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sentences stringlengths 1 233k	sentences_jp stringlengths 1 7.68k
marked point represents the value of @xmath39 as in @xcite . ]	@xcite のように @xmath39 の値を表示します. ]
to obtain numerical value of the limit we assume values of the constants for dipole form factors as in @xcite , see tab .	極限の数値を得るには @xcite のように二極形因子に対する定数の値を仮定します. タブを参照してください.
[ constants ] .	変数とは
note the corrected value of the axial mass : @xmath40 gev .	軸質量の修正された値に注意してください: @xmath40 gev.
then @xmath41 we observe next that none of the four terms in eq .	続いて,xmath41では,qの4項のうちのどれにもないことを観察します.
can be neglected .	軽視できる
contribution of the term with the axial form factor is equal to about 46% .	軸形因子による項の貢献は約46%に等しい.
the dependence of @xmath42 on the value of the axial mass is shown in fig .	@xmath42の軸質量に対する依存性は図で示されています.
[ figma ] .	わかった
it is necessary to check if our approach based on the fermi theory is consistent .	ファーミ理論に基づくアプローチが合致しているかどうかを確認する必要があります
we do it numerically by computing the cross section with the @xmath2-boson propagator @xmath43 and comparing the result with the cross section within the fermi theory @xmath30 .	横断を計算して計算します @xmath2-ボゾン伝達器 @xmath43 と結果と横断を比較してフェルミ理論 @xmath30
[ figr ] presents the dependence of the ratio @xmath44 on neutrino energy .	ニュートリノのエネルギーに対する比率 @xmath44 の依存性を示しています.
when @xmath45 gev the ratio @xmath46 is roughly constant and less than 0.01% ( for each flavour ) .	@xmath45 gev のとき,比率 @xmath46 はほぼ一定で,0.01%未満 (各味の場合は) である.
it means that only small four - momentum transfers @xmath47 contribute to the quasielastic cross section , thus calculations within the fermi theory are reasonable even for very high neutrino energies .	量子弾性断面に寄与する4つのモメンタム移転のみを意味するのでファーミ理論の計算は非常に高いニュートリノエネルギーでも合理的です
with the @xmath2-boson propagator and the fermi - theory cross section normalized with respect to @xmath43 itself . ]	@xmath2-ボゾン伝達器とフェルミ理論の横断は @xmath43自身に対して正規化されています. ]
in calculations of the limit of the cross section no radiative corrections were taken into account .	横断面の限界の計算では,放射的修正は考慮されなかった.
we guess that corrections to quasielastic scattering are of the same order of magnitude as to deep inelastic scattering , i.e.	半弾性散乱の修正は深部非弾性散乱と同じ大きさであると考えます
they are roughly constant and of the order of half a percent @xcite ( the value refers to the corrections which comes from bremsstrahlung of the charged lepton , @xmath2 boson and quarks ) .	値が,電荷レプトン,xmath2ボゾン,クォークのブレーム放射から得られる修正値に相当します).
if the hypothesis is true , it makes them of low importance unless experiments reach very high precision .	実験が非常に高い精度に達しない限り, 低重要になります.
more important improvements could come from the non - dipole form factors as in @xcite .	@xciteのような非二極形因子からより重要な改善がもたらされるでしょう
presented there figures suggest that they would yield the value of the limit 3% smaller with respect to our result , but unfortunately `` bba-2003 form factors '' are practically unapplicable to analytic calculations .	提示された数字は,我々の結果に対して,限界値が3%低い値になることを示唆しているが,残念ながら, `` bba-2003 形式因子''は,分析計算には,実際には適用できない.
the @xmath27 term defined in eq .	式で定義された @xmath27 項です.
is an integral of rational function of @xmath48 divided by neutrino energy squared .	ニュートリノエネルギー二乗で割った @ xmath48 の合理関数の積分です.
as @xmath29 , @xmath27 would nt tend to zero only if the integral rose at least as @xmath49 .	@xmath29, @xmath27は @xmath49 よりも積分が上がった場合にのみ n がゼロになる傾向があります.
the form of the limits implies that the lower one always gives zero and only the upper one could produce nonzero terms , if the integrand is of the order at least one in @xmath48 .	極限の形は, 積分数が少なくとも 1 の位である場合, 下の値が常に 0 となり, 上の値だけが 0 以外の項を生成できるということを意味しています.
let s write explicitly the term of the highest order for each form factor , keeping in memory that @xmath18 can be expressed by @xmath50 : @xmath51 we can see that each one of them is a proper fraction , so as neutrino energy becomes infinite @xmath27 tends to zero .	@xmath18 は @xmath50 で表せるので @xmath51 はそれぞれ正分数なので,中性子のエネルギーは無限になり @xmath27 はゼロになる傾向があります.
to be sure , let s perform the calculation for the second of above expressions .	確かめるために,上記の式の2番目の計算を実行しましょう.
we can obtain easy - to - integrate form by decomposing it into partial fractions : @xmath52 \end{split}\ ] ] where @xmath53 is a constant and @xmath54 denotes terms of lower order in @xmath48 .	簡単に整合できる形は部分分数に分解して得られます: @xmath52 \ end{split} \ ] ] @xmath53が定数で @xmath54は @xmath48の低次元の項を表します
as neutrino energy becomes high the limits of integration are given by hence @xmath55 .	積分の限界は hence @xmath55 によって与えられます.
\end{split}\ ] ] the above integral tends to a constant as @xmath29 .	上の積分は @xmath29 の定数に傾いています.
only higher order term in @xmath48 could give result increasing with @xmath7 but there is no such term in @xmath27 .	@xmath48 の高階項のみが @xmath7 で増加する結果が得られるが, @xmath27 にはそのような項はない.
since that for the whole expression holds true that @xmath56 in the frame in which target nucleon is at rest @xmath57 , so the quantity defined in eq .	全体の式では @ xmath56 が目標核が静止しているフレーム @ xmath57 で成り立つので,q で定義された量です.
