A tűzgömb kialakulása után kialakulhat a k ≥ 2 részecske végállapota és a tűzgolyó elbomlik. A tűzgolyó-bontás igazságával kiindulva feltételezzük, hogy az M útvonal utáni első lépésben. A fenti lépésben ezen esetek végrehajtásával a tűzgolyó-bontás valós értékei számszerűen nagyon könnyen megbizonyosodhatnak.
A fentiekből kiindulva, az 1-es tűzgömb valós osztóinak száma 11. Matematikailag keressük meg az A vagy B esemény valós osztóját, pl. a P(A+B) =P(A) + P(B)−P(AB) meghatározása a cél. A két eset természetesen azonos P = 1/2 valószínűséggel fordulhat elő, amit a végeredménynél figyelembe kell venni.
Különböző számú tűzgolyó tényleges esélyhányadosa, ahol csak 3 tűzgolyóval határoztam meg az esetet számszerűen igen. A hadronizációs valószínűség (24) kifejezésében az utolsó magyarázható tényező az ún. Azokvarkok esetében értelmes közelítést tehetünk a tényleges termelési sebességre, ha feltételezzük, hogy Pu ≈ Pd.
A modellszámok és a kísérletileg meghatározott effektív keresztmetszetek tartalmazzák a kvarkfejlődés valószínűségi értékeit egyenlettel korrigálva, a 3. táblázatban összefoglalt c és b kvarkok tényleges keletkezési valószínűsége további magyarázatra szorul ebben a részben. A két folyamatra kapott hadronizációs sebességek arányát véve a kívánt teljesítmény-keresztmetszet a következő
Ebben az egyszerű esetben a (76) explicit alkalmazásával kiszámítottam a teljes 1 tűzgömb normalizált hadronizációs valószínűséget. A folyamatokat Monte-Carlo szimulációk sorozatával vizsgálják, és mérésekből határozzák meg valódi értékeiket. A Monte-Carlo szimulációk eredménye a proton-antiproton csendes annihilációs szekvenciában rejtett végső multiplikatív bázisok valódi száma.
Az egyes folyamatok tényleges értékein kívül hasznos a pionok számának eloszlásának meghatározása is a végső bázisban. A cél az ac, b paraméterek meghatározása úgy, hogy azok megfeleljenek a tényleges eloszlásoknak. A fentiek alapján könnyű kvarkok (u,d,s) esetén nyugodtan feltételezhető, hogy a kvark keletkezésének valószínűsége nulla.
A validálás során ezeket az értékeket használom, míg az alacsony energiájú számításoknál nagymértékben kihasználom a korábban illesztett kvarkképződési valószínűséget.
Boltzmann-Uehling-Uhlenbeck (BUU) transzport
Ebből következően nyilvánvalóan nem lehet egyértelmű parancsot alkalmazni az egyes közlekedőkre. Egy adott részecske teljes átlagos szélessége felírható a fragmentációs szélességek és az útszélességek összegeként, azaz :. 133). A szimulációk során a közegben lévő dilepton csillapítási szélességeket a vákuumértékeikre cserélem, azaz Γe+e− = Γρe+e−, míg a teljes szélességek a sűrűség függvényében változnak az útszélesítés miatt.
Sűrű környezetben természetesen számolni kell az út kiszélesedésével, ami az abroncsátmérőtől távolodva kissé növeli a hatást. A következőkben egy konkrét példán keresztül mutatom be az antiproton-nukleáris pályák sorozatában megbúvó dilepton spektrumok jellemzőit. A bombázási antiprotonok a laboratóriumi impulzustól, a p + p úton felszabaduló energia tömegközéppontjától függenek.
Hatékony közlekedési szimulációk eredményei, amelyek során a J/Ψ, Ψ(3686) és Ψ(3770) charmónium állapotok viselkedését vizsgáltam utcasorokban kialakuló sűrű környezetben. De mielőtt visszatérnénk a tulajdonképpeni dilepton spektrumhoz, érdemes megvizsgálni az út mentén kialakuló közeg tulajdonságait, amihez az egyes tesztrészecskék vizsgálata Megállapítható, hogy ez. Ez különösen jó hír, mivel a rendszerben elérhető maximális vastagság az út kezdeti szakasza, amely fejlődik és viszonylag sokáig tart.
Egyrészt a sűrű környezetben közlekedők nagyobb száma miatt az út szélesítése megnöveli a szemcsék r teljes szélességét, ami egyúttal szélesebb dilepton spektrumot is eredményez. Dilepton spektrumok összehasonlítása Ek= 6,7,8,9 GeV kinetikus energia asp+Au ¨ulic. Validálási lépésként a modelleredményeket összevetettem a proton-proton pályán meglévő mérési eredményekkel.
A fenti megfontolások alapján kiszámítottam az X(3872) keleti hatásátmérőt proton-proton ¨útvonalban√. A szimulációk során arra a következtetésre jutottam, hogy az út elején lévő antiprotonok nagy része, egy nagy vastagságú része másodszor elnyelődik, és charmónium bázisokat hoz létre, amelyek innen tovább terjednek a vastag közegbe. Ez a pont az útszélesség miatt nyilvánvalóan szélesebb, mint a vákuumpont.
Az illesztett paraméterek felhasználásával további becsléseket is készítettem az inkluzív D mezon eredeti proton-proton és pion-proton értékeire. problémák esetén. A statisztikai modell segítségével becsléseket végeztem az X(3872) lehetséges tetrakvark állapot proton-proton, pion-proton és proton-antiproton keresztmetszete tekintetében, beleértve a ¨oz´es√-t is.
