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 ДЛЯ СТУДЕНТОВ И ШКОЛЬНИКОВ ЕСТЬ
ZADANIA.TO
Системы, допускающие солитоны, обладают бесконечным семейством законов сохранения. Эти сохраняющиеся величины могут быть использованы [2.68] для предсказания прямо по начальным данным скорости солитонов, возникающих в итоге из этих начальных данных. Такое применение законов сохранения было весьма полезно для интерпретации первых численных результатов в квантовой оптике самоиндуцированной прозрачности. Позднее было показано, что бесконечное семейство законов сохранения является проявлением полной интегрируемости нелинейной системы [2.69-2.71]. В этом последнем разделе мы обсудим связи между физической информацией, полученной из законов сохранения в первых исследованиях, и математически точной формулировкой, использующей обратную задачу рассеяния для демонстрации полной интегрируемости уравнений движения. Напомним некоторые свойства вполне интегрируемых конечномерных гамильтоновых систем. Пусть $S_{2 n}$ обозначает $2 n$-мерное фазовое пространство; рассмотрим гамильтонову систему на $S_{2 n}$, порожденную гамильтонианом $H: S_{2 n} \rightarrow R$, где $Z=(Q, P) \in S_{2 n}$, матрица $T \equiv\left(\begin{array}{rr}0 & I \\ -I & 0\end{array}\right)$, и $I$ обозначает единичную $n \times n$-матрицу. Интеграл движения $E$ для этой гамильтоновой системы есть вещественная функция на фазовом пространстве, $E: S_{2 n} \rightarrow R$, постоянная вдоль интегральных кривых системы (2.90), т. е. если $z(t)$ обозначает решение системы (2.90), то $E(z(t))$ не зависит от времени $t$. Гамильтонова система в $S_{2 n}$ называется вполне интегрируемой, если она обладает $n$ интегралами движения $\left\{E_{1}, E_{2}, \ldots, E_{n}\right\}$, которые образуют независимое семейство, причем любые два члена этого семейства находятся в инволюции ${ }^{1}$ ) [2.72, 2.73]. Вполне интегрируемые системы обладают многими замечательными свойствами $[2.73,2.74]$. Интегральные кривые лежат на поверхностях $\left\{E_{i}=\right.$ const, $\left.i=1,2, \ldots, n\right\}$, которые в том случае, когда они компактны, являются (топслогически) $n$-мерными торами ( $n$-мерными поверхностями в фазовом пространстве $S_{2 n}$ ). С этими торами непосредственно связана координатная система $(\theta, J)$, получающаяся из координат $(Q, P)$ каноническим преобразованием [2.73]. Действительно, поверхности $J=$ const, т. е. $\left\{J_{1}=C_{1}, J_{2}=C_{2}, \ldots, J_{n}=C_{n}\right\}$ для констант $\left\{C_{1}, C_{2}, \ldots, C_{n}\right\}$ в точности определяют эти торы. Переменные действия ( $J$ ) нумеруют торы, в то время как угловые переменные $(\theta)$ задают положение фазовой точки на этих торах. Поскольку гамильтонов поток (2.90) оставляет эти торы неизменными, переменные действия $J$ должны быть интегралами движения для этой гамильтоновой системы. Аналитически это выражается в том, что гамильтониан $H$, выраженный через переменные $(\theta, J)$, зависит только от $J$ и не зависит от $\theta$. Поскольку отображение $(Q, P) \rightarrow(\theta, J)$ каноническое, уравнения движения запишутся в виде abla_{\theta} H \\ abla_{J} H Заметьте, в частности, что $j=0$ и что $\omega= Поскольку переменные действия различают торы, на которых лежат траектории, и стало быть задают их радиусы, эти переменные связаны с амплитудами колебаний. Кроме того, они определяют частоты колебаний посредством формулы $\omega=$ $= В сущности именно из-за такого определения переменные действия не только являются интегралами движения для гамильтоновой системы (2.90), но также проявляют замечательную устойчивость по отношению к адиабатическим (медленным) возмущениям динамической системы. В самом деле, они остаются почти постоянными при указанных возмущениях с гораздо большой точностью, чем другие интегралы движения, например энергия $[2.72,2.76]$. Это свойство устойчивости позволяет брать переменные действия в качестве основы многих вычислений теории возмущений в механике. Переменные действие — угол, описывающие осцилляторы с одной степенью свободы и линейные системы взаимодействующих гармонических осцилляторов, хорошо известны $[2.76,2.77]$. В [2.78], [2.79] мы пытались рассмотреть переменные действие — угол для систем с солитонами по аналогии с этими привычными системами. После того как мы перечислили основные свойства вполне интегрируемых гамильтоновых систем, вернемся к уравнению sine-Gordon, которое, как мы видели, возникает как предел уравнений самоиндуцированной прозрачности в отсутствие неоднородного расширения. Поэтому эту систему можно использовать как