can be explicitly written as @xmath58 where @xmath59 to perform the integration one need to decompose the integrand into partial fractions : @xmath60,\\ \mathpzc bq^2&=\frac1{{\mathcal r_{a}}^2}\big[\frac{{m_a}^4}{({m_a}^2-q^2)^2}+\frac{{m_v}^4}{({m_v}^2-q^2)^2}+\frac{2{m_a}^2{m_v}^2}{{\mathcal r_{a}}}\big(\frac{1}{{m_a}^2-q^2}-\frac{1}{{m_v}^2-q^2}\big)\big ] , \end{split}\ ] ] where @xmath61 .	整合を行うには,整数項を部分分数に分解する必要があります. @xmath58 と書くことができます. @xmath60 は, 整数項を部分分数に分解する必要があります. @xmath60 は, 整数項を部分分数に分解する必要があります.
as @xmath21 , after integrating in the limits we obtain @xmath62 the last term in eq .	@xmath21として, 極限に積分した後, 式の最後の項 @xmath62 を得ます.
expressed by the form factors is @xmath63{(s - u)^2}.\ ] ] for convenience we separate the axial part from the vector one : @xmath64(s - u)^2 .	形因子で表されるのは @xmath63{(s - u) ^ 2}.\ ] ] 便利のために,軸部分とベクトル1を分離します: @xmath64(s - u) ^ 2.
\end{split}\ ] ] to evaluate the integral @xmath65 one needs to know decomposition of the integrand .	積分を評価するには,積分子の分解を知っている必要があります.
if we add @xmath39 and @xmath66 to @xmath67 and square it in the following way @xmath68 we will get @xmath69 it means that as neutrino energy fulfils condition @xmath21 , integration in the limits leads to @xmath70 and @xmath71 the integrand in definition of @xmath72 , i.e.	@xmath39と@xmath66を @xmath67に足し,次の方法で平方にすると @xmath68が得られます.これは,中性子のエネルギーが条件 @xmath21を満たすので,限界の積分は @xmath70と @xmath71に @xmath72の定義の積分,すなわち
@xmath73 \end{split}\ ] ] with @xmath37 , can be written as @xmath74 let s denote the last - fraction s numerator as @xmath75 .	@xmath73 \end{split}\ ] ] と @xmath37 と,最後の分数の素数 @xmath75 と表す.
above expression decomposed into partial fractions is @xmath76 where @xmath77 and @xmath78 .	部分分数に分解した上記の式は @xmath76 で @xmath77 と @xmath78 です.
by repeating the trick made during the computation of @xmath79 we obtain @xmath80(s - u)^2&=\frac{c_1}{{m_v}^2-q^2}-\frac{c_1}{4m^2-q^2}+\frac{c_2}{({m_v}^2-q^2)^2}\\ & \mspace{129mu}+\frac{c_3}{({m_v}^2-q^2)^3}+\frac{c_4}{({m_v}^2-q^2)^4 } , \end{split}\ ] ] where coefficients are : @xmath81,\\ c_3&=\frac{1}{{\mathcal r_{v}}^2}\big[\mathcal k\big(4me_\nu - m_l^2+{m_v}^2-\frac{\mathcal k_\mu{\mathcal r_{v}}}{\mathcal k}\big)^2-\frac{(\mathcal k_\mu{\mathcal r_{v}})^2}{\mathcal k}\big],\\ c_4&=\frac{\mathcal k_\mu}{{\mathcal r_{v}}}(4me_\nu - m_l^2+{m_v}^2)^2 .	@xmath79の計算でやったトリックを繰り返すことで, @xmath80を得ます. @xmath79の計算でやったトリックを繰り返すことで, @xmath80を得ます. @xmath79の計算でやったトリックを繰り返すことで, @xmath80の計算でやったトリックを繰り返すことで, @xmath80の計算でやったトリックを繰り返すことで, @xmath79の計算でやったトリックを繰り返すことで, @xmath80の計算でやったトリックを繰り返すことで, @xmath80の計算でやったトリックを繰り返すことで, @xmath80の計算でやったトリックを繰り返すことで, @xmath80の計算でやったトリックを繰り返すことで, @xmath80の計算でやったトリックを繰り返すことで, @xmath80の計算でやったトリックを繰り返すことで, @xmath80の計算でやったトリックを繰り返すことで, @xmath80の計算でやったトリックを繰り返すことで, @xmath80の計算でやったトリックを繰り返すことで, @xmath80の計算でやったトリックを繰り返すことで, @xmath80の計算でやったトリックを繰り返すことで, @xmath80の計算でやったトリックを繰り返すことで, @xmath80の計算でやったトリックを繰り返すことで, @xmath80の計算でやったトリックを繰り返すことで, @xmath80の計算で, @xmath80の計算で, @xmath_math_math_math_2の計算で, @xmath_math_math_2を繰り返すことで,
\end{split}\ ] ] for neutrino energy @xmath82 , we conclude that integration over @xmath83 leads to @xmath84 the @xmath33 term is the sum of @xmath79 and @xmath72 , therefore @xmath85.\ ] ] recall that @xmath86 and @xmath77 , hence we obtain @xmath87 next , constant factor @xmath88 , so @xmath89 it means that the limit of the cross section is equal to @xmath90 .	\ end{split} \ ] ] の中性子エネルギー @xmath82 に対して, @xmath83 での積分は @xmath84 に導くと @xmath33 項は @xmath79 と @xmath72 の和である,したがって @xmath85. \ ] ] @xmath86 と @xmath77 を思い出す,したがって @xmath87 を次に,定数因子 @xmath88 を得ると, @xmath89 は,横断の限界が @xmath90 に等しいことを意味します.
\end{split}\ ] ] denoting @xmath36 we can write this formula in the following way : @xmath91 .	この式を次のように書ける: @xmath91
\end{split}\ ] ]	終わりにしよう
we have analyzed the low mass x - ray binary ( lmxb ) candidates in a _ chandra _ observation of the giant elliptical galaxy ngc 4472 .	分析した低質量X線バイナリー (LMXB) 候補は巨大な円銀河NGC4472のチャンドラ観測で
in a region observed by the hubble space telescope ( hst ) , approximately 40% of the bright ( l@xmath0@xmath110@xmath2 ergs s@xmath3 ) lmxbs are associated with optically identified globular clusters ( gc ) .	ハッブル宇宙望遠鏡 (hst) で観測された地域では,明るい (l@xmath0@xmath110@xmath2 ergs s@xmath3 ) lmxbsの約40%が光学的に特定された球状星団 (gc) と関連しています.
this is significantly higher than the fraction of bright lmxbs in galactic gcs and confirms that gcs are the dominant sites of lmxb formation in early type galaxies .	これは銀河の銀河系にある輝く LMXB の割合よりも大きく高く GC が初期の銀河の LMXB 形成の主要な場所であることを確認しています
the @xmath44% of ngc 4472 gcs hosting bright lmxbs , on the other hand , is remarkably similar to the fraction of gcs with lmxbs in every other galaxy .	輝くlmxbsを宿している @xmath44%のngc 4472 gcsは,他のどの銀河でもlmxbsとgcsの分数と非常に似ています.
although statistical tests suggest that the luminosity of a cluster is an important driver of lmxb formation in gcs , this appears largely to be a consequence of the greater number of stars in bright clusters .	統計的なテストでは星団の輝度が GCS の Lmxb 形成の重要な要因であると示唆されていますがこれは主に星団の恒星数が多いことによるものと考えられます
