Главная > Солитоны в математике и физике (А. Ньюэлл)
<< Предыдущий параграф
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

Позвольте сначала напомнить основные идеи этой главы. Мы берем алгебру петель $G=$ $=\left\{X=\sum_{+\infty}^{-N} X_{j} \zeta^{-1}, X_{j} \in \operatorname{sl}(2, C)\right\}$ алгебры $\tilde{\mathrm{sl}}(2, C)$, на которой мы определяем форму Киллинга $\langle X, Y\rangle_{0}=\sum_{j+k=0} \operatorname{Tr} X_{j} Y_{k} . G$ разлагается на две подалгебры, $G=K+N$, и с помощью введенной на $G$ формы Киллинга двойственное к $N$ пространство $N^{*}$ отождествляется с ортогональным дополнением $K^{\perp}$ к $K . K^{\perp}$ имеет естественную пуассонову структуру, и можно выписать гамильтоновы векторные поля, порожденные функцией Ф на $K^{\perp}$. Существует специальный класс функций, аd-инвариантные функции $\Phi_{k}$, которые являются коэффициентами при $\zeta^{-k}$ в разложении – $(1 / 2) \operatorname{Tr} X^{2}$, играющие особую роль. Из-за свойства аd-инвариантности гамильтоновы векторные поля
\[
Q_{t_{k}}=-\pi_{K^{\perp}}\left[\pi_{N}
abla \Phi_{k}(Q), Q\right], \quad Q \in K^{\perp}
\]

приобретают форму Лакса
\[
Q_{t_{k}}=-\left[\pi_{N}
abla \Phi_{k}(Q), Q\right], \quad Q \in K^{\perp} .
\]

В разделах 5i,j мы сочли удобным расширить фазовое пространство $K^{\perp}$ до $\varepsilon+K^{\perp}$, где $\varepsilon \in K^{*}=N^{\perp}$ – это выделенный элемент в алгебре, двойственной к алгебре группы симметрии $\vec{K}$. Пространство $\varepsilon+K^{\perp}$ также имеет скобку Пуассона при любом $\varepsilon \in G$, и для тех $\varepsilon$, которые принадлежат ортогональным дополнениям коммутаторов $[K, K]$ и $[N, N]$ (последнее очевидно вследствие того, что $\varepsilon
otin K^{\perp}$ и поэтому $\varepsilon \in N^{\perp}$ ), мы имеем набор коммутирующих потоков
\[
(\varepsilon+Q)_{t_{k}}=-\left[\pi_{N}
abla \Phi_{k-1}(\varepsilon+Q), \varepsilon+Q\right] .
\]

Любой элемент вида $(a H+b E+c F) \zeta$ можно взять в качестве $\varepsilon$; в случае однородной градуировки мы выбираем $\varepsilon=-i H \zeta$. Теперь читателю следует проверить, что (5.269) в точности то же самое, что (5.268), если мы выбираем $h_{0}=-i, e_{0}=f_{0}=0$ в (5.268) и считаем, что $Q$ в (5.269) – это $\sum_{1}^{\infty} Q_{r} \zeta^{r-1}, Q_{r}=h_{r} H+$ $+e_{r} E+f_{r} F$. Для другой градуировки, которую мы использовали

в третьем примере в разд. 5 с, мы берем элемент $\varepsilon=-F \zeta+E$ (который имеет вес 1 ).

Почему вообще необходимо включать какие-то новые элементы в алгебру? $\mathrm{K}$ несчастью, в настоящее время я этого не знаю. Очевидно, однако, что теория в чем-то не завершена. Не найдено естественного способа введения $\tau$-функции в рамках теории Ли. Более того, некоторые формулы, например (5.63) для тензора тока, по-видимому, требуют введения оператора $\zeta d / d \zeta$. Далее, так как полная интегрируемость уравнений Лакса означает, что мы с помощью канонических преобразований можем свести сильно взаимодействующую систему (5.268) к невзаимодействующим гармоническим осцилляторам, то следует ожидать появления алгебры Гейзенберга. Но не существует подалгебры $\widetilde{\mathrm{sl}}(2, C)$, которая является алгеброй Гейзенберга. Требуется дополнительный элемент – центр $Z$.
Рассмотрим поэтому расширенную алгебру
\[
\widehat{G}=G+c Z+d D, \quad D=\zeta \frac{d}{d \zeta} .
\]

