Пред.
След.
Макеты страниц
Распознанный текст, спецсимволы и формулы могут содержать ошибки, поэтому с корректным вариантом рекомендуем ознакомиться на отсканированных изображениях учебника выше Также, советуем воспользоваться поиском по сайту, мы уверены, что вы сможете найти больше информации по нужной Вам тематике I. Во многих задачах гидродинамики возникают одномерные волны Римана, которые определяются уравнением В работах [31,32] изучались системы гидродинамического типа, включающие в себя уравнение (1.1) и возникающие при усреднении интегрируемых уравнений по методу Боголюбова – Уизема. Исследуем вопрос о двумерном взаимодействии волны Римана (1.1), распространяющейся по оси $y$, с длинными волнами, распространяющимися по оси $x$. Подобное взаимодействие в некотором приближении наблюдается в волнах на поверхности моря. Какое уравнение может описывать это взаимодействие? Естественным требованием к уравнению нелинейных волн является линейность по старшим производным и наличие у линеаризованного уравнения волновых решений вида $v(t, x, y)=a \cos \left(k_{1} x+k_{2} y-\omega t\right)$. Вследствие этого каждое слагаемое в линеаризованном уравнении должно содержать производные только нечетного порядка. Так же естественно предположить, что уравнение в делом имеет квадратичную нелинейность и для функций, не зависящих от $x$, переходит в уравнение волны Римана (1.1), а для функций, зависящих от одной пространственной переменной $z=x+c y$ (при произвольных постоянных $c$ ), переходит в уравнение длинных волн в уравнение Кортевега – де Фриза Разумеется, эти предположения означают наличие некоторой анизотропии среды по отношению к дисперсии волн. Уравнение с производными третьего порядка, удовлетворяющее перечисленным условиям, может иметь только следующий вид: В этом уравнении нет слагаемых так как они не удовлетворяют указанным условиям. Всюду в дальнейшем операторы $\partial_{x}^{-1}$ и $\partial_{y}^{-1}$ однозначно определяются формулами В уравнении (1.3) слагаемое $c_{1} v_{x}$ устраняется с помощью замены координат Слагаемые $c_{2} v v_{x \text { и }} c_{5} v_{x x x}$ устраняются по отдельности с помощью замены где $c_{0}=-c_{2} /\left(c_{3}+c_{4}\right)$ и $c_{0}=-c_{5} /\left(c_{6}+c_{7}\right)$, и одновременно если выполнено соотношение $c_{2} /\left(c_{3}+c_{4}\right)=c_{5} /\left(c_{6}+c_{7}\right)$. Другие линейные замены координат, отличные от (1.4), (1.5), приводят только к усложнению уравнения (1.3). Поэтому существенная, неустранимая часть этого уравнения имеет вид В дальнейшем рассматривается простейший случай уравнения (1.6), удовлетворяющий естественному условию, что уравнение, как и уравнение волны Римана (1.1), содержит минимальное возможное число производных по координате $y$, т. е. имеет вид Для функций $v(t, x, y)$ вида уравнение (1.7) переходит в уравнение которое исследовалось в работах $[33,34]$ при дополнительных предположениях $k=2 m$ и $k=m$. Нетрудно проверить, что производные по $t$ от выражений в силу уравнения (1.10) имеют дивергентный вид. Поэтому уравнение (1.10) обладает двумя первыми интегралами которые аналогичны интегралам импульса и энергии для Уравнение (1.10) имеет следующие точные решения: где $\varphi(y)$ – произвольная функция, $\lambda, V$ – произвольные постоянные, $\zeta(x)$ – класическая $\zeta$-функция Вейерштрасса, $\zeta^{\prime}(x)=-\gamma^{\circ}(x)$. үе-функция Вейерштрасса является двоякопериодической и мероморфной; $\zeta$-функция удовлетворяет соотношениям и определяется сходящимся рядом где $w_{m n}=2 m \omega+2 n \omega^{\prime}-$ векторы решетки периодов на комплексной плоскости. Доказательство того, что формула (1.12) определяет решение уравнения (1.10), следует из уравнения $\wp^{\prime \prime \prime}=12 \wp \wp^{\prime}$ для $\wp$-функции Вейерштрасса [176]. Уравнение (1.10) имеет автомодельные решения следующего вида: где $\alpha$ – произвольный параметр. Уравнение (1.10) после подстановки выражений (1.14) принимает вид В двух специальных случаях $\alpha=0$ и $\alpha=-1 / 2$ уравнение (1.15) обладает трансляционной инвариантностью по одной из координат $z, v$. При $\alpha=-1 / 3$ уравнение (1.15). имеет одномерные автомодельные решения $u(z, v)=u(\xi)$, $\xi=z+v$, для которых сводится к уравнению известному из теории уравнения КдФ. для которых уравнение (1.10) сводится к уравнению где гамильтониан $H(u)$ определен формулой При $k / m=2$ уравнение (1.10) после масштабного преобразования $x^{\prime}=\frac{m}{2 s} x, y^{\prime}=\frac{4 s}{m^{2}} y$ принимает вид Именно это уравнение ввиду его выделенного характера и будет исследоваться в дальнейшем. где $\mathrm{L}$ – оператор Шрёдингера A – кососимметрический оператор здесь $\partial_{x}=\partial / \partial x, \partial_{y}=\partial / \partial y$. Уравнение Лакса (1.17) после добавления к оператоpy A (1.19) ошератора приводит к нелинейному уравнению, которое относится к общему классу уравнений (1.3): Уравнение (1.21) эквивалентно уравнению (1.16) и преобразуется в него заменой координат $x^{\prime}=x-\gamma y, y^{\prime}=y$. В заключение разюмируем: в данном параграфе показано, что двумерное уравнение описывающее взаимодействие волны Римана, распространяющейся по оси $y$, с длинными волнами, распространяющимися по оси $x$, допускает эквивалентное представление Лакса (1.17) – (1.19). Подробное исследование уравнения (1.21) – (1.22) приведено ниже, в § 2 и 3 .
|
1 |
Оглавление
|