the metallicity of gcs is a strong determinant of lmxb specific frequency , with metal - rich clusters about 3 times more likely to host lmxbs than metal - poor ones .	金属質のgcsはlmxbの特定の周波数の強い決定因子であり,金属質のクラスターは金属質のクラスターよりもlmxbsを宿す可能性が3倍高い.
there are weaker dependences on the size of a gc and its distance from the center of the galaxy .	銀河の中心から距離が大きいと弱い関係がある
the x - ray luminosity does not depend significantly on the properties of the host gc .	X線の明るさは宿主の性質に大きく左右されない.
furthermore , the spatial distribution and x - ray luminosity function of lmxbs within and outside gcs are indistinguishable .	さらに,空間分布とX線光度関数は GCS内外で区別できない.
the x - ray luminosity function of _ both _ gc - lmxbs and non - gc - lmxbs reveal a break at @xmath43@xmath510@xmath6 ergs s@xmath3 strongly suggesting that the brightest lmxbs are black hole accretors .	_ _ gc - lmxbs と gc - lmxbs ではない x線の光度関数は @xmath43@xmath510@xmath6 ergs s@xmath3 での断裂を示し, 最も明るい lmxbs はブラックホールの増量体であることを強く示唆しています.
early x - ray studies with the _ einstein _ x - ray observatory revealed that elliptical and s0 galaxies are significant sources of x - ray emission .	初期のX線研究はエリプス銀河とS0銀河がX線放射の重要な源であることを明らかにした.
while the bulk of the soft x - ray luminosity of x - ray bright galaxies can be attributed to kt @xmath7 1 kev thermal emission from hot ( 10@xmath8 k ) gas ( e.g.	X線の明るい銀河の柔らかいX線光度の大部分は,熱い ( 10@xmath8 k) ガス (例えば
forman , jones & tucker 1985 ) , the hard x - ray flux is roughly proportional to the optical luminosity , suggesting a low - mass x - ray binary origin ( trinchieri & fabbiano 1985 ) .	硬いX線流は光学的な明るさとほぼ比例し,低質量X線二進体起源を示唆している (Trinchieri & Fabbiano 1985).
with the advent of the _ chandra _ x - ray observatory , it is now possible to resolve the point source x - ray populations likely to be associated with lmxbs in external galaxies such as ngc 4697 ( sarazin , irwin & bregman 2000 ) and ngc 1399 ( angelini , loewenstein & mushotzky 2001 ; hereafter a01 ) , and definitively show that lmxbs make a significant contribution to the x - ray flux in typical ellipticals .	シャンドラ・X線観測所の登場により,NGC 4697 (サラジン, アイウィン, ブレグマン 2000) とNGC 1399 (アンジェリーニ, ローウェンスタイン, ムシュトツキー 2001; 以降a01 ) のような外部の銀河の点源X線集団を解明し,
since the stellar populations in such galaxies are at least a few gyrs old ( e.g.	銀河の星群は少なくとも数回回転 (例えば
trager et al .	トレーガーと仲間たち
2000 ) , contamination by high mass x - ray binaries is not an issue .	2000年) により,高質量X線バイナリーによる汚染は問題ではありません.
globular clusters are especially fertile environments for lmxb formation .	球状星団は LMXBの形成に適した環境です
even though gcs account for @xmath90.1% of the stellar mass in the galaxy , they harbor about 10% of the l@xmath0@xmath110@xmath10 erg s@xmath3 lmxbs ( e.g.	銀河の恒星質量の90.1%を占めるが, 銀河の恒星質量の10%をカバーしている (例えば
verbunt 2002 ) , indicating a probability of hosting a lmxb that is at least two orders of magnitude larger than for field stars .	観測した結果, フィールドスターよりも2倍の確率で存在していることが判明しました
recent _ chandra _ observations indicate that at least 20% of the lmxbs in ngc 4697 ( sarazin , irwin , & bregman 2001 ) and as much as 70% in ngc 1399 ( a01 ) may reside in gcs , suggesting that gcs are even more dominant sites of lmxb formation in galaxies without recent star formation .	最近のチャンドラ観測により,NGC 4697 (Sarazin, Irwin, & Bregman 2001) の少なくとも20%,NGC 1399 (a01 ) の70%が,銀河系に存在する可能性が示され,最近恒星形成が起きていない銀河系では,銀河系がさらに多くのLMXB形成の場所であることを示唆しています.
dynamical processes , such as tidal capture of neutron stars in close encounters with other cluster stars ( clark 1975 ; fabian et al .	ダイナミックなプロセス,例えば他の星団の星と密接な接触で中性子星の潮捕獲 (クラーク 1975; ファビアン et al.
1975 ) , and interactions between single stars and binaries ( hills 1976 ) in the high density environment of gc cores are some of the leading explanations for the preponderance of lmxbs in gcs .	単一星と二重星との相互作用 (ヒルズ 1976年) は,高密度のGCコアの環境における,GCSにおけるlmxbsの優位性に関する主要な説明である.
however , the very small number ( 13 ) of bright lmxbs in galactic globulars ( e.g.	しかし,銀河球体にある非常に少ない数の (lmxbs 13 ) は (例えば
liu , van paradijs & van den heuvel 2001 ; hereafter l01 ] ) and other local group gcs has been the biggest impediment in testing these models in any detail .	地方のグループ (以下, グループ) がこれらのモデルを詳細にテストする最大の障害となっている.
thus , in order to isolate and understand the primary environmental factors driving lmxb formation in gcs it is imperative to study them in distant galaxies , especially globular cluster rich early types .	銀河団の形成を促す環境要因を解明するには遠くの銀河, 特に球状銀河団の初期のタイプを調べることが必要です
in this letter we analyze the lmxb population of ngc 4472 , the giant elliptical in virgo , and its connection to the gc system .	この手紙ではヴァージョの巨大な円体である NGC4472の LMXB群と GCシステムとのつながりを分析します
we have analyzed the @xmath440 ks archival _ chandra _ acis - s3 image of ngc 4472 obtained by mushotzky et al .	分析した @ xmath440 ks アーカイブ _ シャンドラ _ アシス - s3 画像のNGC 4472 取得した Mushotzky et al.
on june 12 , 2000 .	2000年6月12日発覚しました