Нам нужно задать правила коммутирования и взятия внутреннего произведения, связанные с включением новых элементов. Они таковы $(X, Y \in G)$ :
\[
\begin{array}{c}
{[Z, \text { все что угодно }]=0,} \\
{[D, X]=\zeta \frac{d X}{d \zeta}=\sum_{\infty}^{-N}-j X_{j} \zeta^{-j},} \\
{[X, Y]=[X, Y]^{\sim}+\langle[D, X], Y\rangle_{0} Z .}
\end{array}
\]

В $(5.271 \mathrm{c})[X, Y]^{\sim}$ обозначает коммутатор по старым правилам $\tilde{\text { sl }}(2, C)$; например, $[H, E]^{\sim}=2 E$. Новый член – это $\langle D X, Y\rangle_{0} Z$. Новое нетривиальное правило внутреннего умножения есть
\[
\langle Z, D\rangle=1 ;
\]

оно необходимо, чтобы выполнялся закон объема параллелепипеда
\[
\langle\hat{X},[\hat{Y}, \hat{Z}]\rangle=\langle\hat{Z},[\hat{X}, \hat{Y}]\rangle=\langle\hat{Y},[\hat{Z}, \hat{X}]\rangle
\]

для $\hat{X}, \hat{Y}, \hat{Z} \in \hat{G}$. Проверте его, например, для $\hat{X}=D, \hat{\mathrm{Y}}=$ $=\hat{Z}=Y \in G$.

Давайте рассмотрим несколько примеров. Пусть $X \in G$; вычислим $\left[
abla \Phi_{k}(X), X\right]$. Опять $
abla \Phi_{k}(X)=-S^{k} X=-\sum_{\infty}^{N} X_{-j} j^{j+k}$, $X_{-1} \in \mathrm{sl}(2, C)$, но обратите внимание, что из-за дополнительных

членов, пропорциональных центру в (5.271c), коммутатор не нуль. Поэтому функции $\Phi_{k}(X)$ больше не являются ad-инвариантными, и мы теряем одну из отправных точек исходной теории. Тем не менее можно проверить, проследив за всеми деталями, что если
\[
\hat{Q}=\sum_{0}^{\infty}\left(h_{r} H+e_{r} E+f_{r} F\right) \zeta^{-r}+c Z+d D,
\]

то уравнения Лакса $Q_{t_{k}}=\left[Q^{(k)}, Q\right]^{\sim}$ останутся справедливыми и $c$ и $d$ – константы.

Далее вычислим коммутатор градиентов от $\boldsymbol{\Phi}_{k-1}, \Phi_{j-1}$, т. е. гамильтонианов для потоков $t_{k}$ и $t_{j}$ на $\widetilde{\operatorname{sl}}(2, C)$. Мы вычисляем градиенты в выделенной точке $\varepsilon=-i H \zeta$ пространства $K^{*}$, т. е. $
abla \Phi_{k-1}(-i H \zeta)=-i H \zeta^{k}$. Мы находим
\[
\left[
abla \Phi_{k-1}(-i H \zeta),
abla \Phi_{j-1}(-i H \zeta)\right]=\left[-i H \zeta^{k},-i H \zeta^{j}\right]=-2 k \delta_{j+k, 0} Z .
\]

Поэтому последовательность $\left\{
abla \Phi_{k-1}(-i H \zeta)\right\}_{k=-\infty}^{\infty}$ порождает подалгебру Гейзенберга в $A_{1}^{(1)}$, и мы можем ввести представление
\[
\begin{array}{ll}
-i H \zeta^{k} \rightarrow \frac{\partial}{\partial t_{k}}, & k>0, \\
-i H \zeta^{i} \rightarrow 2 j t_{-j}, & j<0 .
\end{array}
\]

