Документ взят из кэша поисковой машины. Адрес оригинального документа : http://xray.sai.msu.ru/~mystery/html/PhD/footnode.html
Дата изменения: Wed Dec 13 17:12:31 2006
Дата индексирования: Tue Oct 2 12:34:33 2012
Кодировка: Windows-1251
Поисковые слова: п п п п п п п п п п п п п п п п п п п п п

... процессов ¹

 Система, состоящая из большого числа взаимодействующих частиц, обладает коллективными свойствами, что проявляется в самосогласованном движении всех частиц, имеющем волновой характер. Волны могут обмениваться энергией и импульсом. Такого рода взаимодействия называют коллективными.

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

...Zasov-1976!Stars-disk] ^1.1

 Недостаток вещества в центральных областях звездных дисков по сравнению с законом (1.2) (``дыра'' или депрессия плотности) заложен, например, в моделях Галактики [334, 380] и ряде других [12].

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

... диска ^1.2

 Здесь мы говорим о средней по всем типам звезд величине $\Delta_\ast$. Относительно характера распределения звезд разных спектральных классов поперек плоскости диска см. в работе Бартая [13].

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

... бара ^1.3

 Бар -- вытянутое овалоподобное образование в центре некоторых (SB) галактик (см. § 1.3).

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

...Dehnen-Binney-1998!MW-disper(t)] ^1.4

 Согласно работе [898], дисперсия скоростей звезд практически не зависит от их массы, но изменяется с их возрастом. Так, для звезд моложе $5 \cdot 10^7$ лет величина $c_r \simeq 8 \div 10$ км/с практически не отличается от дисперсии скоростей газовых облаков, а для звезд-карликов, возраст которых близок к возрасту Галактики ( $\simeq 1 \cdot 10^{10}$ лет), $c_r \simeq 65 \div 70$ км/с. Зависимость дисперсии скоростей звезд от их возраста удовлетворительно аппроксимируется выражением $\hat c = (c^2_0 + D\,\tau)^{1/2}$, где $\hat c = (c^2_r + c^2_ \varphi + c^2_z)^{1/2}$; $c_0 = 10$ км/с; $\tau$ -- возраст звезды (в годах); $D = 6 \cdot 10^{-7}$(км/с)$^2$/год.

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

... диска ^1.5

 На периферии плоских галактик за пределами их спирального узора слой газа часто искривляется, отклоняясь от плоскости симметрии звездного диска на расстояние до нескольких килопарсек.

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

... диска ^1.6

 За исключением далеких периферийных областей.

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

... галактику ^1.7

 Такой спиральный узор называют grand design.

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

... узора ^1.8

 Их также называют флукулентными спиралями (flocculent).

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

... фона ^1.9

 В некоторых редко встречающихся галактиках ранних типов с крайне низким содержанием газа видны только слабоконтрастные спиральные ветви по старым звездам [899]. В галактиках с баром может наблюдаться весьма мощная (до 50 %) волна плотности в старом населении диска [45].

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

... галактик ^1.10

 В основном у эллиптических галактик, но есть и у спиральных.

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

...)^1.11

 В среднем у Sa-галактик $f = 6,\!2$; у Sb -- $4,\!5$; у Sc -- $2,\!6$.

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

... системах ^1.12

 Первым на это обратил внимание Я.Б. Зельдович [66].

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

... систем ^1.13

 При употреблении термина ``тесная двойная система'' обычно подразумевается наличие обмена масс между компонентами.

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

... недель ^1.14

 В книге [33] приведен пример с RT Ser, у которой уменьшение на $4,\!5^m$ произошло за 27 лет.

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

... типа II ^1.15

 Впрочем, пока известен только один ``Быстрый барстер'' MXB 1730--335 с характерным временем повторения $6\div 450$ с.

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

... изменится ^2.1

 Относительно построения кинетического уравнения в произвольной ортогональной системе координат см. в монографии Поляченко и Фридмана [163].

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

... газа ^2.2

 О роли газа см. гл. 4 и 6.

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

... эпициклическим ^2.3

 Подробнее см. п. 1.1.3, 2.2.2.

