... 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.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
... шланговая2.13
 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].
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
... книги 4.4
 Изменение темпа истечения вещества из оптического компонента в ТДС может быть вызвано динамическими неустойчивостями в звезде [279, 690, 378, 296, 175].
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
... энергии 4.5
 В стационарной модели полная светимость диска определяется половиной гравитационной энергии падающего вещества.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
...$\Theta $4.6
 Лианг [579] построил свои модели в цилиндрической системе координат $(r,\varphi,z)$.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
... вязкостью 4.7
 Речь идет о физической вязкости, но обычно используемые численные схемы обладают также численной вязкостью.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
... волнами 4.8
 См. подробнее п. 4.2.3.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
... адиабаты 4.9
 В связи с выбором величины показателя адиабаты следует помнить, что значению $\gamma =5/3$ в трехмерном случае соответствует $\gamma = 3/2$ в двумерных моделях (п. [*]).
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
... уравнению 4.10
 Небольшие различия в числовых коэффициентах у разных авторов связаны со способом усреднения по $z$-координате исходных уравнений.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
... газовому 4.11
 Такую вязкость называют магнитной. Это связано с тем, что турбулентное динамо генерирует магнитное поле $\vec B = (B_r,B_\varphi)$, причем $B_r
/ B_\varphi \simeq \sqrt{h/r}$ и магнитное давление $P_m =
B^2_\varphi / 8\pi $ сравнимо с газовым.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
... (НТАР) 4.12
 Физический механизм этой неустойчивости отличается от классической неустойчивости Кельвина-Гельмгольца (НКГ), которая имеет место и в случае одиночного ТР. Однако в англоязычной литературе используется общий термин НКГ для обозначения всех неустойчивостей, связанных с резким перепадом скорости, включая разрыв скорости между плазмой и магнитным полем [887].
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
... стабилизации 4.13
 В случае одиночного ``разрыва'', для линейного вблизи критической точки профиля скорости, это было показано в работе [82].
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
...$\!$а 4.14
 Аналогичные пики на других рисунках не показаны.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
... вектору 4.15
 Другими словами, вдоль поверхности разрыва газ убегает от волны быстрее, чем она его догоняет.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
... рассмотрены 4.16
 Данный пункт написан совместно с В.В. Мусцевым.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
... диски 4.17
 См. п. 4.1.6.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
... величине 4.18
 Как показывает численное решение, плотность потока углового момента возмущений везде в диске направлена наружу. Это является отражением фундаментального принципа Ле-Шателье -- неустойчивые спиральные моды отводят наружу угловой момент вещества, аккрецирующего и тем самым высвобождающего гравитационную энергию.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
... гармоник 4.19
 Суперпозиция неустойчивых мод с большим инкрементом, как правило, невозможна, поскольку наиболее быстро растущая мода на нелинейном этапе ``переключает на себя'' энергетический источник неустойчивости.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
... тяжести 4.20
 В физике плазмы их называют диффузионными, перестановочными. Тяжелая жидкость над легкой, холодная над горячей, плазма над магнитным полем -- все это примеры развития данного типа неустойчивостей.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
... системе 4.21
 Данный резонанс хорошо известен в небесной механике в ограниченной задаче трех тел. Примерами являются особенности движения астероидов в системе Солнце-Юпитер и некотоpые особенности структуры колец Сатурна с учетом спутников планеты [36].
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
... случае 5.1
 Ширину резонансной области мы не вычисляем, поскольку, как будет видно из приведенных ниже оценок, максимальный инкремент исследуемой неустойчивости порядка или меньше обратного времени радиального сноса пакета спиральных гравитационных волн [853].
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
...Bogolubov-Mitropolskij-1974!Book] 5.2
  Аналогичный подход позволил развить теорию дрейфового движения заряженных частиц в магнитном поле посредством усреднения их реального движения по ``быстрой'' фазе ларморова вращения.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.