Читателю также следует проверить, что последовательность $\left\{
abla \Phi_{k-1}(\varepsilon)\right\}$, где $\varepsilon$ – это выделенный элемент $\varepsilon=-F \zeta+E$ в альтернативной градуировке, также порождает подалгебру Гейзенберга. Тот факт, что всем управляющая алгебра $A_{1}^{(1)}$ имеет подалгебру Гейзенберга, убедителен, ибо мы знаем, что алгебра скобок Пуассона между данными рассеяния – это алгебра Гейзенберга. Читатель помнит, что основная идея метода обратной задачи состоит в переходе от старых координат $q, r, q_{x}, r_{x}, \ldots$ и т. д. (в нашем обсуждении мы считаем $x$ выделенным временем) к новым координатам типа действие-угол, которые при $r=-q^{*}$ суть
\[
\begin{array}{l}
\mathbf{p}=\left(\frac{1}{\pi} \ln a a^{*}(\xi), \xi \text { вещественно, } 2 i \zeta_{k}, 2 i \zeta_{k}^{*}, k=1, \ldots, N\right), \\
\mathbf{q}=\left(\ln b(\xi), \ln b_{k}, \ln b_{k}^{*}\right) .
\end{array}
\]

В [70] показано, что по отношению к скобке
\[
\{F, G\}=\int_{-\infty}^{\infty}\left(\frac{\delta F}{\delta q} \frac{\delta G}{\delta r}-\frac{\delta F}{\delta r} \frac{\delta G}{\delta q}\right) d x
\]

оказывается, что $\left\{p_{i}, q_{j}\right\}=\delta_{i j}, \quad\left\{p_{i}, p_{j}\right\}=\left\{q_{i}, q_{j}\right\}=0$, и для вещественных $\quad \xi, \xi^{\prime}\left\{p(\xi), q\left(\xi^{\prime}\right)\right\}=\delta\left(\xi-\xi^{\prime}\right), \quad\left\{p(\xi), p\left(\xi^{\prime}\right)\right\}=0$, $\left\{q(\xi), q\left(\xi^{\prime}\right)\right\}=0$. Я еще не знаю, как отождествить эту подалгебру Гейзенберга с той, которая порождается последовательностью $\left\{-i H \zeta^{k}\right\}_{-\infty}^{\infty}$, но верю, что одна является проявлением другой.

В дополнение я хочу обратить ваше внимание на ряд ситуаций, когда важен элемент с производной $\zeta d / d \zeta$. Мы знаем, что при третьем определении $\tau$-функции формула (5.91b) имеет вид
\[
\left\langle\hat{V}^{-1} D \hat{V},-i \zeta^{j} H\right\rangle_{0}=\frac{\partial}{\partial t_{j}} \ln \tau .
\]

Мы также отмечали, что формулу для тензора тока $F_{j k}$ лучше всего записывать в виде
\[
F_{l k}=\left\langle\left[D, \pi_{N}
abla \Phi_{k}(Q)\right], \zeta^{j} Q\right\rangle_{0}
\]

где $Q=\sum_{0}^{\infty} Q_{r} \zeta^{-r}, Q_{0}=-i H$ и $D=\zeta d / d \zeta$. Читатель узнает этот коэффициент как дополнительный член, пропорциональный центру $Z$, который появляется в коммутаторе
\[
\left[\pi_{N}
abla \Phi_{k}(Q), \zeta^{i} Q\right]
\]

и который описывал бы временную эволюцию элемента $\zeta^{j} Q$ под действием потока $t_{k}$, если бы $\zeta^{j} Q$ принадлежал $K^{\perp}$. В общем случае, конечно, это не так. Однако на чисто формальном уровне, если записать временную зависимость для $\zeta^{j} Q+c_{j} Z+d_{j} D$, тогда
\[
\frac{\partial}{\partial t_{k}}\left(\zeta^{i} Q+c_{j} Z+d_{j} D\right)=\left[Q^{(k)}, \zeta^{j} Q\right]^{\sim}+F_{j k} Z .
\]

Это означало бы, что $d_{j}$ является константой и что $c_{j}$ – это градиент $\ln \tau$, т. е. $\partial \ln \tau / \partial t_{j}$. Заметьте, в частности, что в случае $j=0$, когда формула (5.274) действительно выполняется, $\partial \ln \tau / \partial t_{0}=0$. Это оттого, что зависимость всех величин $e_{r}, f_{r}$ от $t_{0}$ экспоненциальна; $e_{1}\left(t_{0}, t_{1}, \ldots\right)=e_{1}\left(t_{1}, \ldots\right) e^{-2 l t_{0}}, f_{1}\left(t_{0}, t_{1}, \ldots\right.$ $\ldots)=f_{1}\left(t_{1}, \ldots\right) e^{2 l t_{0}}$. Тогда из-за того, что $h_{r}$ вычисляется из $\zeta^{-r_{-}}$ компоненты уравнения $h^{2}+e f=-1$, все функции $h_{r}$ (и, следовательно, $\tau$ ) не зависят от $t_{0}$.

