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
Последующая история солитонов есть на самом деле история трех нелинейных эволюционных уравнений, а именно уравнений КдФ (1.1), (1.3) или (1.6), нелинейного уравнения Шрёдингера (НУШ) и уравнения sine-Gordon (СГ-уравнения) Последнее принимает форму в переменных светового конуса $(x+t) / 2 \rightarrow x, \quad(x-t) / 2 \rightarrow t$. Оно становится эволюционным уравнением —————————————————————- 16 Нелинейное уравнение Шрёдингера выделяется среди этих трех уравнений тем, что в нем $u(x, t)$ является комплексной, а не вещественной величиной. Оно управляет эволюцией любой слабо нелинейной, сильно диспергирующей квазимонохроматической волны и, в частности, описывает эволюцию волны на глубокой воде [1.28]. КдФ описывает слабонелинейный режим со слабой дисперсией на мелкой воде, тогда как четвертое уравнение, уравнение простой волны управляет сильно нелинейными недиспергирующими волнами. Как мы увидим, это уравнение также сыграло роль в развитии предмета, однако в отличие от КдФ, НУШ и СГ оно не имеет солитонных решений. Скажем вкратце, что мы понимаем под последними, поскольку они являются предметом всей этой книги. Уединенная волна (1.5) уравнения КдФ (1.3) есть единственное решение вида $u(x-V t)$, удовлетворяющее граничным условиям $u \rightarrow 0$ при $|x| \rightarrow \infty$. Забуски и Крускал [1.2] имели дело с периодическими граничными условиями. Тем не менее они сделали замечательное наблюдение, установив, что произвольное начальное возмущение $u(x, 0)$ превращается при $t \rightarrow \infty$ в набор уединенных волн, каждая из которых имеет форму (1.5), асимптотически хорошо разделенных и движущихся с различными скоростями. Такое поведение в действительности было известно Расселлу [1.3]. Забуски и Крускал выдвинули на первый план другое свойство солитонов, а именно то, что два импульса формы (1.5) при $x=-\infty, t \rightarrow-\infty$ могут столкнуться в области конечных $x$, но выходят из столкновения с неизменными формами и скоростями. Имеется некоторый сдвиг их положений в выражениях (1.5) при $t \rightarrow \infty$ (фазовый сдвиг). Этот сдвиг обычно мал, но не всегда [1.29]. Мы примем поэтому в качестве рабочего определения солитона следующее. Солитон — это уединенная волна, сохраняющая свою форму и скорость после столкновения с другой такой уединенной волной, —————————————————————- 1.2. Определение солитона Они имеют решение в виде уединенной волны Заметим, что солитон (1.5) с параметром $\alpha=\alpha_{2}>\alpha_{1}$ будет обгонять второй солитон с параметром $\alpha_{1}$. Ясно, что он пройдет через второй солитон, так что асимптотически солитоны поменяются местами. Точно так же набор $N$ солитонов уравнения КдФ с параметрами $\alpha_{N}>\alpha_{N-1}>\ldots>\alpha_{1}$, упорядоченные в последовательность $N, N-1, \ldots, 1$, при $t \rightarrow-\infty$ станут упорядоченными естественным образом $1,2, \ldots, N$ при $t \rightarrow \infty$. Такая интерпретация, однако, субъективна, поскольку можно считать, что солитоны, сохраняя порядок, просто обмениваются энергией, импульсом (и амплитудой) в процессе столкновения. Такое частицеподобное поведение и объясняет происхождение термина «солитон» [1.2]. Вторая интерпретация может быть сохранена, хоть и не в таком простом виде, и в случае столкновения решений типа бризера и кинка СГ-уравнения. Аналитическая форма этих двух решений дается формулами (1.29) и (1.23) соответственно. Само решение типа бризер плюс кинк содержит три параметра $a_{i}$ и может быть найдено из (1.22). Первое впечатление состоит —————————————————————- 18 В качестве примера мы дадим $N$-солитонное решение уравнения КдФ (1.3). Граничные условия суть $u \rightarrow 0,|x| \rightarrow \infty$, и солитонное решение имеет вид где $\alpha_{n}$ и $x_{n}$-вещественные параметры. Насколько нам известно, решение в такой форме было впервые дано Хиротой [1.33], который использовал прямой метод (см. гл. 5), а не метод обратной задачи. Хирота работал с уравнением (1:1), и его решение получается из (1.16) масштабным преобразованием. Из (1.16) можно найти, что при $f_{1} \approx 1, f_{2} \ll 1$ тогда как при $f_{1} \approx 1, f_{2} \gg 1$ и где Таким образом, при $f_{1} \approx 1 u$ имеет вид уединенной волны (1.5), если $f_{2}$ очень мало или очень велико; в последнем случае, однако, $u$ испытывает сдвиг аргумента (фазовый сдвиг) $\ln \left[\left(\alpha_{2} t^{\prime}\right.