Fem forenklede cases:
En komponent ad gangen

Fem geometrier, fem markante rotationssignaturer

For den samme samlede masse ($10^{10}\,M_\odot$ for stjernekomponenter, $1,33 \times 10^{9}\,M_\odot$ for gastilfældet) og den samme referenceskivestørrelse $R_d = 2$ kpc:

Bulge alene topper ved $V \approx 127$ km/s nær $R = 1$ kpc og falder stejlt – den mest centralt koncentrerede signatur.

Den tynde skive alene når $V \approx 212$ km/s ved $R = 8$-$10$ kpc og forbliver nogenlunde flad bagefter.

Dentykke skive alene når lignende $V \approx 208$ km/s, men langsommere, med maksimum forskudt til større radier.

Gasringen alene, der kun bærer $\sim 13\%$ af stjernens masseskala, topper ved $V \approx 60$ km/s – beskeden, men udvidet.

Spiralarme alene (10 % masseoverskud med en smallere kerne) giver en kurve, der minder meget om den tynde skive, men er lidt stejlere ved mellemliggende $R$ og falder hurtigere ved store $R$.

Bulgen producerer en kraftig hastighedsstigning: fra $V_\text{tot} \approx 117$ km/s ved $R = 0,5$ kpc til sit maksimum $V \approx 127$ km/s ved $R = 1$ kpc, hvorefter den falder støt. Bølgefeltet mættes ved $R \approx 5$ kpc – derefter holder $M_\text{wave}$ op med at vokse. Dette er kendetegnende for en 3D-fordeling med en meget kort kohærenslængde ($ell_b = 0,41$ kpc): feltet er intenst på kort afstand og eksponentielt undertrykt derudover. Rene buler kan ikke opretholde flade rotationskurver; de har brug for ledsagere på diskskala.

Den tynde skive giver den mest udstrakte rotationskurve: den stiger jævnt fra $V \approx 100$ km/s ved $R = 1$ kpc til $\sim 212$ km/s ved $R = 8$ kpc, hvorefter den forbliver flad til $R = 15$ kpc. Bølgefeltets masse fortsætter med at vokse støt, fordi $\ell_\text{thin} = 6,34$ kpc tillader sammenhæng over hele disken. Dette er den dominerende komponent for de fleste skivegalakser, hvilket giver den karakteristiske signatur med flad rotationskurve.

Med den samme samlede masse fordelt over en $50\%$ større skala producerer den tykke skive en langsommere stigende kurve, der når en lidt lavere top ($V \ca. 208$ km/s ved $R = 10$ kpc). Den længere kohærenslængde $ell_text{thick} = 9,51$ kpc holder bølgefeltet aktivt ud til større radier – kurven falder næsten umærkeligt mellem $R = 10$ og $R = 15$ kpc. I en rigtig galakse bærer den tykke skive kun $\sim 25\%$ af stjernemassen, så dens bidrag er tilsvarende moduleret.

På trods af at gasringen kun indeholder $\sim 13\%$ af den stellare masseskala i tilfælde 1-3, producerer den et målbart rotationsbidrag: $V \approx 60$ km/s ved store $R$. Kurven stiger svagt (ingen central top – det centrale hul undertrykker det indre bidrag) og fortsætter med at stige til de største radier på grund af den lange kohærens $\ell_\text{gas} = 10,78$ kpc. Gaskomponenten er afgørende for udformningen af den ydre rotationskurve, især i gasrige galakser, hvor den kan udgøre en betydelig del af det samlede bølgefelt.

Spiralarmkomponenten deler den tynde skives geometri, men med den smallere kerne $\ell_\text{arm} = 4,0$ kpc. Resultatet er en rotationskurve, der minder meget om den tynde skives ved $R \lesssim 6$ kpc – lidt mindre effektiv ved lav $R$, lige så effektiv ved mellemliggende $R$ – men falder mærkbart hurtigere ved $R > 10$ kpc. Den kortere kohærenslængde afspejler armenes azimutale koncentration: De genererer stærke lokale bølgefelter, men kan ikke opretholde kohærens over hele diskens udstrækning. I en rigtig galakse bærer armene kun $10\%$ af den tynde skives masse, så deres bidrag er lille, men markant.