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 Вплоть до настоящего момента в этой главе все рассмотрение было локальным в том смысле, что в нашей интерпретации уравнения (5.52) описывали эволюцию точки $Q$ в бесконечномерном пространстве в бесконечномерном времени $\mathbf{t}\left(t_{1}, t_{2}, \ldots\right)$. В этом разделе мы обратимся к более традиционному подходу, в котором одна из независимых переменных выделена. Если в качестве таковой мы возьмем $t_{1}$ и обозначим $t_{1}=x$, то в результате получим уравнения называемые иерархией АКНС. Если же мы выберем $t_{2}$, то уравнения составят иерархию НУШП (нелинейное уравнение Шрёдингера с производной). Какую бы независимую переменную мы бы не выделили, в дальнейшеи ставится задача Коши с граничными условиями на $-\infty<x<\infty$ с заданными граничными условиями $e(x, 0), f(x, \mathbf{0})$, которые устроены так, чтобы все величины, входящие в метод обратной задачи, были подходящим образом определены. Может быть также поставлена периодическая задача на конечном интервале. Рассмотрим (5.94) на $-\infty<x<\infty$ и предположим, что $e_{1}\left(x, t_{j}\right), f_{1}\left(x, t_{j}\right) \rightarrow 0$ при $x \rightarrow \pm \infty$. Пусть $V$ – фундаментальное матричное решение для и так как $e_{1}, f_{1} \rightarrow 0$ при $x \rightarrow \pm \infty$, мы можем нормировать $V$ таким образом, чтобы при $x \rightarrow-\infty$. Так выбранное $V$ мы обозначим Ф со столбцами $\varphi=\left(\varphi_{1}, \varphi_{2}\right)^{T}$ и $\left.-\bar{\varphi}=\left(-\bar{\varphi}_{1},-\bar{\varphi}_{2}\right){ }^{1}\right)$ Эта нормировка приводит к изменению временной эволюции: где $Q_{0}^{(j)}$ – это асимптотика $Q^{(j)}$ при $x \rightarrow \pm \infty$. Легко показать, что дополнительный член в правой части не изменит условий интегрируемости. При перекрестном дифференцировании (5.96) и (5.95) или же двух разных уравнений из (5.96) последние члены в (5.96) автоматически обращаются в нуль. Далее, если $\Psi$ является фундаментальным матричным решением (5.95), таким что $\Psi \rightarrow V_{0}$ при $x \rightarrow+\infty$, то тогда $\Phi$ и $\Psi$ связаны постоянной (по $x$ ) матрицей равной $\Psi^{-1} \Phi$. При $x \rightarrow+\infty$ Мы называем $A\left(\xi, t_{i}\right)$ матрицей рассеяния. Временна́я зависимость $A\left(\xi, t_{j}\right)$ находится с помощью подстановки (5.97b) в (5.96): В этих иерархиях мы считаем, что В частности, (5.98) имеет лаксов вид, и диагональные элементы $a(\zeta)$ и $\bar{a}(\zeta)$ матрицы $A$ суть ингегралы движения. Далее можно показать, что при заданном интеграле $\int_{-\infty}^{\infty}\left(\left|e_{1}\right|,\left|f_{1}\right|\right) d x<\infty$ величины можно аналитически продолжить соответственно в верхнюю и нижнюю полуплоскости $\zeta$. Но єсли $\operatorname{Im} \zeta>0$, то $\boldsymbol{\varphi}\left(\sim\left(\begin{array}{l}1 \\ 0\end{array}\right) e^{-i \zeta x}\right)$ и $\psi\left(\sim\left(\begin{array}{l}0 \\ 1\end{array}\right) e^{i \zeta x}\right)$ являются единственными решениями, затухающими в $-\infty$ и в $+\infty$ соответственно. Значит, если $\xi_{j}$ таково, что $\varphi\left(x, \zeta_{j}\right) \rightarrow 0$ в $x=+\infty$, то и $a\left(\zeta_{j}\right)=0$. Аналогично, нули $\bar{\zeta}_{j}$ функции $\bar{a}(\zeta), \operatorname{Im} \bar{\zeta}_{j}<0$, порождают связанные состояния $\bar{\varphi}\left(x, \bar{\zeta}_{j}\right)$ и $\bar{\psi}\left(x, \bar{\zeta}_{j}\right) ; \bar{\varphi}\left(x, \zeta_{j}\right)=\bar{b}_{l} \bar{\psi}\left(x, \xi_{j}\right)$. Поэтому спектр уравнения (5.95) сохраняется под действием любого потока этой иерархии. Қак и в изученном ранее случае КдФ, собственные значения $\zeta_{j}$, $\zeta_{j}$ связаны с солитонной частью решения. Я также отмечу факт, который много раз использовался при построении солитонных решений (как в разд. Зh или в следующем разделе о преобразованиях Бэклунда). Он состоит в том, что для собственных значений $\zeta_{j}$ столбцы $(\varphi, \psi)$ фундаментального матричного решения пропорциональны. В тех случаях, когда $f_{1}=-e_{1}^{*}, f_{1}=-e_{1}\left(r=-q^{*},-q\right.