after standard data pipeline processing , as described on the psu webpage , we identified the x - ray point source populations in the 0.5 - 2.0 kev , 2.0 - 8.0 kev , and 0.5 - 8 kev images .	標準データパイプライン処理で, サイトで説明したように, 0.5 - 2.0ケヴ, 2.0 - 8.0ケヴ, 0.5 - 8ケヴの画像で, 放射線源の集団を特定しました.
using wavdetect from the ciao 2.2 package , with a threshold of 10@xmath11 probability of false detections ( @xmath91 false source per field ) we detected 148 total sources .	偽検出の確率の10@xmath11の値 (フィールドごとに偽源の@xmath91) を使って,合計148のソースを検出しました.
of these we eliminate four that are either within 8@xmath12 of the nucleus and may be associated either with the central agn or density enhancements in the hot interstellar gas , or have shapes inconsistent with point sources .	中核の8@xmath12の範囲内にある4つの星は排除されます熱い恒星間ガスの中央のアグネや密度増強と関連しているかもしれません
about 10 - 15 of the 144 candidates are likely to be associated with contaminants such as background agns ( brandt et al .	144の候補のうち約10~15は背景アニンなどの汚染物質と関連している可能性が高い (Brandt et al.
2000 , mushotzky et al .	2000年, ムショツキ氏ら
2000 ) ; the bulk of the rest are expected to be lmxbs .	予想される残りの部分は,主に1mxbsである.
the hardness ratios ( counts[2 - 8 kev])/counts[0.5 - 2 kev ] ) of all the sources are consistent with a value of 0.38 at the 2@xmath13 level and can not be used to distinguish gcs from contaminants , in agreement with the findings of a01 .	すべての源の硬度比 (数値[2 - 8 kev]) /数値[0.5 - 2 kev ]) は 2 @ xmath13 レベルでの 0.38 の値と一致し,gcs を汚染物質から区別するために使用することはできません.
we extract spectra with the psextract script using all channels from 0.5 - 8 kev .	偽抽出スクリプトでスペクトルを抽出します 0.5から8KVまでの全てのチャンネルを使って
freezing the neutral hydrogen column density of @xmath14 @xmath15 we fit a power law spectra in xspec 11.0 ( arnaud 1996 ) .	xspec 11.0 (Arnaud 1996年) のパワー法スペクトルに適合します.
a distance of 16 mpc , a typical value for the virgo cluster ( e.g.	距離は16mpc, ヴァージー星団の典型的な値 (例えば
macri et al .	マクリほか
1999 ) , is adopted to convert the fluxes to luminosity , and for all other calculations in this letter .	) は,流を光度に変換するために,および本書におけるその他のすべての計算のために採用されています.
the faintest lmxb candidate detected has a luminosity of 1.1@xmath510@xmath2 ergs s@xmath3 in the 0.5 - 8 kev band in which we measure l@xmath0 .	検出された最も薄いlmxb候補は,l@xmath0を測定する0.5 - 8 kev帯域で1.1@xmath510@xmath2 ergs s@xmath3の輝度を持っています.
detailed reduction procedures and source lists will be presented in a companion paper ( maccarone , kundu , & zepf 2002 ) .	詳細な削減手順と情報源リストは,付随論文 (maccarone, kundu, & zepf 2002) で紹介される.
in addition to the central hst - wfpc2 image of ngc 4472 previously studied by us ( kundu & whitmore 2001 ; hereafter kw01 ) we analyzed 3 other sets of archival wfpc2 v & i images of the galaxy and its halo ( fig .	以前研究したNGC 4472の中央のHST-WFPC2画像に加えて (Kundu & Whitmore 2001; 以降はKW01),他の3つの WFPC2 v & iのアーカイブ画像と銀河のハローを分析しました (図.
1 ) .	1 ) した.
using the techniques described in kw01 we identified 825 gc candidates in the color range 0.8@xmath16 v - i @xmath161.4 within the acis - s3 image , excluding the region within 10@xmath12 of the nucleus , and measured their luminosity , color and half - light radii ( r@xmath17 ) .	kw01で説明した技術を使って,私たちは,原子核の10@xmath12の領域を除く,acis - s3画像内の色域 0.8@xmath16 v - i @xmath161.4の825の gc候補を特定し,その光度,色,半光半径 (r@xmath17 ) を測定しました.
note that we used updated zero points from the hst data handbook v 3.1 and re - calculated aperture corrections for all the pointings for this analysis .	この分析では,HSTデータハンドブック v3.1 の更新されたゼロポイントを使用し,すべてのポイントのアパートメント修正を再計算しました.
we detect @xmath1880% of the total gc population within the acis - wfpc2 overlap region , with an estimated contamination fraction of a few percent ( kw01 ) .	我々はACIS - WFPC2の重なり領域内のGC集団の80%を検出し, 汚染の割合はわずか1% (kW01 ) と推定されています.
given the high density of gcs , sub - arcsecond relative astrometry is essential to eliminate false matches .	GCの密度が高いので誤ったマッチを排除するために亜弧秒相対天文測定が不可欠です
we achieve 0.3@xmath12 r.m.s .	速度を0.3×12回転秒で達成する
relative astrometric accuracy by bootstrapping the _ hst _ and _ chandra _ positions of obvious matches to the ground - based mosaic image of rhode & zepf ( 2001 ) .	比較的精度が高い観測装置の位置と地上のモザイク画像を比較した結果
even though the wfpc2 images cover only @xmath420% of the acis - s3 frame , 72 of the 144 lmxb candidates lie within this region .	wfpc2の画像は ACIS-S3のフレームの @xmath420%しかカバーしていないが, 144のlmxb候補のうち72はこの領域に存在する.
we consider lmxbs to be associated with gcs if they are separated by less than 0.65@xmath12 , where there is a natural break in the lmxb - gc angular separation .	lmxb - gc角分離に自然断絶がある場合, lmxbs と gcs が 0.65 @ xmath12 未満で分離されていると仮定します.
thirty lmxbs satisfy this criterion .	30個のLMXBはこの基準を満たしています
we note that increasing the matching distance to 1@xmath12 only adds 1 more source , while removing the color criterion adds 2 candidates with colors inconsistent with gcs .	配列距離を 1 @ xmath12 に増やすと 1 つのソースが追加され,色基準を削除すると 2 つの候補が追加され,色は gcs と一致しない.
we choose not to relax the matching criterion in order to minimise the possibility of spurious matches .	偽のマッチの可能性を最小限に抑えるため適合基準を緩和しないことを選択します
thus , 40% of the l@xmath0@xmath1810@xmath2 ergs s@xmath3 lmxbs detected in ngc 4472 lie in gcs .	明らかにNGC4472で検出されたエルグスの40%は GCSに含まれています

