеме две сигнальные плоскости: "X" - с вертикальной и "Y" - с горизонтальной намоткой сигнальных проволок. Для устранения неоднозначности, возникающей при восстановлении пространственных параметров треков заряженных частиц в многотрековых событиях, ряд камер были ориентированы для измерения "U" и "V" -координат. Сигнальные плоскости таких камер были повернуты вокруг оси 01 на определенный угол. Применялись как "стандартные" камеры (с "X" и "Y" -сигнальными плоскостями), повернутые, в целом, вокруг оси 01 на 10, так и специально сконструированные камеры, в которых сигнальные проволоки "U и "У" были намотаны, соответственно, под углом 22,5 и -22,5 к вертикальной оси 0Y , Подробно конструїщия и характеристики PC спектрометра БИС-2 описаны в работах /38 39/. В систему спинтилляционных детекторов БИС-2 входили следующие элементы: система мониторирования нейтронного пучка Пп , состоящая из трех счетчиков диаметром 120 мм и толщиной сцинтил-ляторов I см. Между первым и вторым счетчиками расположена свин-цовая пластина толщиной 4 мм (4,54 г/см ). При этом первый счетчик включен на антисовпадения с остальными двумя для регистрации нейтральных частиц в пучке. Импульсы с нейтронного монитора, кроме контроля нейтронного пучка, выполняли функции синхронизации работы установки с работой ускорителя. Годоскопическая плоскость HI , состоящая из 14 счетчиков (размерами 200x650x10 мм ), применялась в системе запуска по числу сработанных счетчиков. Счетчик антисовпадений А , который располагался до углеродной мишени, размером (250x250x10) мм был предназначен для подавления запусков спектрометра от взаимодействий заряженной примеси пучка с мишенью. Годоскопические счетчики Hi и НЗ предназначались для регистрации и идентификации / мезонов. Более подробное описание спектрометра БИС-2 дано в работе. Электронная связь обеспечивала работу спектрометра на линии с ЭВМ E0-I040, с помощью которой записывалась экспериментальная информация на магнитные ленты и осуществлялся контроль работы спектрометра. Мертвое время при передаче одного события в ЭВМ EG-I040 составляло 11-13 мс. Электронная алпаратура спектрометра, в которую входили аппаратура запуска, аппаратура регистрации, электроника связи, электроника управления и контроля, подробно описана в работах / /. В экспериментальном материале, представленном в данной работе, информация с детекторов И2. и НЗ , а также информация с НСС не анализировалась. При создании спектрометра ШС-2 были достигнуты главные требования, которые предъявляются к спектрометрам такого типа. Характеристики спектрометра находятся на уровне параметров лучших спектрометров, созданных для изучения странных частиц и редких резонансов. В таблице 2.1 приведено сравнение разрешения по эффективной массе для некоторых спектрометров /c5b»4J- 4b/ аналогичного типа.
Наблюдение узкого резонанса в системе Z"(I385)K+ с помощью спектрометра ШО-2
На первом этапе применялись созданные для этой цели программы, моделирующие рождение изучаемых событий и их регистрацию с помощью установок БИС-І (программа EFFBI5" ) и ШС-2 (программа "RSIflUL" ). Программы "EFFBI&" и "RSIMUL/ отличались структурой организации и, в основном, имели сходный алгоритм. В обеих программах использовался генератор равномерно распределенных случайных чисел w
Моделирование событий включало в себя: генерацию кинематики изучаемого процесса и определение соответствующей геометрии, проведение траекторий заряженных частиц через детекторы, вычисление номеров "задетых" частицами каналов камер, проверку выполнения условий триггера.
