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 1) Регулярная задача Римана об аналитической фактөризации подробно изучена в математической литературе; см. монографии Н. И. Мусхелишвили [2.22] и Н. П. Векуа [2.1]. Основной аппарат состоит в сведении ее к сингулярным интегральным уравнениям. Последние исследуются в различных функцнональных классах, главным образом в гёльдеровских. Для наших целей более удобно работать с нормированными кольцами $\Re^{n \times n}$ и $\Re^{(n \times n)}$, в которых задача Римана естественно сводится к интегральному уравнению Винера-Хопфа. Такой подход был разработан в работе И. Ц. Гохберга и М. Г. Крейна [2.5]; там же содержится используемая нами теорема о разрешимости задачи Римана. Переход от матрицы рассеяния $S(i)$ к матрице $G(\lambda)=a(\lambda) S(\lambda)$, осуществленный в $\$ 1$, является важным шагом для применимости этой теоремы. так что оператор $\mathbf{K}_{x}$ (а также и $\mathbf{L}_{x}$ ) является положительным оператором, монотонно зависяцим от $x$. Более того, операторы $\mathbf{I}+\varepsilon \mathbf{K}_{ \pm}$и $\mathbf{I}+\varepsilon \mathbf{L}_{ \pm}$ограниченно обратимы как при $\varepsilon=1$ (по очевидной причине), так и при $\varepsilon=-1$ (в силу условия (A)). Так просто доказывается равномерная по $x$ обратимость операторов $I+\varepsilon \mathbf{K}_{x}$ и $\mathbf{I}+\varepsilon \mathbf{L}_{x}$ в пространстве $L_{2}(0, \infty)$. Однако при нашем общем условии на функцию $\beta(s)$ эти операторы определены лишь в пространстве $L_{1}(0, \infty)$; поэтому нам приходится обращаться к теории Гохберга – Крейна и более подробно проводить исследование в п. $3 \S 2$. Эта задача сложнее, чем разобранная в п. $3 \S 2$, и была решена в работе [2.12]. В этой работе было показано, что на прямых $x$-vt=const прі $t \rightarrow \pm \infty$ задача Римана упрощается и сводится к задаче, где факторизуемая матрица не зависит от $\lambda$. Такая задача уже решается явно в терминах специальных функций. При этом возникают интересные связи с так называемыми изомондромными решениями, автомодельными решениями и уравнениями типа Пенлеве. Эта обширная тематика не разбирается в нашей книге, и мы можем лишь отослать читателя к оригинальной литературе [2.35-2.37], [2.41], [2.43–2.45], [2.51-2.52]. Роль изомонодромных решений задачи Римана в теорни солитонов обсуждается в работе [2.14]. было дано в работах $[2.27,2.29]$. Там впервые было показано, что следует использовать оба уравнения Гельфанда – Левитана – Марченко, и установлена связь их решений. Для модели НШ в быстроубывающем случае решение обратной задачи на основе этого метода было дано в работе [2.6] для $\varepsilon=-1$ и в работе [2.25] для $\varepsilon=1$. Отметим также, что обратная задача для радиального оператора Дирака с ненулевой массой была решена в работе [2.2]. В идейном плане похожие осложнения возникают и при исследовании задачи Римана для одномерного оператора Шредингера. Роль поверхности $\Gamma$ здесь играет риманова поверхность функции $k=\sqrt{\bar{\lambda}}$; в точке ветвления $\lambda=0$ при этом может возникнуть виртуальный уровень. В этой связи представляет интерес общая задача о построении аналога теории Гохберга- Қрейна для задачи Римана на произвольной римановой поверхности. боты [2.4], [2.31], [2.39]). Здесь мы гсследуем эти уравнения по схеме, впервые проведенной для одномерного оператора Шредингера в работах $[2.27,2.29]$ (см. также обзор [2.30]). Доказательство однозначной разрешимости интегральных уравнений (7.37) и (7.44), основанное на положительности соответствующих операторов, аналогично подходу из комментария 5). Исследование уравнений Гельфанда – Левитана – Марченко в быстроубывающем случае может быть проведено по изложенной в § 7 схеме, которая в этом случае технически упрощается. при $k \rightarrow 0$. Тогда изложенный формализм решения обратной задачи проходит и для этого случая. Для одномерного олератора Шредингера в прямой и обратной задачах рассеяния естественным является условие (9.2) на потенциал $u(x)$. Именно это условие и было использовано в работах [2.27, 2.29]. Однако поведение коэффициентов перехода на краю непрерывного спектра там было записано неаккуратно. Это послужило поводом для критики в работе [2.40], после которой сложилось впечатление, что на функцию $u(x)$ следует накладывать более сильное условие Однако, как было показано в монографии [2.20] и в работе [2.18], после необходимого уточнения поведения коэффициентов перехода при $k=0$ схема из работ $[2.27,2.29]$ для потенциалов, удовлетворяющих только условию (9.2), остается в силе. Применительно к быстроубывающему случаю такой способ вычисления изложен в монографии [2.11]. Способ, избранный нами в $\S 8$, основан на непосредственном исследовании явных формул (8.33)-(8.36) для многосолитонного решения. Выражение для определителя матрицы вида (8.49), играющее важную роль при вычисленин, можно найти в задачнике [2.26]. Все результаты гл. I, включая представление нулевой кривизны и исследование отображения $\mathscr{F}$, в принципе остаются в силе и для такой системы. При этом, разумеется, различные инволюции для решений Иоста уже не имеют места, так что, например, приведенная матрица монодромии $T(\lambda)$ для быстроубывающего случая имеет вид Здесь функции $\bar{a}(\lambda)$ и $\bar{b}(\lambda)$ уже не являются комплексно-сопряженными к $a(\lambda)$ и $b(\lambda)$ соответственно. То же верно и для дискретного спектра $\lambda_{j}, \overline{\lambda_{j}}$ и его коэффнциентов перехода $\gamma_{i}, \bar{\gamma}_{j}$. В случае конечной плотности соответствую. щие граничные условия теперь имеют вид где уже, вообще говоря, $\left|\rho_{1}^{ \pm}\right| Что же касается пуассоновых структур, введенных в § I.1, то формулы (1.1.18) и связанные с ними следует понимать в формально-комплексном смысле. Так, например, гамильтониан $H$ (см. (1.1.24)) принимает вид и является уже комплекснозначным функционалом. из задачи Римана (2.1) уже не подпадает под действие использованной нами теоремы Гохберга – Крейна, поскольку теперь $b(\lambda)$ и $\bar{b}(\lambda)$ полностью независимы. Поэтому для разрешимости задачи Римана приходится требовать, чтобы частные индексы матрицы $G(x, \lambda)$ исчезали при всех $x$. Таким образом, возникают сильные дополнительные ограничения на данные обратной задачи, сформулированные весьма неявно. Более того, класс таких данных уже не является, очевидным образом, инвариантным при динамике по $t$. Аналогичным образом в формализме Гельфанда – Левитана – Марченко в качестве условий на исходные данные приходится включать требование разрешимости соответствующих интегральных уравнений. Общий случай для быстроубывающих граничных условий был подробно рассмотрен в работе [2.34]. С общим случаем граничных условий типа конечной плотности (9.7) можно ознакомиться по работам [2.4] и [2.38, 2.39]. Учитывая, что в физических приложениях в первую очередь возникает обычное уравнение НШ, мы ограничились в книге рассмотрением только этой модели, которая допускает инволюцию комплексного сопряжения.
|
1 |
Оглавление
|