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

...Eq-2-old-2-1-34) ^2.4

 Анализ влияния возможного отклонения функции распределения звезд по остаточным скоростям от анизотропного максвелловского на гравитационную устойчивость звездного диска проведен в п. 2.3.4.

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

... маргинальной ^2.5

 То есть находящейся на границе устойчивости.

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

... виде ^2.6

 В ряде работ в рамках различных моделей гравитирующего диска было показано, что ВКБ-приближение дает результаты, весьма близкие к точным, и для крупномасштабных мод. Так, например, по Калнайсу [524], ВКБ-решение уравнения Пуассона для моды $m=2$, $k_r L \simeq 1$ отличается от точного не более, чем на 2 %, а в работе [147] точные значения частот колебаний диска практически совпадают с вычисленными в коротковолновом приближении вплоть до самых крупномасштабных мод включительно. Поэтому использование ВКБ-приближения вполне может приводить к результатам удовлетворительной точности вплоть до $k_r L_\s \simeq 1$. Это, однако, заведомо не относится к окрестностям динамических резонансов таких мод, где $({\rm Re}\omega - m\Omega)^2 \simeq n^2 \varkappa^2,\,n=\pm 0,1,2,...$ -- см. ниже (2.66).

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

... соотношением ^2.7

 Примесь``ям большей глубины'', для четных по $z$-координате собственных функций $\Phi_{1,0}$, согласно [866] уменьшает величину $\mu/k \Delta_*$ в области $0\! \le k\Delta_* \!\le\! 1$ не более, чем на 2 %.

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

... ветви ^2.8

 Термин ``градиентная'' обусловлен тем, что в однородном по $c_r$ и $\s_*$ диске эта ветвь колебаний вырождается ( $\hat\omega_3 = 0$).

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

... холодный ^2.9

 ``Температура'' звездной системы характеризуется квадратами дисперсий скоростей звезд ($\!c_r\!$, $\!c_\varphi\!$, $\!c_z\!$), а газа -- скорости звука $c_s\!$.

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

... слой ^2.10

 Стpого говоpя, в этом случае система нестационаpна.

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

... $\omega \le \varkappa$^2.11

 В бесстолкновительном диске имеются и высокочастотные колебания с $\omega \simeq \pm n\,\varkappa$, $n = 2,3,...$ [см. (2.80)]. По крайней мере, в однородном диске они не влияют на гравитационную устойчивость.

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

... существенной ^2.12

 К сожалению, эти трудности носят принципиальный характер. Выходом из этого положения может служить сравнение с контрольными численными экспериментами (см. гл. 3), в которых неоднородные системы выходят на границу устойчивости, и при необходимости корректировка критериев устойчивости такого типа.

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

... шланговая^2.13

 Термин, обычно употребляемый в физике плазмы и гидродинамике.

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

... значений ^3.1

 В моделях PP при ``измерении'' макроскопических (в том числе и локальных) параметров диска, приходящего в состояние, близкое к стационарному, используют усреднение по промежуткам времени порядка нескольких десятков временных шагов ( $n \simeq 20 \div 50$). Это эффективно увеличивает число участвующих в эксперименте частиц в $n$ раз.

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

... звезд ^3.2

 Рассеянные звездные и шаровые скопления содержат соответственно $\sim 10^2$ и $10^4 \div 10^6$ звезд, и метод PP наиболее активно используется для моделирования этих систем.

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

... ребра ^3.3

 Для ряда галактик привлекается зависимость $\varrho\propto \textrm{ch}^{-1}(z/h_{ch})$ [452].

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

... координат ^3.4

 Последняя процедура важна в моделях с не очень большим числом частиц $N\lee 10^4$, и ее роль уменьшается с ростом $N\!\!$.

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

...\space ^3.5

 В самом центре ($\!r\ll L\!$) всегда $c_r\gg V\!$.

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

... $c_r(r) = (2\Omega/\varkappa)\cdot c_T$^3.6

 Диск, находящийся на границе устойчивости относительно мелкомасштабных возмущений ( $Q =~c_r/c_T = 1,\!5 \div 2$), имеет $t_{OP} \simeq 0,\!2 \div 0,\!25\!$, что, как видим, недостаточно для стабилизации глобальной бар-моды.