$ в [23]), имеется некоторое упрощение. В частности, в первом случае $\bar{\zeta}_{j}=\zeta_{j}^{*}$, а в последнем $\bar{\zeta}_{j}=-\zeta_{j}$. В частности, если $f_{1}=-e_{1}$ вещественны, то собственные значения чисто мнимы $\left(\zeta_{j}=i \eta_{j}\right.$ ) (солитоны, кинки) или появляются парами ( $\zeta_{l},-\zeta_{f}^{*}$ ) (бризеры или бионы). Обратная задача разрешается стандартно, и мы приведем здесь краткий обзор результатов. Подробности читатель найдет в [23]. Что мы хотим сделать- это восстановить $\Phi$ или $\Psi$ по данным рассеяния. Зная эти функции, мы получим $Q^{(j)}$, и в частности $Q_{1}=e_{1} E+f_{1} F$. Легче всего найти $Q_{1}$, вычисляя члены разложения $\Phi$ и $\Psi$ или $1 / \zeta$ вблизи $\zeta=\infty$ (см. предыдущий раздел). Рассмотрим функцию $(\varphi(\xi) / a(\xi)) e^{i \xi x}$, мероморфную при $\operatorname{Im} \xi>0$, с асимптотикой $\left(\begin{array}{l}1 \\ 0\end{array}\right)$ при $\xi \rightarrow \infty$. С функцией $\psi(\xi) e^{i \xi x}$, аналитической при $\operatorname{Im} \xi<0$ и имеющей асимптотику $\left(\begin{array}{l}1 \\ 0\end{array}\right)$ при $|\xi| \rightarrow \infty$, она связана посредством $(b(\xi) / a(\xi)) \psi(\xi) e^{i \xi x}$ (попросту выпишите уравнение для первого столбца $\Phi=\Psi A$ ) на вещественной оси. Поэтому мы хотим решить задачу РиманаГильберта: найти функцию, аналитическую при всех $\xi$, имеющую лишь конечное число полюсов, с заданным поведением при $\xi \rightarrow \infty$ и заданным скачком на вещественной оси. Для решения этой задачи мы рассматриваем при $\operatorname{Im} \zeta<0$ и вычисляем этот интеграл дважды, сначала замыкая контур полуокружностью $\xi=\infty, \operatorname{Im} \xi>0$, а затем заменяя $\varphi$ на $a \bar{\psi}+$ $+b \psi$ и вычисляя первый интеграл, замыкая путь интегрирования в нижней полуплоскости. Получается где $\psi_{j}=\psi\left(\zeta_{j}\right), \gamma_{f}=b_{j}\left(a_{f}^{\prime}\right)^{-1}, a_{j}^{\prime}=(d a / d \zeta)$ в $\zeta=\zeta_{j}, j=1, \ldots, N$, $N$ – число нулей функции $a(\zeta)$. Следуя аналогичному рецепту, мы можем найти линейное по $\bar{\psi}$ уравнение для $\psi(\zeta, x) e^{-i \zeta x}$ $(\operatorname{Im} \xi>0)$. Именно тот факт, что скачки при переходе через вещественную ось $\zeta$ линейны по $\psi$ и $\psi$, и позволяет линеаризовать обратную задачу. Если мы имеем дело с безотражательными потенциалами, то $b=\overline{0} \equiv 0$ и уравнения на $\psi, \bar{\psi}, \varphi, \bar{\varphi}$ таковы: где $\beta_{j}=\bar{b}_{j}\left(a_{j}^{\prime}\right)^{-1}, \bar{\beta}_{j}=b_{j}\left(\bar{a}_{j}^{\prime}\right)$. Пусть $\zeta=\bar{\zeta}_{k}$ в $\left(5.99 \mathrm{a}\right.