\right.$ $\left.\left.+\alpha_{1}\right) /\left(\alpha_{2}-\alpha_{1}\right)\right]^{2}$ по отношению к первому с.пучаю. Положим $\alpha_{2}>\alpha_{1}>0$ и $x_{2} \ll x_{1}<0$. Тогда при $t=0$ больший солитон с параметром $\alpha_{2}$ расположен существенно левее меньшего, имеюшего параметр $\alpha_{1}$. В самом деле, для $x:=x_{1}+\alpha_{1}^{2 t}$ при $t \approx 0$ получим $f_{1}=1$ и $f_{2} \ll 1$, в то время как для —————————————————————- 1.2. Определение солитона Таким образом, сдвиг $\delta_{i}$ есть сумма сдвигов при парных столкновениях, тогда как $\sum_{i=1}^{N} \delta_{i}=0$, и полный фазовый сдвиг сохраняется. Отсутствие многочастичных эффектов связано [1.34] с наличием высших интегралов движения у уравнения КдФ. Эти интегралы описаны в разд. 1.4. Асимптотическое поведение решений КдФ рассматривалось Гарднером и др. [1.1], а также Гиббоном и Эйлбеком [1.35]. Использованное здесь рассуждение заимствовано нами в основном из работы Уизема [1.36]. Итак, три весьма различных на вид уравнения — КдФ (1.3), НУШ (1.9) и СГ (1.10) или (1.11) — имеют $N$-солитонные решения, в то время как уравненяе $\varphi^{4}$ таковых не имеет. Уравнение простых волн (1.12) их также не имеет, поскольку оно вообще не имеет решений типа уединенной волны; это уравнение, однако, имеет бесконечннй набор интегралов движения в инволюции [1.37]. Значение последних для солитонных решений будет рассмотрено в разд. 1.4. Прежде чем идти дальше, сделаем замечание о методе обратной задачи рассеяния для решения нелинейных эволюционных уравнений $u_{t}=K[u]$, поскольку мы думаем, что это будет полезно читателю. Указанный метод и его история описаны в разд. 1.4-1.6. Для тех, кто не слыхал об этом методе раньше, скажем, что его основная идея состоит в следующем: поскольку никакого прямого способа построения $u(x, t)$ по начальным данным обычно нет, можно попытаться связать с данным уравнением некоторую задачу рассеяния с рассеивающим потенциалом $u(x, t)$. Например, для уравнения КдФ задачей рассеяния является задача на собственные значения для оператора Шрёдингера $\left[-\partial^{2} / \partial x^{2}+u(x, t)\right] \psi= \pm k^{2} \psi$. Начальное условие $u(x, 0)$ отображается с помощью задачи рассеяния на так называемые «данные рассеяния». Далее оказывается, что 9волюция этих данных может быть найдена из нелинейного эволюционного уравнения. Последним шагом является вычис- —————————————————————- 20 Симметрия задачи рассеяния оказывает влияние на форму солитонного решения. Например, односолитонное решение НУШ (1.9), найденное Захаровым и Шабатом с помощью задачи рассеяния $2 \times 2[1.35]$, имеет вид где $\xi, \eta, \delta$ и $x_{0}$ — свободные параметры. Это решение представляет собой «солитон огибающей», в котором огибающая, имеющая форму гиперболического секанса, модулирует монохроматическую «несущую волну» числителя. В этом солитоне связь между скоростью и амплитудой, характерная для солитонов КдФ, полностью отсутствует. Метод обратной задачи дает тому ясное объяснение [1.38]. Солитоны описываются связанными состояниями задачи рассеяния; в случае НУШ задача рассеяния допускает комплексные собственные значения $\zeta, \zeta=\xi+$ + in $(\eta>0)$, причем $\xi$ и $\eta$ оказываются параметрами в (1.21). В противоположность этому собственные значения уравнения $>0$ ). Итак, параметр $\eta$ определяет амплитуду, а $\xi$-скорость солитона НУШ (1.21); параметр $\eta$ определяет как скорость, так и амплитуду солитонного решения (1.2) уравнения КдФ. В случае СГ-уравнения появляются некоторые новые особенности. $N$-солитонное решение этого уравнения имеет вид [1.39] где $a_{j}$ и $\gamma_{j}$ имеют один и тот же знак и где $a_{j}$ и $x_{j}$-свободные параметры. Прежде всего заметим, что односолитонное решение является «кинком» —————————————————————- 1.2. Определение солитона