marked point represents the value of @xmath39 as in @xcite . ]

@xcite のように @xmath39 の値を表示します. ]

to obtain numerical value of the limit we assume values of the constants for dipole form factors as in @xcite , see tab .

極限の数値を得るには @xcite のように二極形因子に対する定数の値を仮定します. タブを参照してください.

[ constants ] .

変数とは

note the corrected value of the axial mass : @xmath40 gev .

軸質量の修正された値に注意してください: @xmath40 gev.

then @xmath41 we observe next that none of the four terms in eq .

続いて,xmath41では,qの4項のうちのどれにもないことを観察します.

can be neglected .

軽視できる

contribution of the term with the axial form factor is equal to about 46% .

軸形因子による項の貢献は約46%に等しい.

the dependence of @xmath42 on the value of the axial mass is shown in fig .

@xmath42の軸質量に対する依存性は図で示されています.

[ figma ] .

わかった

it is necessary to check if our approach based on the fermi theory is consistent .

ファーミ理論に基づくアプローチが合致しているかどうかを確認する必要があります

we do it numerically by computing the cross section with the @xmath2-boson propagator @xmath43 and comparing the result with the cross section within the fermi theory @xmath30 .

横断を計算して計算します @xmath2-ボゾン伝達器 @xmath43 と結果と横断を比較してフェルミ理論 @xmath30

[ figr ] presents the dependence of the ratio @xmath44 on neutrino energy .

ニュートリノのエネルギーに対する比率 @xmath44 の依存性を示しています.

when @xmath45 gev the ratio @xmath46 is roughly constant and less than 0.01% ( for each flavour ) .

@xmath45 gev のとき,比率 @xmath46 はほぼ一定で,0.01%未満 (各味の場合は) である.

it means that only small four - momentum transfers @xmath47 contribute to the quasielastic cross section , thus calculations within the fermi theory are reasonable even for very high neutrino energies .

量子弾性断面に寄与する4つのモメンタム移転のみを意味するのでファーミ理論の計算は非常に高いニュートリノエネルギーでも合理的です

with the @xmath2-boson propagator and the fermi - theory cross section normalized with respect to @xmath43 itself . ]

@xmath2-ボゾン伝達器とフェルミ理論の横断は @xmath43自身に対して正規化されています. ]

in calculations of the limit of the cross section no radiative corrections were taken into account .

横断面の限界の計算では,放射的修正は考慮されなかった.

we guess that corrections to quasielastic scattering are of the same order of magnitude as to deep inelastic scattering , i.e.

半弾性散乱の修正は深部非弾性散乱と同じ大きさであると考えます

they are roughly constant and of the order of half a percent @xcite ( the value refers to the corrections which comes from bremsstrahlung of the charged lepton , @xmath2 boson and quarks ) .

値が,電荷レプトン,xmath2ボゾン,クォークのブレーム放射から得られる修正値に相当します).

if the hypothesis is true , it makes them of low importance unless experiments reach very high precision .

実験が非常に高い精度に達しない限り, 低重要になります.

more important improvements could come from the non - dipole form factors as in @xcite .

@xciteのような非二極形因子からより重要な改善がもたらされるでしょう

presented there figures suggest that they would yield the value of the limit 3% smaller with respect to our result , but unfortunately `` bba-2003 form factors '' are practically unapplicable to analytic calculations .

提示された数字は,我々の結果に対して,限界値が3%低い値になることを示唆しているが,残念ながら, `` bba-2003 形式因子''は,分析計算には,実際には適用できない.

the @xmath27 term defined in eq .

式で定義された @xmath27 項です.

is an integral of rational function of @xmath48 divided by neutrino energy squared .

ニュートリノエネルギー二乗で割った @ xmath48 の合理関数の積分です.

as @xmath29 , @xmath27 would nt tend to zero only if the integral rose at least as @xmath49 .

@xmath29, @xmath27は @xmath49 よりも積分が上がった場合にのみ n がゼロになる傾向があります.

the form of the limits implies that the lower one always gives zero and only the upper one could produce nonzero terms , if the integrand is of the order at least one in @xmath48 .

極限の形は, 積分数が少なくとも 1 の位である場合, 下の値が常に 0 となり, 上の値だけが 0 以外の項を生成できるということを意味しています.

let s write explicitly the term of the highest order for each form factor , keeping in memory that @xmath18 can be expressed by @xmath50 : @xmath51 we can see that each one of them is a proper fraction , so as neutrino energy becomes infinite @xmath27 tends to zero .

@xmath18 は @xmath50 で表せるので @xmath51 はそれぞれ正分数なので,中性子のエネルギーは無限になり @xmath27 はゼロになる傾向があります.

to be sure , let s perform the calculation for the second of above expressions .

確かめるために,上記の式の2番目の計算を実行しましょう.

we can obtain easy - to - integrate form by decomposing it into partial fractions : @xmath52 \end{split}\ ] ] where @xmath53 is a constant and @xmath54 denotes terms of lower order in @xmath48 .

簡単に整合できる形は部分分数に分解して得られます: @xmath52 \ end{split} \ ] ] @xmath53が定数で @xmath54は @xmath48の低次元の項を表します

as neutrino energy becomes high the limits of integration are given by hence @xmath55 .

積分の限界は hence @xmath55 によって与えられます.

\end{split}\ ] ] the above integral tends to a constant as @xmath29 .

上の積分は @xmath29 の定数に傾いています.

only higher order term in @xmath48 could give result increasing with @xmath7 but there is no such term in @xmath27 .

@xmath48 の高階項のみが @xmath7 で増加する結果が得られるが, @xmath27 にはそのような項はない.

since that for the whole expression holds true that @xmath56 in the frame in which target nucleon is at rest @xmath57 , so the quantity defined in eq .

全体の式では @ xmath56 が目標核が静止しているフレーム @ xmath57 で成り立つので,q で定義された量です.

can be explicitly written as @xmath58 where @xmath59 to perform the integration one need to decompose the integrand into partial fractions : @xmath60,\\ \mathpzc bq^2&=\frac1{{\mathcal r_{a}}^2}\big[\frac{{m_a}^4}{({m_a}^2-q^2)^2}+\frac{{m_v}^4}{({m_v}^2-q^2)^2}+\frac{2{m_a}^2{m_v}^2}{{\mathcal r_{a}}}\big(\frac{1}{{m_a}^2-q^2}-\frac{1}{{m_v}^2-q^2}\big)\big ] , \end{split}\ ] ] where @xmath61 .