Наконец, я хочу, чтобы вы обратили внимание, как важен оператор $\zeta d / d \zeta$ вместе с его произведениями на степени $\zeta$ для построения точно решаемых неавтономных уравнений. Эти уравнения также являются естественной иерархией для $\hat{A}_{1}^{(1)}$, но совершенно отличны от тех, что мы уже видели. В некоторых предельных случаях это те уравнения, которые получились бы

при поиске обладающих масштабной инвариантностью решений предыдущей иерархии. Читателю следует вспомнить обсуждение в разд. $5 \mathrm{f}(\mathrm{iii})$. Мы найдем один из простейших примеров этих новых потоков, если рассмотрим условие интегрируемости пары уравнений
\[
\begin{array}{c}
V_{x}=Q^{(1)} V, \\
V_{t}+\zeta V_{\zeta}=\left(Q^{(3)}+x Q^{(1)}\right) V .
\end{array}
\]

В результате перекрестного дифференцирования получаем
\[
Q_{t}^{(1)}+\zeta \frac{d}{d \zeta} Q^{(1)}-Q_{x}^{(3)}-\left(x Q^{(\mathrm{I})}\right)_{x}+\left[Q^{(1)}, Q^{(3)}\right]^{\sim}=0,
\]

где $[\cdot, \cdot]^{\sim}$ есть старый матричный коммутатор алгебры $\tilde{\mathrm{sl}}(2, C)$. Член $\zeta(d / d \xi) Q^{(1)}$ сокращается с членом $1 \cdot Q_{0}$ из $\left(x Q^{1}\right)_{x}$, и остается
\[
Q_{1 t}-\left(x Q_{1}\right)_{x}-Q_{x}^{(3)}+\left[-i \zeta H+Q_{1}, Q^{(3)}\right]=0 .
\]

Это уравнение удовлетворяется в точности при нашем первоначальном выборе $Q^{(3)}=-i H \zeta^{3}+Q_{1} \zeta^{2}+Q_{2} \zeta+Q_{3}, \quad Q_{r}=h_{r} H+$ $+e_{r} E+f_{r} F$. Приравнивая коэфффициенты при $\zeta^{0}$, мы получаем эволюционные уравнения
\[
\begin{array}{l}
q_{t}-\left(x q_{x}\right)+\frac{1}{4}\left(q_{x x x}-6 q r q_{x}\right)=0, \\
r_{t}-(x r)_{x}+\frac{1}{4}\left(r_{x x x}-6 q r r_{x}\right)=0 .
\end{array}
\]

У этих уравнений есть несколько черт, на которые стоит обратить внимание. Во-первых, как уже упоминалось, они отражают масштабные симметрии, присущие иерархии АКНС, некоторые детали которых обсуждались в разд. $5 \mathrm{f}$ (iii). Легко проверить, что если бы мы написали правую часть (5.275b) в виде $3 t_{3} Q^{(3)}$ вместо $Q^{(3)}$, то третий член в $(5.276 \mathrm{a}, \mathrm{b})$ превратился бы в $-3 t_{3} q_{t_{3}}$ и $-3 t_{3} r_{t_{3}}$ соответственно, и из уравнений следовало бы, что $q$ и $r$ суть функции от $X=\left(x /\left(3 t_{3}\right)_{i}^{1 / 3}\right)$ и $T=x e^{t}$. Если мы потребуем, чтобы $q$ и $r$ были независимы от $t$, мы снова придем к автомодельным решениям того же типа, что и обсуждавшиеся в разд. $5 \mathrm{f}$ (iii). Вторая интересная черта – это природа законов сохранения. Без членов $(x q)_{x}$ и $(x r)_{x}$ они задаются выражениями
\[
\frac{\partial}{\partial t} F_{1 j}=\frac{\partial}{\partial t_{1}} F_{3 j}, \quad j=1,2, \ldots ;
\]