имеет характер уединенной волны колоколообразной формы, т. е. $u_{x}$ является настоящим солитоном. Граничные условия для СГ-уравнения есть поэтому $u \rightarrow 0(\bmod 2 \pi), u_{x}, u_{x x} \rightarrow 0$, когда $|x| \rightarrow \infty$, как мы и предполагали для уравнения (1.11). Асимптотически [1.39] при $t= \pm \infty$, где В $N$-солитонном столкновении ( $2 N \pi$-кинк) Заметим далее, что выбирая в качестве свободных параметров комплексно-сопряженные пары мы получаем «дышащие» солитоны — бризеры —————————————————————- 22 В нелинейной оптике это решение называется «0л-импульсом», поскольку в нем $u$ меняется от нуля до нуля при изменении $x$ от $-\infty$ до $+\infty$. Точно так же кинк именуется $2 \pi$-импульсом. Такая терминология связана с тем, что наблюдаемой величиной является электрическое поле $\varepsilon \sim\left(u_{t}+u_{x}\right)$ (в действительности наблюдается интенсивность $\varepsilon^{2}$ ). В теории, описанной в гл. 2 , импульс имеет «площадь» $2 \pi$, если он представляет собой $2 \pi$-кинк; площадь равна нулю, или $0 \pi$, если импульс является бризером (1.28). В произвольной системе отсчета энергия бризера легко вычисляется и равна [1.39] где $\gamma_{R}^{2}=\left(1-V^{2}\right)^{-1}$. Бризер поэтому имеет массу покоя $16 \cos \mu$. Соответствующая энергия $2 \pi$-кинка (1.23) равна $8 \gamma_{1}$, а для $4 \pi$-кинка (1.25) она есть $8 \gamma_{1}+8 \gamma_{2}$. Масса кинка поэтому равна 8 . Заметим, что бризер осциллирует с частотой $\left(1-V^{2}\right)^{-1 / 2} \sin \mu$. В системе отсчета $V=0, a=1 \quad u(x, t)$ представляет собой стоячую волну осциллирующую с внутренней частотой $\sin \mu$. Ей соответствует та внутренняя степень свободы, которая при квантовании СГ-уравнения дает нетривиальный дискретный спектр [1.40, 1.42]. Колеман [1.43] дал простое объяснение этому спектру. Другой подход к квантованию СГ-уравнения, идущий от связанных с ним задач статической физики, изложен в гл. 12. Қак уже отмечалось, бризеры, кинки и антикинки ведут себя как солитоны при столкновениях. СГ-уравнение может быть решено с помощью обратной задачи для системы двух уравнений первого порядка $[1.44,1.45]$. Уравнения КдФ и НУШ также решаются этим способом $[1.38,1.44]$. У уравнений, резрешимых посредством $2 \times 2$ схемы обратной задачи рассеяния, предложенной Захаровым и Шабатом [1.38], а также Абловицем, Қаупом, Ньюэллом и Сегуром (АКНС) [1.44, 1.45], не может —————————————————————- 1.2. Опрсделение солитона Заметим, что два солитона уравнения КдФ или два кинка СГ-уравнения должны двигаться с различными скоростями (взгляните на выражения (1.16) и, скажем, (1.25)); поэтому любое возмущение, содержащее их, должно распасться. С другой стороны, любое число солитонов НУШ могут двигаться с одной и той же скоростью, и любое число бризеров СГ-уравнения также может иметь одинаковую скорость, которая притом может совпадать со скоростью одиночного кинка или антикинка. Это происходит потому, что скорости бризеров СГ-уравнения определяются из его задачи рассеяния модулями пар комплексных собственных значений ( $\zeta,-\zeta^{*}$ ); аналогично (сравните с (1.9)) скорость солитона НУШ определяется $\operatorname{Re}\{\zeta\}$. Конечно, может существовать любое число различных комплексных собственных значений $\zeta$ с заданными $|\zeta|$ или $\operatorname{Re}\{\xi\}$. Читателю, желающему подробнее узнать о том, как можно быстро выяснить в общих чертах поведение солитонов, взглянув на связанные с ними задачи рассеяния, мы рекомендуем прочитать гл. 6 и 9, например. Мы также рекомендуем ознакомиться с формулами (1.100) и (1.101) настоящей главы и со следующими за ними рассуждениями. Однако и теперь уже ясно, что у уравнения КДФ не может быть никаких решений типа бризеров: собственные значения связанных состояний для этого уравнения лежат на мнииой оси, $\zeta=$ і $(\eta>0)$, и они не могут встречаться парами. Заметим также, что для задач рассеяния более общего вида солитонные решения могут быть более сложными. Захаров и Манаков [1.46], а также Кауп [1.47] решили задачу о взаимодействии трех волн —————————————————————- 24
|
1 |
Оглавление
|