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

... бар-мода ^3.7

 В самых внутренних областях некоторых галактик наблюдаются газовые (молекулярные) бары. Большая полуось этих структур составляет $100 \div 300$ пк, что существенно меньше по сравнению с типичными звездными барами [474, 907]. Причем молекулярные ядерные бары наблюдаются как в системах со звездным баром, так и в галактиках без бара.

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

...Fig-density(r)-crit-stab) ^3.8

 В принципе, можно ``подобрать'' такой начальный профиль плотности, который приводит в конце расчета к экспоненциальному (штриховая линия на рис. 3.5), однако, подобный подход представляется искусственным. По-видимому, звездные диски большинства галактик не проходят через стадию сильной динамической неустойчивости.

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

... диска ^3.9

 Начальная толщина дисков реальных галактик зависит от условий их формирования. К примеру, если интенсивное звездообразование имело место в процессе коллапса газового диска до достижения им квазистационарного состояния, то сформировавшийся звездный диск может иметь значительно большую толщину и более высокую дисперсию скоростей $c_z$, чем минимальное значение, требуемое для устойчивости; однако такой сценарий трудно совместим с существованием очень тонких ( $\!h/L < 0,\!2\!$) звездных дисков у галактик, видимых с ребра. Зависимость толщины дисков от относительной массы гало также согласуется с допущением, что дисперсия скоростей звезд близка к ожидаемой для их маржинальной устойчивости [207].

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

...Khoperskov-Zasov-Tiurina-2001!ARepot-N-body] ^3.10

 Примеры построения моделей галактик NGC 891, 936, 1169, 1566, 2179, 2712, 2775, 3198, 7331 можно найти в работах [ 207, 208, 539, 846, 911].

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

...\space ^3.11

Данное условие начинает нарушаться только в очень толстых дисках, либо в тех областях, где . Причем $c_r/c_\varphi < 2\Omega/\varkappa$, то есть степень анизотропии уменьшается, что представляется естественным из-за сфероизации системы.

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

... галактик ^3.12

 Помимо изгибных неустойчивостей к факторам вертикального разогрева относятся волны плотности, ГМО, приливные взаимодействия.

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

... подсистемы ^3.13

 Разумеется, речь не идет о центральной массивной черной дыре.

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

... кпк  ^3.14

 Если в динамических моделях изменять шкалу диску $L$, сохраняя постоянным $L/R_\odot$, то все выводы остаются справедливыми для отношения $\mu = M_h/M_d$, хотя абсолютные значения масс компонент меняются.

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

... ``lopsided-галактики''^3.15

 lop-sided (англ.) = кривобокий, односторонний, искривленный, однобокий, перекошенный, несимметричный

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

... 7 кпк ^3.16

 Даже у Малого Магелланова Облака можно выделить дископодобное вращение, которое внутри радиуса $r=2$ кпк дает массу $M\sim 1,\!3\cdot 10^9\,M_\odot$ [834].

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

...Gardiner-Turfus-Putman-1998!BMO] ^3.17

 Отметим, что вопрос о существовании бара в распределении звездной плотности БМО до сих пор еще вызывает дискуссию [912].

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

... второго ^3.18

 Имеются сообщения о системах с тройными барами [385].

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

... бары''^3.19

 Другие примеры подобных структур приведены в [422, 539].

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

... звезд ^3.20

 Отметим, что в рамках обсуждаемых экспериментов рассматривалась особенность в распределении ГМО -- кольцо повышенной плотности в области $4 < r < 8$ (кпк) [762].

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

... т. п.^4.1

 При таком подходе вполне уместна аналогия с падающим орбитальным спутником, попавшим в верхние слои атмосферы Земли.

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

... виде ^4.2

 В литературе очень часто используются выражения типа (4.6), (4.10), (4.16), $\s = 2\,\overline\rho\,h$ и т. п., различающиеся коэффициентами порядка единицы, что связано с различием в усреднении по $z$-координате.

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.

... АД ^4.3

 Впервые такого рода решения были получены в работе [391].

.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
</