например,
\[
\frac{\partial}{\partial t} F_{11}=-\frac{\partial}{\partial t} q r=\frac{\partial}{\partial x} F_{31}=\frac{\partial}{\partial x} \frac{1}{4}\left(r q_{x x}+q r_{x x}-r_{x} q_{x}-3 q^{2} r^{2}\right) .
\]

Но что такое $-r(x q)_{x}-q(x r)_{x}$ ? Это просто производная от $(-x q r+\partial \ln \tau / \partial x)$ по $x$, и, таким образом,
\[
-\frac{\partial q r}{\partial t}=\frac{\partial}{\partial x}\left\{\frac{1}{4}\left(r q_{x x}+q r_{x x}-r_{x} q_{x}-3 q^{2} r^{2}\right)-x q r+\frac{\partial}{\partial x} \ln \tau\right\},
\]

или
\[
-\frac{\partial F_{11}}{\partial t}=\frac{\partial}{\partial x}\left(F_{13}+x F_{11}+\frac{\partial \ln \tau}{\partial x}\right) .
\]

Опять появляется градиент от $\ln \tau$. Давайте исследовать дальше. Рассмотрим $F_{12}=-2 i h_{3}=i / 2\left(r q_{x}-r_{x} q\right)$.
\[
\begin{aligned}
\frac{\partial F_{12}}{\partial t} & =\frac{\partial F_{32}}{\partial x}+\frac{i}{2}\left(r(x q)_{x x}+q_{x}(x r)_{x}-q\left(x r_{x x}\right)-r_{x}(x q)_{x}\right)= \\
& =\frac{\partial F_{32}}{\partial x}+\frac{i}{2}\left(x\left(r q_{x}-r_{x} q\right)_{x}+3\left(r q_{x}-r_{x} q\right)\right)= \\
& =\frac{\partial F_{32}}{\partial x}+\frac{\partial}{\partial x} x F_{12}+2 \frac{\partial^{2} \ln \tau}{\partial x \partial t_{2}}=\frac{\partial}{\partial x}\left(F_{32}+x F_{12}+2 \frac{\partial \ln \tau}{\partial t_{2}}\right) .
\end{aligned}
\]

Но если мы собираемся вводить время $t_{2}$ и считать его независимой переменной, мы должны быть уверены, что поток $t_{2}$ коммутирует с потоком $t$. Чтобы обеспечить это, нам нужно прибавить член $2 t_{2} Q^{(2)}$ к правой части (5.274), который не портит совместность (5.275а, b); он просто эквивалентен выбору $h^{2}+e f=$ $=-1+c_{1} \xi^{-1}+\ldots$ при подходящем выборе $c_{1}$. Рассмотрим
\[
\begin{array}{l}
V_{x}=Q^{(1)} V, \\
V_{t_{2}}=Q^{(2)} V, \\
V_{t}+\zeta V_{\zeta}=\left(Q^{(3)}+2 t_{2} Q^{(2)}+x Q^{(1)}\right) V .
\end{array}
\]

Перекрестно дифференцируем (5.277a, с) и находим после несложных вычислений
\[
Q_{1 t}-\left(x Q_{1}\right)_{x}-2 t_{2} Q_{1 t_{2}}+\left[Q_{1}, Q_{3}\right]=0,
\]

где мы использовали совместность
\[
Q_{t_{2}}^{(1)}-Q_{t_{1}}^{(2)}+\left[Q^{(1)}, Q^{(2)}\right]=0
\]
$(5.277 \mathrm{a}, \mathrm{b})$. Из $(5.277 \mathrm{~b}, \mathrm{c})$ мы имеем
\[
\begin{array}{c}
Q_{t}^{(2)}-i H \zeta^{2}+Q_{1} \zeta-Q_{t_{2}}^{(3)}-2 t_{2} Q_{t_{2}}^{(2)}-2 Q^{(2)}-x Q_{t_{2}}^{(1)}+ \\
+\left[Q^{(2)}, Q^{(3)}+x Q^{(1)}\right]=0 .
\end{array}
\]