整合を行うには,整数項を部分分数に分解する必要があります. @xmath58 と書くことができます. @xmath60 は, 整数項を部分分数に分解する必要があります. @xmath60 は, 整数項を部分分数に分解する必要があります.

as @xmath21 , after integrating in the limits we obtain @xmath62 the last term in eq .

@xmath21として, 極限に積分した後, 式の最後の項 @xmath62 を得ます.

expressed by the form factors is @xmath63{(s - u)^2}.\ ] ] for convenience we separate the axial part from the vector one : @xmath64(s - u)^2 .

形因子で表されるのは @xmath63{(s - u) ^ 2}.\ ] ] 便利のために,軸部分とベクトル1を分離します: @xmath64(s - u) ^ 2.

\end{split}\ ] ] to evaluate the integral @xmath65 one needs to know decomposition of the integrand .

積分を評価するには,積分子の分解を知っている必要があります.

if we add @xmath39 and @xmath66 to @xmath67 and square it in the following way @xmath68 we will get @xmath69 it means that as neutrino energy fulfils condition @xmath21 , integration in the limits leads to @xmath70 and @xmath71 the integrand in definition of @xmath72 , i.e.

@xmath39と@xmath66を @xmath67に足し,次の方法で平方にすると @xmath68が得られます.これは,中性子のエネルギーが条件 @xmath21を満たすので,限界の積分は @xmath70と @xmath71に @xmath72の定義の積分,すなわち

@xmath73 \end{split}\ ] ] with @xmath37 , can be written as @xmath74 let s denote the last - fraction s numerator as @xmath75 .

@xmath73 \end{split}\ ] ] と @xmath37 と,最後の分数の素数 @xmath75 と表す.

above expression decomposed into partial fractions is @xmath76 where @xmath77 and @xmath78 .

部分分数に分解した上記の式は @xmath76 で @xmath77 と @xmath78 です.

by repeating the trick made during the computation of @xmath79 we obtain @xmath80(s - u)^2&=\frac{c_1}{{m_v}^2-q^2}-\frac{c_1}{4m^2-q^2}+\frac{c_2}{({m_v}^2-q^2)^2}\\ & \mspace{129mu}+\frac{c_3}{({m_v}^2-q^2)^3}+\frac{c_4}{({m_v}^2-q^2)^4 } , \end{split}\ ] ] where coefficients are : @xmath81,\\ c_3&=\frac{1}{{\mathcal r_{v}}^2}\big[\mathcal k\big(4me_\nu - m_l^2+{m_v}^2-\frac{\mathcal k_\mu{\mathcal r_{v}}}{\mathcal k}\big)^2-\frac{(\mathcal k_\mu{\mathcal r_{v}})^2}{\mathcal k}\big],\\ c_4&=\frac{\mathcal k_\mu}{{\mathcal r_{v}}}(4me_\nu - m_l^2+{m_v}^2)^2 .

@xmath79の計算でやったトリックを繰り返すことで, @xmath80を得ます. @xmath79の計算でやったトリックを繰り返すことで, @xmath80を得ます. @xmath79の計算でやったトリックを繰り返すことで, @xmath80の計算でやったトリックを繰り返すことで, @xmath80の計算でやったトリックを繰り返すことで, @xmath79の計算でやったトリックを繰り返すことで, @xmath80の計算でやったトリックを繰り返すことで, @xmath80の計算でやったトリックを繰り返すことで, @xmath80の計算でやったトリックを繰り返すことで, @xmath80の計算でやったトリックを繰り返すことで, @xmath80の計算でやったトリックを繰り返すことで, @xmath80の計算でやったトリックを繰り返すことで, @xmath80の計算でやったトリックを繰り返すことで, @xmath80の計算でやったトリックを繰り返すことで, @xmath80の計算でやったトリックを繰り返すことで, @xmath80の計算でやったトリックを繰り返すことで, @xmath80の計算でやったトリックを繰り返すことで, @xmath80の計算でやったトリックを繰り返すことで, @xmath80の計算でやったトリックを繰り返すことで, @xmath80の計算でやったトリックを繰り返すことで, @xmath80の計算で, @xmath80の計算で, @xmath_math_math_math_2の計算で, @xmath_math_math_2を繰り返すことで,

\end{split}\ ] ] for neutrino energy @xmath82 , we conclude that integration over @xmath83 leads to @xmath84 the @xmath33 term is the sum of @xmath79 and @xmath72 , therefore @xmath85.\ ] ] recall that @xmath86 and @xmath77 , hence we obtain @xmath87 next , constant factor @xmath88 , so @xmath89 it means that the limit of the cross section is equal to @xmath90 .

\ end{split} \ ] ] の中性子エネルギー @xmath82 に対して, @xmath83 での積分は @xmath84 に導くと @xmath33 項は @xmath79 と @xmath72 の和である,したがって @xmath85. \ ] ] @xmath86 と @xmath77 を思い出す,したがって @xmath87 を次に,定数因子 @xmath88 を得ると, @xmath89 は,横断の限界が @xmath90 に等しいことを意味します.

\end{split}\ ] ] denoting @xmath36 we can write this formula in the following way : @xmath91 .

この式を次のように書ける: @xmath91

\end{split}\ ] ]

終わりにしよう

we have analyzed the low mass x - ray binary ( lmxb ) candidates in a _ chandra _ observation of the giant elliptical galaxy ngc 4472 .

分析した低質量X線バイナリー (LMXB) 候補は巨大な円銀河NGC4472のチャンドラ観測で

in a region observed by the hubble space telescope ( hst ) , approximately 40% of the bright ( l@xmath0@xmath110@xmath2 ergs s@xmath3 ) lmxbs are associated with optically identified globular clusters ( gc ) .

ハッブル宇宙望遠鏡 (hst) で観測された地域では,明るい (l@xmath0@xmath110@xmath2 ergs s@xmath3 ) lmxbsの約40%が光学的に特定された球状星団 (gc) と関連しています.

this is significantly higher than the fraction of bright lmxbs in galactic gcs and confirms that gcs are the dominant sites of lmxb formation in early type galaxies .

これは銀河の銀河系にある輝く LMXB の割合よりも大きく高く GC が初期の銀河の LMXB 形成の主要な場所であることを確認しています

the @xmath44% of ngc 4472 gcs hosting bright lmxbs , on the other hand , is remarkably similar to the fraction of gcs with lmxbs in every other galaxy .

輝くlmxbsを宿している @xmath44%のngc 4472 gcsは,他のどの銀河でもlmxbsとgcsの分数と非常に似ています.

although statistical tests suggest that the luminosity of a cluster is an important driver of lmxb formation in gcs , this appears largely to be a consequence of the greater number of stars in bright clusters .