$, с) и $\zeta=\zeta_{k}$ в $(5.99 b, d)$; тогда полученные линейные уравнения на $\psi_{i}, \bar{\psi}_{j}$ легко решаются. Определитель матрицы коэффициентов (с точностью до экспоненциального множителя с линейной по $t_{k}$ фазой) есть $\tau$-функция. Читателю следует разобрать односолитонный случай, который соответствует паре $\zeta_{1}, \bar{\zeta}_{1}$. Если $r=-q^{*}$, то $\bar{\zeta}_{1}=\zeta_{1}^{*}$, и решения таковы: где и задающие начальное положение параметры $x_{0}$, 甲 $_{0}$ связаны с коэффициентами $b_{j}, \bar{b}_{j}=b_{j}^{*}$. А теперь мне хочется, чтобы вы запомнили структуру фундаментальной матрицы решений. Заметьте, что каждый столбец $\bar{\psi}$ и $\psi$ имеет конечное число не зависящих от $x, t_{k}, k=2, \ldots$ полюсов. Мы вольны переопределить фундаментальную солитонную матрицу, умножая решение $\bar{\psi}$ на $\zeta^{-N} \prod_{1}^{N}\left(\zeta-\zeta_{f}\right)$, и в этом случае $\psi e^{i \zeta x}$ имеет вид Подобным образом можно переопределить произведение $\psi e^{-i t x}$, чтобы оно превратилось в многочлен степени $\vec{N}$ по обратным степеням $\zeta$. Такая нормировка достигается умножением $V$ справа на $\left(\begin{array}{cc}F_{1}(\xi) & 0 \\ 0 & F_{2}(\xi)\end{array}\right)$. Наоборот, как это делалось в гл. 3, можно показать, что если мы возьмем для $\alpha=\left(\zeta_{1}, \ldots, \zeta_{N}, \bar{\zeta}_{1}, \ldots, \bar{\zeta}_{\bar{N}}\right), b=\left(b_{1}, \ldots, b_{N}, \bar{b}_{1}, \ldots, \vec{b}_{\bar{N}}\right)$, то столбцы матрицы $V$ удовлетворяют соотношению Элементы матриц $Q^{(j)}$ связаны с $\mathbf{C}_{1 k}, \mathbf{C}_{2 k}$ и различными их производными. Например, Доказательство предположения, что из $(5.100 \mathrm{a}, \mathrm{b})$ следует (5.101), вытекает из соображений единственности, которые были описаны в разд. Зһ в связи с семейством КдФ. Во-первых, заметьте, что $2(N+\vec{N})$ уравнений (5.101b) единственным образом определяют $\mathbf{C}_{1 k}, \mathbf{C}_{2 k}$ как функции $x, t_{j}, j \geqslant 2$. Затем рассмотрите векторные величины и, кроме того, $\mathbf{u}_{1}(\alpha)=b \mathbf{u}_{2}(\alpha)$. Итак, вектора $\mathbf{v}_{1}+\mathbf{u}_{1}, \mathbf{v}_{2}+\mathbf{u}_{2}$ удовлетворяют всем условиям (5.100), (5.101). Но вектора, удовлетворяющие этим условиям, единственны (мы можем в явном виде вычислить $\mathbf{C}_{1 k}, \mathbf{C}_{2 k}$ ) и, следовательно, $\mathbf{u}_{1}=\mathbf{u}_{2}=0$. Поэтому вектора $\mathbf{v}_{1}$ и $\mathbf{v}_{2}$ удовлетворяют (5.101) для $j=1$. Доказательство для других $t_{j}$ аналогично. добавленная к перечню (5.76). Она может быть записана как так что нетривиальное решение существует только когда Уравнение (5.104) задает алгебраическую кривую (для sì $(2, C$ ) гиперэллиптическую) Перекрестное дифференцирование (5.96) и (5.103) показывает, что $P=\sum_{1}^{n} u_{i} Q^{(j)}$ удовлетворяет уравнению которое означает, что $P$ можно записать в виде Следовательно, характеристический многочлен для $P$ равен $\operatorname{det}\left(P_{0}-y I\right)$ и поэтому он не зависит ни от какого времени. Кроме того, из совместности (5.102) и (5.76) получим (достаточно перекрестно продифференцировать по $t_{k}$ и использовать $\left.Q_{t_{k}}^{(j)}+\left[Q^{(j)}, Q^{(b)}\right]=Q_{t_{j}}^{(k)}\right)$ Таким образом, (i) означает, что каждое $Q^{(k)}$ – это функция лишь ( $n-1$ ) линейных комбинаций $t_{1}, \ldots, t_{n}$, а (ii) означает, что, в частности, $Q^{(1)}$ удовлетворяет обыкновенному дифференциальному уравнению по $t_{1}=x$, потому что $e_{1, t_{j}}$ и $f_{1} t_{j}$ можно записать как функции $e_{1}, f_{1}$ и их производных по $t_{1}$. Конечномерное многообразие решений зтого уравнения левоинвариантно относительно всех потоков во всей иерархии $Q_{t_{j}}=\left[Q^{(j)}, Q\right]$. Это означает, что решение уравнения в момент времени, равный нулю, если ему позволить эволюционировать в силу любого временного потока, останется решением (5.109). Уравнение (5.109) часто называют уравнением Лакса Новикова. Решения (5.109), как и их эволюция по временам, можно построить в явном виде, и мы показали один из способов сделать это в разд. Зһ. Эта задача решается в абелевых функциях. Метод построения, использующий теорию римановых