Напомним, что $Q_{t_{p}}^{(1)}=Q_{t_{1}}^{(2)}-\left[Q^{(1)}, Q^{(2)}\right]$ и $Q_{t_{2}}^{(3)}+\left[Q^{(3)}, Q^{(2)}\right]=Q_{t_{3}}^{(2)}$. Тогда имеем
\[
Q_{t}^{(2)}-Q_{1} \zeta-2 t_{2} Q_{t_{2}}^{(2)}-x Q_{x}^{(2)}-Q_{t_{3}}^{(2)}=0 .
\]

Вычисляя коэффициенты при степенях $\zeta$, получаем
\[
\begin{array}{cl}
\zeta: & Q_{1 t}-\left(x Q_{1}\right)_{x}-2 t_{2} Q_{1 t_{2}}-Q_{1 t_{3}}=0, \\
\zeta^{0}: & Q_{2 t}-x Q_{2 x}-2\left(t_{2} Q_{2}\right)_{t_{2}}-Q_{2 t_{3}}=0 .
\end{array}
\]

Читателю следует проверить, что последние уравнения действительно совместны.
Подводя итоги, мы отмечаеи:
(i) Включение новых базисных элементов $\xi d / d \xi$ и $Z$ в фазовое пространство приводит к новому классу потоков, и эти потоки неавтономны.
(ii) Может оказаться, что в дополнение к переменным фазового пространства ( $h_{r}, e_{r}, f_{r}$ ) следует также ввести в качестве зависимых переменных $t_{j}$ и $\partial \ln \tau / \partial t_{j}, j=1,2, \ldots$, последнюю в качестве коэффициента при центре.
(iii) Новые потоки имеют также бесконечный набор локальных законов сохранения и симметрий, если считать $\partial \ln \tau / \partial t_{j}$ новыми локальными переменными. Например, так как $\partial \ln \tau / \partial t_{j}=-2 i \int^{x=t_{1}} h_{f+1} d x$, мы можем считать новую переменную нижним пределом интегрирования. Похоже, что эти симметрии совпадают с симметриями, предложенными Ченем, Ли и Лином [122], хотя я не проверял этого. Я отмечаю, что алгебра, которой удовлетворяют эти симметрии $\sigma_{n}$, определяется соотношениями $\left[\sigma_{m}, \sigma_{n}\right]=(m-n) \sigma_{m+n-1}$. Обратите внимание, что это в точности алгебра Вирасоро, которой удовлетворяет последовательность $\sigma_{n}=-\zeta^{n} d / d \zeta$.
(iv) Моя гипотеза: элемент
\[
\pi_{N} \zeta^{i} Q+\frac{\partial \ln \tau}{\partial t_{j}} Z+\left(-\zeta^{j} \frac{d}{d \zeta}\right)
\]

играет важную роль во всей теории.
Итак, я оставляю вам множество открытых вопросов. Я надеюсь, что намеки и предложения этого раздела раздразнят вас, как и меня, и, более того, вы сделаете что-нибудь на эту тему. Желаю удачи ${ }^{1}$ ).
1) Примечание переводчиков. Наверно, как раз, когда писались эти строки, мы (А. О. и Е. Ш.) сделали первую работу $\left[5^{*}, 6^{*}\right]$ из серии работ, посвященных некоммутативным симмегриям интегрируемых систем. Далее в $\left[7^{*}\right]$ для неодномерных $(2+1) D$ уравнений были найдены симметрии, описываемые операторами $\xi^{n}(d / d \zeta)^{m}$ и соответствующие им $L-A$ пары. В [8*], в частности, было анонсировано, как зти симметрии описываются в терминах д-задачи и с помощью вершинного сператора. Подробности, свойства (гамильтоновость, законы сохранения) и изложение с других точек зрения (свободные фермионы, грассманианы и проч.), а также краткое изложение суперслучая см. в [9*]. Все ссылки относятся к списку дополнительной литературы к гл. 3.