простую модель, чтобы проиллюстрировать пользу высших законов сохранения в квантовой оптике $[2.18,2.80]$. Наша цель здесь — объяснить эти первоначальные вычисления с точки зрения полной интегрируемости. Уравнение sine-Gordon для электрического поля $E$ имеет вид ${ }^{1}$ ) Это уравнение определяет бесконечномерную гамильтонову систему ${ }^{2}$ ) с гамильтонианом $H$ вида Гамильтонова система (2.91) обладает бесконечным набором интегралов движения. В самом деле, вычисление эволюции по $\tau$ данных рассеяния показывает, что величина, обратная коэффициенту прохождения, $a(\zeta)$, постоянна по $\tau$ при всех значениях ५. В действительности эта совокупность интегралов не является независимой, поскольку $a(\zeta)$ при $\operatorname{Im} \zeta>0$ определяется значением $|a(\zeta)|$ на вещественной оси вместе с нулями функции $a(\zeta)$ в верхней полуплоскости $\zeta$ посредством формулы (cм. [2.24]) Однако совокупность является бесконечным набором независимых интегралов движения. Более того, вычисление показывает, что эти величины находятся в инволюции по отношению к скобкам Пуассона $\{\text {, }\}_{ Существование такого бесконечного семейства наводит на мысль о полной интегрируемости системы ${ }^{1}$ ). В бесконечномерном случае наличие бесконечного числа интегралов движения необходимо, но не достаточно для полной интегрируемости, поскольку в этом случае трудно усмотреть, что интегралов действительно хватает; тем не менее уравнение sine-Gordon является вполне интегрируемым $[2.24,2.81,2.82]$. Чтобы доказать это, нужно использовать $\zeta_{j}$ и $\ln \mid a$ (६) $\left.\right|^{-2}$ для определения переменных действия, явно вычислить угловые переменные для каждой переменной действия и проверить, что преобразование от $E$ к этим координатам действие — угол является каноническим отображением (взаимооднозначным, обратимым и сохраняющим скобки Пуассона). Другими словами, нужно построить координатную систему, эквивалентную $E$, для которой половина степеней свободы является интегралами движения гамильтоновой системы (2.91). Физическая информация, содержащаяся в интегралах движения семейства (2.93), представляется совершенно ясной. Собственные значения $\zeta_{j}$ задают амплитуды и скорости импульсов, распространяющихся без искажений. Функция $\ln |a(\xi)|^{-2}$ нелинейным образом ассоциируется с амплитудой «звенящей» составляющей поля. Чтобы убедиться в этом, заметим, что сохранение вероятности (2.84) можно переписать в виде $|a(\xi)|^{2}=$ $=1-|R(\xi)|^{2} ;$ таким образом, $\ln |a(\xi)|^{-2}$ определяет величину коэффициента отражения $|R|^{2}$, которая в свою очередь связана с амплитудой «звенящей» компоненты $E$, и эта связь делается непосредственной для слабых импульсов $E$. В самом деле, для слабых импульсов $R(\xi)$ сводится к фурье-образу величины $E$ $[2.25,2.26,2.65,2.78]$. Хотя физическая информацня, содержащаяся в инвариантах движения семейства (2.93), совершенно ясна, эти интегралы выражаются на языке спектральной теории. Для сопоставления с ранними работами по «высшим законам сохранения» было бы желательно выразить явно эти константы через $E$. К сожалению, явные выражения переменных действия через $E$ для этой совокупности неизвестны; однако весьма явные формулы можно получить для другой совокупности инвариантов движения, связанной с первой. Ясно, что семейство инвариантов (2.93) определяет интеграл движения $\ln a$ (५) посредством формулы (2.92). В свою очередь разложения $\ln a(\xi)$ возле $\xi=0$ и возле $\xi=\infty$ дают асимптотические представления где коэффициенты разложения имеют вид Совокупности $\left\{C_{k}, k=1,3, \ldots\right\}$ и $\left\{D_{k}, k=1,3, \ldots\right\}$ образуют бесконечные семейства интегралов движения, определяемые переменными действия (2.93). Для такой системы обратимость пока не доказана. Другими словами, неизвестно, определяют ли семейства $\left\{C_{k}\right\}$ или $\left\{D_{k}\right\}$ переменные действия и тем самым эквивалентны ли они переменным действия. Было бы интересно установить такую эквивалентность, поскольку именно эти семейства $\left\{C_{k}\right\}$ и $\left\{D_{k}\right\}$ (а не переменные действия) явно выражаются через поле $E$, содержат привычные интегралы (такие, как энергия) и были первоначально использованы для извлечения информации из «высших интегралов движения». С другой стороны, суммарная информация, извлекаемая из семейства $\left\{C_{k}\right\}$ и $\left\{D_{k}\right\}$, не известна точно, хотя и ясно, что переменные действия составляют половину (причем наиболее существенную) информации, необходимой для того, чтобы явно проинтегрировать уравнение. Формулы (2.94) для интегралов $\left\{C_{k}\right\}$ и $\left\{D_{k}\right\}$ показывают, что эта проблема эквивалентности может быть переформулирована как проблема моментов $[2.24,2.78]$. Определяют ли моменты функции $\ln |a(\xi)|$ функцию $\ln a(\xi)$ ? Для более простой системы — цепочки Тоды — мы показали в $[2.78]$, что семейство, аналогичное $\left\{C_{k}\right\}$, определяет переменные действия. Однако это доказательство основывается на представлении $\ln a$ (६) сходящимися степенными, а не асимптотиче.