統計的なテストでは星団の輝度が GCS の Lmxb 形成の重要な要因であると示唆されていますがこれは主に星団の恒星数が多いことによるものと考えられます

the metallicity of gcs is a strong determinant of lmxb specific frequency , with metal - rich clusters about 3 times more likely to host lmxbs than metal - poor ones .

金属質のgcsはlmxbの特定の周波数の強い決定因子であり,金属質のクラスターは金属質のクラスターよりもlmxbsを宿す可能性が3倍高い.

there are weaker dependences on the size of a gc and its distance from the center of the galaxy .

銀河の中心から距離が大きいと弱い関係がある

the x - ray luminosity does not depend significantly on the properties of the host gc .

X線の明るさは宿主の性質に大きく左右されない.

furthermore , the spatial distribution and x - ray luminosity function of lmxbs within and outside gcs are indistinguishable .

さらに,空間分布とX線光度関数は GCS内外で区別できない.

the x - ray luminosity function of _ both _ gc - lmxbs and non - gc - lmxbs reveal a break at @xmath43@xmath510@xmath6 ergs s@xmath3 strongly suggesting that the brightest lmxbs are black hole accretors .

_ _ gc - lmxbs と gc - lmxbs ではない x線の光度関数は @xmath43@xmath510@xmath6 ergs s@xmath3 での断裂を示し, 最も明るい lmxbs はブラックホールの増量体であることを強く示唆しています.

early x - ray studies with the _ einstein _ x - ray observatory revealed that elliptical and s0 galaxies are significant sources of x - ray emission .

初期のX線研究はエリプス銀河とS0銀河がX線放射の重要な源であることを明らかにした.

while the bulk of the soft x - ray luminosity of x - ray bright galaxies can be attributed to kt @xmath7 1 kev thermal emission from hot ( 10@xmath8 k ) gas ( e.g.

X線の明るい銀河の柔らかいX線光度の大部分は,熱い ( 10@xmath8 k) ガス (例えば

forman , jones & tucker 1985 ) , the hard x - ray flux is roughly proportional to the optical luminosity , suggesting a low - mass x - ray binary origin ( trinchieri & fabbiano 1985 ) .

硬いX線流は光学的な明るさとほぼ比例し,低質量X線二進体起源を示唆している (Trinchieri & Fabbiano 1985).

with the advent of the _ chandra _ x - ray observatory , it is now possible to resolve the point source x - ray populations likely to be associated with lmxbs in external galaxies such as ngc 4697 ( sarazin , irwin & bregman 2000 ) and ngc 1399 ( angelini , loewenstein & mushotzky 2001 ; hereafter a01 ) , and definitively show that lmxbs make a significant contribution to the x - ray flux in typical ellipticals .

シャンドラ・X線観測所の登場により,NGC 4697 (サラジン, アイウィン, ブレグマン 2000) とNGC 1399 (アンジェリーニ, ローウェンスタイン, ムシュトツキー 2001; 以降a01 ) のような外部の銀河の点源X線集団を解明し,

since the stellar populations in such galaxies are at least a few gyrs old ( e.g.

銀河の星群は少なくとも数回回転 (例えば

trager et al .

トレーガーと仲間たち

2000 ) , contamination by high mass x - ray binaries is not an issue .

2000年) により,高質量X線バイナリーによる汚染は問題ではありません.

globular clusters are especially fertile environments for lmxb formation .

球状星団は LMXBの形成に適した環境です

even though gcs account for @xmath90.1% of the stellar mass in the galaxy , they harbor about 10% of the l@xmath0@xmath110@xmath10 erg s@xmath3 lmxbs ( e.g.

銀河の恒星質量の90.1%を占めるが, 銀河の恒星質量の10%をカバーしている (例えば

verbunt 2002 ) , indicating a probability of hosting a lmxb that is at least two orders of magnitude larger than for field stars .

観測した結果, フィールドスターよりも2倍の確率で存在していることが判明しました

recent _ chandra _ observations indicate that at least 20% of the lmxbs in ngc 4697 ( sarazin , irwin , & bregman 2001 ) and as much as 70% in ngc 1399 ( a01 ) may reside in gcs , suggesting that gcs are even more dominant sites of lmxb formation in galaxies without recent star formation .

最近のチャンドラ観測により,NGC 4697 (Sarazin, Irwin, & Bregman 2001) の少なくとも20%,NGC 1399 (a01 ) の70%が,銀河系に存在する可能性が示され,最近恒星形成が起きていない銀河系では,銀河系がさらに多くのLMXB形成の場所であることを示唆しています.

dynamical processes , such as tidal capture of neutron stars in close encounters with other cluster stars ( clark 1975 ; fabian et al .

ダイナミックなプロセス,例えば他の星団の星と密接な接触で中性子星の潮捕獲 (クラーク 1975; ファビアン et al.

1975 ) , and interactions between single stars and binaries ( hills 1976 ) in the high density environment of gc cores are some of the leading explanations for the preponderance of lmxbs in gcs .

単一星と二重星との相互作用 (ヒルズ 1976年) は,高密度のGCコアの環境における,GCSにおけるlmxbsの優位性に関する主要な説明である.

however , the very small number ( 13 ) of bright lmxbs in galactic globulars ( e.g.

しかし,銀河球体にある非常に少ない数の (lmxbs 13 ) は (例えば

liu , van paradijs & van den heuvel 2001 ; hereafter l01 ] ) and other local group gcs has been the biggest impediment in testing these models in any detail .

地方のグループ (以下, グループ) がこれらのモデルを詳細にテストする最大の障害となっている.

thus , in order to isolate and understand the primary environmental factors driving lmxb formation in gcs it is imperative to study them in distant galaxies , especially globular cluster rich early types .

銀河団の形成を促す環境要因を解明するには遠くの銀河, 特に球状銀河団の初期のタイプを調べることが必要です

in this letter we analyze the lmxb population of ngc 4472 , the giant elliptical in virgo , and its connection to the gc system .

この手紙ではヴァージョの巨大な円体である NGC4472の LMXB群と GCシステムとのつながりを分析します

we have analyzed the @xmath440 ks archival _ chandra _ acis - s3 image of ngc 4472 obtained by mushotzky et al .

分析した @ xmath440 ks アーカイブ _ シャンドラ _ アシス - s3 画像のNGC 4472 取得した Mushotzky et al.

on june 12 , 2000 .

2000年6月12日発覚しました

after standard data pipeline processing , as described on the psu webpage , we identified the x - ray point source populations in the 0.5 - 2.0 kev , 2.0 - 8.0 kev , and 0.5 - 8 kev images .