Замечание. Я не хочу, чтобы после прочтения разд. 5b у читателя осталось впечатление, будто метод Уолквиста-Эстабрука дает несложный способ находить лаксово представление для интегрируемых систем. Многое зависит от способности установить зависимость $P$ в (5.3) от координат $q, q_{x}, q_{x x}, \ldots$ на фазовом пространстве. В самом деле, я знаю несколько примеров конечномерных интегрируемых систем, для которых известны все интегралы движения, но для которых не найдена лаксова пара. Например, я предлагаю читателю рассмотреть стацнонарное уравнение для потока $t_{5}$ семейства КдФ $q_{x x x x}+5 q_{x}^{2}+$ $+10 q q_{x x}+10 q^{3}=0$, про которое нам известно, что оно гамильтоново с каноническими координатами
\[
p_{1}=q_{x}, \quad q_{1}=\frac{1}{4}\left(q_{x x}+3 q^{2}\right), \quad p_{2}=\frac{1}{2} q_{x x x}+q q_{x}, \quad q_{2}=q,
\]

с гамильтонианом
\[
H=p_{1} p_{2}+\frac{1}{4} p_{1}^{2}-2 q_{1}^{2} q_{2}+\frac{1}{2} q_{1} q_{2}^{4}
\]

и вторым интегралом движения
\[
G=-\frac{1}{2}\left(p_{2}+\frac{1}{2} p_{1} q_{2}\right)^{2}+\frac{1}{4} q_{1} p_{1}^{2}-2 q_{1}^{2} q_{2}+\frac{1}{2} q_{1} q_{2}^{3}
\]

в инволюции. $H$ порождает поток $x, G$ – поток $t_{3}$. Зная уравнение и сообщенную выше информацию, можете ли вы, используя метод Уолквиста – Эстабрука, показать, что уравнение Лакса есть $Q_{x}=\left[Q^{(1)}, Q\right]$, т. е. условие совместности для $y V=Q V$, $V_{x}=Q^{(1)} V$, где
\[
\begin{array}{c}
Q^{(1)}=-i \zeta H+q E-F, \\
Q=\left(i \zeta B-\frac{1}{2} B_{x}\right) H+\left(-\frac{1}{2} B_{x x}+i \zeta B_{x}-q B\right) E+B F, \\
B=-\zeta^{4}+\frac{q}{2} \zeta^{2}-\frac{1}{8}\left(q_{x x}+3 q^{2}\right) ?
\end{array}
\]

Другой пример (в котором я еще не знаю ответа) порождается
\[
H=\frac{1}{2} p_{1}^{2}+\frac{1}{2} p_{2}^{2}+q_{1}^{2}+2 q_{2}^{3}
\]

со вторым интегралом движения
\[
G=q_{1}^{4}+4 q_{1}^{2} q_{2}^{2}-4 p_{1}^{2} q_{2}+4 p_{1} p_{2} q_{1} .
\]

Трудность в том, что у нас нет хорошего рецепта для вычисления зависимости $Q, Q^{(1)}$ от координат, в которых задана исходная задача.

Однако я не хочу, чтобы мое замечание звучало слишком пессимистично, потому что иногда эта схема действительно работает (особенно если использовать данный метод вместе с информацией, полученной из теста Пенлеве), и тогда она имеет то крупное преимущество, что указывает координаты, в которых интегралы движения разделяются. Например, в первом приведенном выше примере возьмем

и найдем
\[
B=-\left(\zeta^{2}-\mu_{1}\right)\left(\zeta^{2}-\mu_{2}\right)
\]
\[
H=-8 \frac{\mu_{1}^{5}-\mu_{2}^{5}}{\mu_{1}-\mu_{2}}+2\left(\mu_{1 x}^{2}-\mu_{2 x}^{2}\right)\left(\mu_{2}-\mu_{1}\right),
\]

что разделяется следующим образом:
\[
\begin{array}{c}
-\mu_{1}^{5}-\frac{H}{8} \mu_{1} \frac{1}{4}\left(\mu_{1}-\mu_{2}\right)^{2} \mu_{1 x}^{2}=: \\
=-\mu_{2}^{5}-\frac{H}{8} \mu_{2}-\frac{1}{4}\left(\mu_{2}-\mu_{1}\right)^{2} \mu_{2 x}^{2}=\frac{G}{8},
\end{array}
\]

а это совпадает с (3.168) и, как мы показали, интегрируется с помощью отображения Абеля.

Поэтому уместно задаться вопросом: имеет ли гамильтонова система, интегрируемая по Лиувиллю ( $N$ интегралов движения в инволюции), эквивалентную формулировку с помощью лаксовой пары, и если имеет, то как ее построить?

Categories

1
Оглавление
email@scask.ru