Процедура моделирования начиналась генерацией импульса падающих нейтронов. Импульс пучка генерировался в соответствии с заданным распределением. Траектория частицы пучка проводилась из "случайно" определенной точки во внутренней мишени в "случайную" точку мишени установки. Точка взаимодействия в мишени установки вдоль оси пучка определялась с учетом поглощения пучка. Обычно моделировались события образования системы с определенной массой, распадавшейся практически в мишени, откуда вылетала нейтральная частица, соответствующая Л гиперону, и несколько заряженных частиц. Распады рожденных частиц разыгрывались в соответствии с кинематикой исследуемого процесса в своих системах покоя, а после лоренц-преобразования импульсов частиц - в лабораторную, все доводилось до проведения траекторий с определенными параметрами через установку, определения номеров "задетых" проволок в камерах с учетом эффективности их срабатывания. Эффективности срабатывания детекторов задавались такими, какими они были измерены в эксперименте .
При прохождении заряженных частиц через установку учитывалось их многократное кулоновское рассеяние в веществе. Для этой цели использовалась подпрограмма "TWIST /Ьс{/. в основе алгоритма этой подпрограммы заложено предположение о том, что распределение углов рассеяния и величины смещения в однородном слое вещества соответствует распределению Гаусса. Кроме того углы движения и рассеяния частиц предполагались малыми. В этом случае удается построить сравнительно несложный и быстро работающий алгоритм моделирования. Для этой цели спектрометр был разбит вдоль оси пучка условно на блоки, началом и концом которых являлись трековые детекторы. Каждый блок содержал определенное число элементов, т.е. слоев однородного вещества, в которых разыгрывалось кулоновское рассеяние.
После трассировки всех заряженных частиц через установку проверялось выполнение условия триггера. Если событие удовлетворяло условию триггера, то такое событие принималось и записывалось на ЛМСІ. На ЛМСІ записывалась та же информация о событиях, что и в эксперименте, а также дополнительная информация о полной кинематике разыгранного события.
При моделировании физических процессов использовалась такая же система координат, как и для экспериментальных событий.
На втором этапе производилась геометрическая реконструкция траекторий заряженных частиц по программам геометрической реконструкции. Эта процедура проводилась аналогично процедуре реконструкции экспериментальных событий. Шформация о параметрах восстановленных траекторий заряженных частиц и "нейтральных вилок" вместе со всей другой информацией переписывалась на ЛМС2.
В дальнейшем, используя программы статистического анализа и критерии выделения событий те же, что при анализе экспериментальной информации, были отобраны события, которые соответствуют зарегистрированному в эксперименте процессу (I)» Шли получены спектры всех основных параметров, характеризующих процесс (1),и проведено сравнение с аналогичными спектрами, полученными для экспериментальных событий. Необходимое согласие этих спектров достигалось путем коррекции моделированных событий с помощью процедуры "взвешивания". Эта процедура носила итерационный характер.
В поисковом эксперименте, проведенном с помощью установки ШС-І, в результате моделирования были определены полная эффективность регистрации исследуемых событий и зависимость эффективности регистрации от массы исследуемой системы Эта зависимость приведена на рис.3.2 (кривая а). При моделировании предполагался дифракционный механизм рождения системы Л5Г + , соответствующий процессу (I). Величина массы разыгрывалась равномерно во всем интервале регистрируемых значений. Полученная зависимость описывается гладкой кривой, монотонно убывающей с ростом массы системы.
Исследование характеристик рождения УБР проводилось с помощью спектрометра БИС-2. Следовательно, основное время было выделено на моделирование рождения и регистрации исследуемых событий в условиях эксперимента ШО-2. Была определена как полная эффективность регистрации событий, так и зависимости эффективности регистрации от различных параметров, характеризующих процесс(I).
На рис.3.2 кривая (б) соответствует зависимости эффективности регистрации спектрометром БИС-2 системы A ft К+ ( рожденной в процессе (I), от ее инвариантной массы. Полученная зависимость так же, как и для спектрометра БИС-І, определяется гладкой, монотонно убывающей функцией.
На рис.3.3 (а,б,в,г) приведены определенные зависимости эффективности регистрации событий процесса (I) от характеризующих его параметров Р , Рт , со$0 и cos Y . Било определено также, что эффективность регистрации событий (I) не зависит от азимутального угла Т . Расчеты эффективностей были проведены в предположении дифракционного рождения системы 2f(I385)K+ . Полученные характеристики эксперимента были использованы при определении параметров рождения УБР.
