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 Используя идеи предыдущего раздела, мы можем убедиться, что линеаризованный вариант уравнения КдФ, записанный в форме является чисто дисперсионным уравнением с $\omega=k-k^{3}$. Слагаемое $u_{x x x}$ вносит дисперсионный эффект в бездисперсионное уравнение $u_{t}+u_{x}=0$. Начальные данные, предпосланные уравнению (1.8.1), будут в дальнейшем диспергировать или расширяться, как описано в разд. 1.7. Сконцентрируем теперь наше внимание на нелинейном члене $u u_{x}$, встречающемся в уравнении КдФ, и будем игнорировать дисперсионный член. Рассмотрим, как развиваются некоторые начальные данные для бездисперсионного нелинейного уравнения Уравнение такой структуры может показаться трудным для решения, но его можно преобразовать к другому виду по аналогии с соответствующей линеаризованной задачей. Уравнение $u_{t}+$ $+u_{0} u_{x}=0$ имеет решение $u=u\left(x-u_{0} t\right)$, распространяющееся со скоростью $u_{0}$. Если мы выберем начальные данные $u(x, 0)=$ $=f(x)$, полное решение будет иметь вид $u(x, t)=f\left(x-u_{0} t\right)$. Физическая аналогия с нелинейным случаем кажется слишком отдаленной, но тем не менее множитель $(u+1)$ в уравнении (1.8.3) аналогичен волновой скорости $u_{0}$. По аналогии с линейным случаем это подразумевает, что (1.8.3) может быть выражено как функциональное уравнение: Чтобы показать, что это возможно, произведем проверку прямым вычислением. Так, и дают уравнение которое удовлетворяется любым решением уравнения (1.8.3). Удивительным образом оказывается, что (1.8.4) – альтернативная форма для (1.8.3) и, кроме того, неявное уравнение для $u$. Решение уравнения (1.8.4) может быть найдено методом характеристик. Детали можно найти у Уизема [1974]. Используя те же идеи, легко показать, что и для более общего нелинейного уравнения $u_{t}+c(u) u_{x}=0$ с начальными условиями $u(x, 0)=f(x)$ решение может быть выражено в форме $u=f[x-c(u) t]$ Ясно, что для большинства функций $f(x)$ уравнение (1.8.4) нисколько не легче для решения, чем уравнение (1.8.3). Однако Эта треугольная форма может считаться приближением более общей горбовидной кривой и в то же время не заставит нас заниматься решением трансцендентных уравнений. Поэтому такую форму начальных условий можно использовать для формирования интуитивных представлений о свойствах более общей задачи. При таких начальных условиях функциональное уравнение (1.8.4) приобретает вид Здесь мы немного упростили (1.8.9) подстановкой $x-t=\eta$. Эти уравнения линейны по $и$ в каждом интервале, и мы можем их решить: Выражения для $u_{\eta}$ записаны во втором столбце (1.8.10), и из них легко видеть, что наклон левой стороны треугольника медленно уменьшается с ростом $t$, в то же время наклон правой стороны треугольника из отрицательного становится постепенно положительным в точке $t=1 / u_{0}$, где правая сторона треугольника вертикальна. Треугольник как бы сдвигается вершиной вправо, и правый угол становится тупым. Эта ситуация иллюстрируется серией диаграмм на рис. 1.10 . Если в уравнении (1.8.4) множитель $(u+1)$ понимать как скорость волны, то можно на интуитивном уровне понять, почему волна ведет себя именно таким образом. Бо̀льшие значения $u$ движутся быстрее, чем меньшие, и поэтому вершина треугольника обгоняет все нижние точки. Волна становится многозначной через некоторое время $t=1 / u_{0}$, поэтому говорят, что она разрушается. Время $t=1 / u_{0}$ называется минимальным временем раз. рушения. В общем случае начальное условие в виде горба становится многозначным, и гребень волны начинает опрокидываться, что весьма напоминает поведение больших волн на пляже. Это очень сложный процесс, и его невозможно описать чисто аналитическим способом, как мы это только что сделали для простого примера с треугольником в качестве начального условия. Численные исследования такого процесса разрушения волны были проделаны Лонге-Хиггинсом и Коуклетом [1976]. Рис. 1.10. Эволюция начальных данных, имеющих форму треугольного импульса. Рис. 1.11. Введение разрыва при $x=x_{s}$ для $t>1 / u_{0}$. Задача состоит в том, чтобы определить, где следует вводить разрыв и как он будет развиваться со временем. Используем тот факт, что плоцадь, занятая волной, все время постоянна, если $u$ плотность, поскольку общая масса должна сохраняться. Площадь, занятая начальным условием (1.8.10), равна $u_{0}$, и площадь, занятая треугольником с разрывом, равна $x_{s} h / 2$, где $h$ – высота. Из подобия треугольников следует, что что дает Очевидно, что $x_{s}$ и $h \rightarrow 0$ при $t \rightarrow \infty$. Характеристическая плоскость (рис. 1.12) показывает, как ведет себя решение до и после Рис. 1.12. Характеристическая плотность для уравнения $u_{t}+u u_{x}=0$. Линия с минимальным градиентом получается при $u=u_{0}$, что заставляет линии в середине рисунка склоняться внутрь и пересекаться с линиями, связанными с меньшими значениями $u$, которые получаются при больших $x$. Из этих вычислений можно сделать вывод, что если нет дисперсионного члена, то через конечное время могут появиться разрывы или многозначность. Введение дисперсионного члена $u_{x x x}$ предотвращает формирование ударной волны. Этой задачей занимались Забуски и Крускал [1965]. Они включили член $\delta^{2} u_{x x x}$ с $\delta=0,022$ и нашли, что хотя сначала волна и становится круче, она никогда не опрокидывается. Хотя величина множителя $\delta$ очень мала, третья производная в области, где волна становится круче, так велика, что ударные волны не могут сформироваться. Таким образом, можно сделать вывод, что дисперсия противодействует присущей нелиней ности тенденции к образованию разрывов. Введение диссипации вместо дисперсии в такие системы сводится обычно к включению члена $\delta u_{x x}$ вместо $u_{x x x}$. Получается нелинейное диффузионное уравнение типа которое известно под названием уравнения Бюргерса. Величина $\delta$ – коэффициент диффузии, и она является вещественной положительной константой. Уравнение Бюргерса знаменито по нескольким причинам. Во-первых, оно включает в себя нелинейность и диссипацию самым простым способом и поэтому может рассматриваться как нелинейная версия уравнения теплопроводности. Во-вторых, что гораздо замечательнее, оно может быть линеаризовано при помощи преобразования, известного под названием преобразования Коула – Хопфа, с которым мы встречались в разд. 1.3 и 1.4 : Константа $\alpha$ пока неизвестна. Мы ее введем ниже. Использование этого преобразования в (1.8.15) приводит к уравнению где $c(t)-$ константа интегрирования. Если положить $\alpha=-2 \delta$, то член $F_{x}^{2} / F^{2}$ уничтожится, и мы получим Функцию $c(t)$ можно включить в функцию $F$; таким образом, в результате получится уравнение которое называется диффузионным, или уравнением теплопроводности. Задача Коши для этого уравнения была решена в предыдущем разделе. Преобразование Коула – Хопфа в (1.8.16) – это в точности то преобразование, при помощи которого уравнение КДФ сводилось к однородному уравнению второй степени (см. разд. 1.4.4). Можно считать, что уравнение КдФ и уравнение Бюргерса в некотором отношении родственны. Уравнение КдФ – простейшее дисперсионное обобщение нелинейного уравнения $u_{t}+u u_{x}=0$, а уравнение Бюргерса – простейшее диссипативное обобщение. Очевидно, что они встречаются в разных физических ситуациях. Уравнение КдФ встречается в дисперсионных системах без рассеяния энергии, а уравнение Бюргерса – в системах, где доминирует вязкость. Простейшим решением уравнения Бюргерса, демонстрирующим процесс рассеяния, является решение Тейлора в виде ударной волны: При $x \rightarrow \infty, u \rightarrow 0$, а при $x \rightarrow-\infty u \rightarrow 2 a \delta$. График решения (1.8.20) при некотором $t>0$ дан на рис. 1.13. Это решение Рис. 1.13. Решение Тейлора в виде ударной волны (1.8.20).
|
1 |
Оглавление
|