скими рядами, и обобщить его на случай уравнения sine-Gordon не представляется возможным. Теперь укажем, как семейство $\left\{D_{k}\right\}$ выражается через поле $E$. Это семейство $\left\{D_{k}\right\}$ определяется $\ln a(\zeta)$ вблизи $\zeta \simeq 0$. Используя технику типа той, что применяется в низкоэнергетической ядерной физике для вычисления «длин рассеяния» [2.24, $2.81,2.82$ ], выводим тождество Здесь $\varphi$ и $\psi$ являются решениями задачи на собственные значения (2.80), удовлетворяющими граничным условиям При $\zeta=0$ можно найти $\varphi$ и $\psi$ в явном виде: где $\int_{-\infty}^{\infty} E\left(z^{\prime}, \tau\right) d z^{\prime}=2 n \pi$. Подстановка этих выражений в (2.95) дает и показывает, что $D_{1}=-i H$, где $H$ есть гамильтониан. Аналогичные, но более сложные вычисления дают выражения для $D_{k}$ через поле $E$. Выражение через $E$ семейства $\left\{C_{k}\right\}$ получается из поведения $\ln a(\zeta)$ при больших $\zeta$. Используемая здесь техника аналогична методу ВКБ в квантовой механике. Определим, следуя $[2.20]$, Заметим, что $\lim _{z \rightarrow+\infty} F(y, \zeta)=\ln a(\zeta)$. Преобразование задачи на собственные значения (2.80) приводит к уравнению для $F$ : При больших § это дает асимптотическое разложение где $\left\{C_{k}\right\}$ выражаются через $E$. Первые два члена этого разложения суть и т. д. Эти формулы позволяют выразить интегралы $\left\{C_{k}\right\}$ через начальный профиль импульса $E(z, \tau=0)$, а это как раз и есть плотности высших законов сохранения [2.18]. Это наблюдение увеличивает важность упоминавшейся выше проблемы эквивалентности. Можем ли мы использовать интегралы $\left\{C_{k}\right\}$, задаваемые начальными данными, для определения переменных действия и тем самым для получения содержащейся в них физической информации — амплитуд и скоростей солитонов, амплитуд и частот «звенящих» компонент? В приложениях $[2.83,2.84]$ предполагается, что «звенящим» вкладом можно пренебречь и вдобавок что априори известноскажем, из теоремы площадей — число солитонов, возникающих из рассматриваемых начальных данных. В этом случае константы $\left\{C_{k}\right\}$ используются для оценки скоростей возникающих солитонов. Например, если известно, что возникают два солитона, то пара соотношений может рассматриваться как два нелинейных алгебраических уравнения с двумя неизвестными ( $\zeta_{1}$ и $\zeta_{2}$ ). Их решение дает выражения скоростей возникающих солитонов через начальный импульс $E$ (см. [2.66]). Этот метод использовался Березиным и Қарпманом [2.68] и был ими вполне строго обоснован для уравнения Кортевега де Фриза. При исследовании строгости этого метода в общем случае немедленно обнаруживается, что отбрасывание непрерывной «звенящей» составляющей может не давать хорошей аппроксимации. Хоть непрерывная компонента и затухает по $\tau$, все же часто такое затухание происходит лишь алгебраически и локально по $(z, \tau)$. Опыт показывает $[2.18,2.68]$, что отбрасывание непрерывной части тем точнее, чем более гладкими являются начальные данные. Начальные профили, имеющие скачкообразный разрыв поля или его производных невысокого порядка, приводят к заметному «звону», которым нельзя пренебречь. (Такое отбрасывание «звенящего» вклада для уравнений самоиндуцированной прозрачности много лучше, чем для уравнения sine-Gordon, поскольку для них непрерывная компонента затухает экспоненциально по $\tau$ для почти всех $z$. Следует отметить, что система уравнений самоиндуцированной прозрачности не приводит к выражению глобальных интегралов движения только через поле $E$. Однако локальные законы сохранения существуют и могут быть вычислены, как и выше. Снова опыт показывает, что для системы самоиндуцированной прозрачности при достаточно гладких начальных данных процедура вполне согласуется с численными результатами.) Мы полагаем, что рассмотрение этих вычислений с точки зрения динамики вполне интегрируемых гамильтоновых систем внесет ясность, делая очевидными используемые приближения.
|
1 |
Оглавление
|