標準データパイプライン処理で, サイトで説明したように, 0.5 - 2.0ケヴ, 2.0 - 8.0ケヴ, 0.5 - 8ケヴの画像で, 放射線源の集団を特定しました.

using wavdetect from the ciao 2.2 package , with a threshold of 10@xmath11 probability of false detections ( @xmath91 false source per field ) we detected 148 total sources .

偽検出の確率の10@xmath11の値 (フィールドごとに偽源の@xmath91) を使って,合計148のソースを検出しました.

of these we eliminate four that are either within 8@xmath12 of the nucleus and may be associated either with the central agn or density enhancements in the hot interstellar gas , or have shapes inconsistent with point sources .

中核の8@xmath12の範囲内にある4つの星は排除されます熱い恒星間ガスの中央のアグネや密度増強と関連しているかもしれません

about 10 - 15 of the 144 candidates are likely to be associated with contaminants such as background agns ( brandt et al .

144の候補のうち約10~15は背景アニンなどの汚染物質と関連している可能性が高い (Brandt et al.

2000 , mushotzky et al .

2000年, ムショツキ氏ら

2000 ) ; the bulk of the rest are expected to be lmxbs .

予想される残りの部分は,主に1mxbsである.

the hardness ratios ( counts[2 - 8 kev])/counts[0.5 - 2 kev ] ) of all the sources are consistent with a value of 0.38 at the 2@xmath13 level and can not be used to distinguish gcs from contaminants , in agreement with the findings of a01 .

すべての源の硬度比 (数値[2 - 8 kev]) /数値[0.5 - 2 kev ]) は 2 @ xmath13 レベルでの 0.38 の値と一致し,gcs を汚染物質から区別するために使用することはできません.

we extract spectra with the psextract script using all channels from 0.5 - 8 kev .

偽抽出スクリプトでスペクトルを抽出します 0.5から8KVまでの全てのチャンネルを使って

freezing the neutral hydrogen column density of @xmath14 @xmath15 we fit a power law spectra in xspec 11.0 ( arnaud 1996 ) .

xspec 11.0 (Arnaud 1996年) のパワー法スペクトルに適合します.

a distance of 16 mpc , a typical value for the virgo cluster ( e.g.

距離は16mpc, ヴァージー星団の典型的な値 (例えば

macri et al .

マクリほか

1999 ) , is adopted to convert the fluxes to luminosity , and for all other calculations in this letter .

) は,流を光度に変換するために,および本書におけるその他のすべての計算のために採用されています.

the faintest lmxb candidate detected has a luminosity of 1.1@xmath510@xmath2 ergs s@xmath3 in the 0.5 - 8 kev band in which we measure l@xmath0 .

検出された最も薄いlmxb候補は,l@xmath0を測定する0.5 - 8 kev帯域で1.1@xmath510@xmath2 ergs s@xmath3の輝度を持っています.

detailed reduction procedures and source lists will be presented in a companion paper ( maccarone , kundu , & zepf 2002 ) .

詳細な削減手順と情報源リストは,付随論文 (maccarone, kundu, & zepf 2002) で紹介される.

in addition to the central hst - wfpc2 image of ngc 4472 previously studied by us ( kundu & whitmore 2001 ; hereafter kw01 ) we analyzed 3 other sets of archival wfpc2 v & i images of the galaxy and its halo ( fig .

以前研究したNGC 4472の中央のHST-WFPC2画像に加えて (Kundu & Whitmore 2001; 以降はKW01),他の3つの WFPC2 v & iのアーカイブ画像と銀河のハローを分析しました (図.

1 ) .

1 ) した.

using the techniques described in kw01 we identified 825 gc candidates in the color range 0.8@xmath16 v - i @xmath161.4 within the acis - s3 image , excluding the region within 10@xmath12 of the nucleus , and measured their luminosity , color and half - light radii ( r@xmath17 ) .

kw01で説明した技術を使って,私たちは,原子核の10@xmath12の領域を除く,acis - s3画像内の色域 0.8@xmath16 v - i @xmath161.4の825の gc候補を特定し,その光度,色,半光半径 (r@xmath17 ) を測定しました.

note that we used updated zero points from the hst data handbook v 3.1 and re - calculated aperture corrections for all the pointings for this analysis .

この分析では,HSTデータハンドブック v3.1 の更新されたゼロポイントを使用し,すべてのポイントのアパートメント修正を再計算しました.

we detect @xmath1880% of the total gc population within the acis - wfpc2 overlap region , with an estimated contamination fraction of a few percent ( kw01 ) .

我々はACIS - WFPC2の重なり領域内のGC集団の80%を検出し, 汚染の割合はわずか1% (kW01 ) と推定されています.

given the high density of gcs , sub - arcsecond relative astrometry is essential to eliminate false matches .

GCの密度が高いので誤ったマッチを排除するために亜弧秒相対天文測定が不可欠です

we achieve 0.3@xmath12 r.m.s .

速度を0.3×12回転秒で達成する

relative astrometric accuracy by bootstrapping the _ hst _ and _ chandra _ positions of obvious matches to the ground - based mosaic image of rhode & zepf ( 2001 ) .

比較的精度が高い観測装置の位置と地上のモザイク画像を比較した結果

even though the wfpc2 images cover only @xmath420% of the acis - s3 frame , 72 of the 144 lmxb candidates lie within this region .

wfpc2の画像は ACIS-S3のフレームの @xmath420%しかカバーしていないが, 144のlmxb候補のうち72はこの領域に存在する.

we consider lmxbs to be associated with gcs if they are separated by less than 0.65@xmath12 , where there is a natural break in the lmxb - gc angular separation .

lmxb - gc角分離に自然断絶がある場合, lmxbs と gcs が 0.65 @ xmath12 未満で分離されていると仮定します.

thirty lmxbs satisfy this criterion .

30個のLMXBはこの基準を満たしています

we note that increasing the matching distance to 1@xmath12 only adds 1 more source , while removing the color criterion adds 2 candidates with colors inconsistent with gcs .

配列距離を 1 @ xmath12 に増やすと 1 つのソースが追加され,色基準を削除すると 2 つの候補が追加され,色は gcs と一致しない.

we choose not to relax the matching criterion in order to minimise the possibility of spurious matches .

偽のマッチの可能性を最小限に抑えるため適合基準を緩和しないことを選択します

thus , 40% of the l@xmath0@xmath1810@xmath2 ergs s@xmath3 lmxbs detected in ngc 4472 lie in gcs .

明らかにNGC4472で検出されたエルグスの40%は GCSに含まれています