поверхностей и единственность обладающих определенными свойствами функций, заданных на этих поверхностях, был дан И. М. Кричевером. Я не буду здесь объяснять его идеи и вместо этого рекомендую читателю работу [28]. наложена на набор уравнений Условие интегрируемости теперь таково: что можно переписать в виде где Коэффициент при $1 / \zeta$ дает что есть аналог (5.109). Это означает, что $Q_{1}$ – функция вида с $n-1$ фазой. котөрое получается, если положить $f_{1}=e_{1}=q$ и заморозить все потоки по четным временам $t_{2 n}$. они соответствуют Вычисление $Q^{(5)}$ я оставляю читателю в качестве упражнения. Заметьте, что (5.117) обладает масштабной инвариантностью, т. е. если $q(x, t)$ является решением (5.117), то $\beta q\left(\beta x, b^{3} t_{3}\right)$ тоже является решением. Решение $\tilde{q}(x, t)$, инвариантное относительно масштабного преобразования, называется автомодельным, и это значит, что или что совпадает с (5.113) при $n=3$. Итак, $q\left(x, t_{3}\right)$ имеет вид Удобно заменить переменные в на переменные чтобы отразить структуру коэффициентов $Q^{(1)}$ и $Q^{(3)}$. Мы видим, что $V\left(x, t_{3} ; \zeta\right)$ преобразуется при изменении масштаба как $W(X, \xi)$, где $\xi=\zeta\left(3 t_{3}\right)^{1 / 3}$, и что уравнения (5.122) превращаются в Условие интегрируемости для (5.124), (5.125) – это если $q$ задано выражением (5.121), это совпадает с проинтегрированным по $X$ уравнением (5.117), при этом $v$ – константа интегрирования. Выражение (5.126), описывающее автомодельное решение , уравнения (5.117), есть уравнение Пенлеве второго рода (см. [35], [36] и разд. 4е). Это нелинейное неавтономное уравнение, левоинвариантное относительно потока. Например, выберете функцию $f(x)$, удовлетворяющую (5.126). Возьмем $t_{3}=1 / 3$. Позвольте решению $q\left(x, t_{3}\right.$ ) вида (5.121) эволюционировать в силу (5.117) на интервале $1 / 3<t_{3}<t$. Тогда $q(x, t)$ при $t_{3}=t$ будет иметь вид (5.121), где $f(X)$ снова является решением (5.126), только $X$-это теперь $x /(3 t)^{1 / 3}$. Мы делаем более общее утверждение: класс совместных со связью (5.110) решений имеет многофазную автомодельную структуру и удовлетворяет автономному нелинейному обыкновенному дифференциальному уравнению по $x$, именно (5.113), с коэффициентами, зависящими от $x, t_{2}, \ldots, t_{n}$. Далее, многообразие решений левоинвариантно относительно потоков $Q_{1, t_{l}}$, $j=1, \ldots, n$ в том смысле, что решение (5.113) в момент $t_{2}^{(0)}, \ldots, t_{n}^{(0)}$ при эволюции в силу потоков $Q_{1, t_{j}}, j=2, \ldots, n$ до времен $t_{2}, \ldots, t_{n}$ снова будет удовлетворять (5.113), только $t_{2}^{(0)}, \ldots, t_{n}^{(0)}$ надо заменить текущими временами $t_{2}, \ldots, t_{n}$. Однако в отличие от конечнозонных решений, эти решения не являются, я это подчеркиваю, левоинвариантными относительно высших потоков $Q_{1, t_{j}}, j>n$, данной иерархии. Теперь про то, как можно решить задачу Коши для (5.126) при заданных $f$ и $f_{x}$ в точке $X=X_{0}$. В методе обратной задачи, как вы помните, мы сконцентрировали внимание на задаче на собственные значения и использовали второе уравнение (5.122), чтобы определить временну́ю эволюцию данных рассеяния. Для решения обыкновенных нелинейных автономных уравнений, связанных с конечнозонными решениями, мы сосредоточили внимание на связи и использовали задачу на собственные значения и другие уравнения $V_{t_{j}}=Q^{(j)} V$ в качестве вспомогательных уравнений для определения зависимости $\mu$ от $x$ и $t_{j}$ (см. разд. $3 \mathrm{~h}$ ). Здесь мы снова сосредоточимся на связи (5.125) и используем (5.124) в качестве вспомогательного уравнения. Уравнение (5.125) выглядит сложно, но если его рассматривать как функцию от $\xi$, оно в действительности очень простое, ибо все коэффициенты рациональны по $\xi$. Есть две особые точки, одна регулярная ( $\xi=0$ ), другая – нерегулярная точка третьего порядка $(\xi=\infty)$. Из теории обыкновенных дифференциальных уравнений известно, что структура фундаментальной матрицы решений полностью определяется своим поведением вблизи особых точек. В частности, это поведение характеризуется матрицами монодромии, описывающими, как меняется фундаментальная матрица решений при обходе вокруг особой точки. где $\Phi$ аналитична по $\xi$ (для полуцелых $v$ в решении общего вида, как правило, вдобавок появляются логарифмы). Матрица монодромии $J$, соответствующая $\xi=0$, есть и $J$ имеет вид где $J_{1}$ присутствует лишь если $v$ полуцелое. Для $v=1 / 2, J_{1}=$ $=2\left(f_{x}+f^{2}+2 X\right) e^{-2 u}, u_{x}=f$. Заметьте, что $J_{1 X}=0$. Вблизи $\xi=\infty$ (5.125) имеет формальное фундаментальное решение где $\theta=i \xi X+i \xi^{3} / 3$ и $\hat{\Psi}=\sum_{0}^{\infty} c_{f} \zeta^{-j}-$ формальный ряд Лорана. В каждом секторе $S_{j},(\pi / 3)(j-1) \leqslant \operatorname{Arg} \xi \leqslant(\pi / 3) j$, существует настоящее решение $\Psi_{j}$, для которого (5.130) является асимптотическим разложением в $S_{j}$. Однако при обходе вокруг $\infty$ мы сталкиваемся с явлением Стокса. А именно, при переходе от $S_{1}$ к $S_{2}$, когда $\operatorname{Arg} \xi=\pi / 3$, аналитическое продолжение асимптотического разложения в $S_{1}$ не является более асимптотическим разложением аналитического продолжения настоящего решения. Приходится умножать настоящее решение $\Psi$ на «матрицы Стокса» вида чтобы получить новое решение $\Psi_{2}$, асимптотическое разложение которого в $S_{2}$ есть (5.130). Происходит следующее: «рецессивное» решение в $S_{1}$ (т. е. решение, пропорциональное $e^{\theta}$, которое убывает экспоненциально) становится доминантным решением в $S_{2}$, но определенное количество ( $a_{1}$, множитель Стокса) рецессивного в $S_{1}$ решения следует добавить к доминантному в этой области, чтобы их комбинация была рецессивна в следующем секторе. Фундаментальные решения $\Psi_{i}$ с асимптотическим разложением (5.130) в шести секторах вблизи бесконечности связаны соотношениями где ненулевые недиагональные элементы в $A_{j}$ (множители Стокса) чередуются от угла к углу. Детали проработаны в [36]. Набор матриц $J, A_{1}, \ldots, A_{6}$ вместе со связующей матрицей $A$, которая устанавливает связь между фундаментальным решением $\Phi$, определенным образом нормированным в $\xi=0$, и $\Psi_{1}$, $\Phi=\Psi_{1} A$, задают данные монодромии. (Вследствие симметрий при заданном $v$ среди всех этих данных есть только два независимых параметра, соответствующие неизвестным $f$ и $f_{x}$.) Теперь мы можем сформулировать замечательный результат. Коль скоро $f(X)$ меняется согласно (5.126), все эти матрицы не зависят от $X$. Отсюда термин изомондромная деформация. Решение (5.126) можно получить так. При заданных $f, f_{x}$ в $X=X_{0}$ вычислим данные монодромии. Затем при некотором другом $X$ при заданных этих данных и $\theta=i \xi X+i \xi{ }^{3} / 3$ можно восстановить $\Psi_{1}$ и, следовательно, коэффициенты ее формального асимптотического разложения, которые зависят от $f(X)$ и $f_{x}(X)$. Поэтому можно найти $f$ при всех $X$. Детали процедуры обращения и некоторые сведения о решении даны в [36]. Я закончу этот раздел замечанием, что оператор $\xi d / d \xi$ очень важен во всей теории в целом, а не только в связи с автомо- дельными решениями. Некоторые замечания о его роли будут даны в следующем разделе.
|
1 |
Оглавление
|