Главная > Линейные и нелинейные волны (Дж. Уизем)
<< Предыдущий параграф Следующий 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

Полезно иметь простой пример для обоснования или иллюстрации этапов построения общей теории. Для этой цели нелинейный вариант уравнения Клейна – Гордона особенно удобен и даже более прост, чем уравнение Кортевега – де Фриза, которое могло бы быть другим очевидным примером. Итак, рассматривается уравнение
\[
\varphi_{t t}-\varphi_{x x}+V^{\prime}(\varphi)=0,
\]

где $V^{\prime}(\varphi)$ – некоторая нелинейная функция от $\varphi$, для удобства дальнейшего изложения заданная в виде производной от потенциальной энергии. Уравнение (14.1) не только полезная модель; оно встречается во многих физических задачах. Это прежде всего относится к случаю $V^{\prime}(\varphi)=\sin \varphi$, который почти всегда упоминается как уравнение Sin-Гордона!

Обзор физических задач, в которых фигурирует это уравнение, дан Бароне с сотрудниками [1], развившими краткое изложение Скотта [1, стр. 250]. Впервые это уравнение появилось вовсе не в волновых задачах, а при изучении теометрии поверхностей с гауссовой кривизной $K=-1$. Фактически некоторые из развитых там методов преобразований оказались удивительно ценными при нахождении решения для взаимодействующих уединенных волн, как будет показано в гл. 17. Сравнительно новые задачи, перечисленные теми\” же авторами, включают следующие.
1. Переход Джозефсона, где $\sin \varphi$ – ток Джозе ссона через участок слабой сверхпроводимости между двумя сверхпроводниками; нацряжение пропорционально $\varphi_{t}$.
2. Дислокации в кристаллах, где появление $\sin \varphi$ связано с периодической структурой рядов атомов.
3. Распространение в ферромагнитных материалах волн, связанных с вращением направления намагниченности.
4. Лазерные импульсы в двухфазной среде, где переменные также можно выразить через вращающийся вектор.

Скотт далее описывает свою конструкцию механической модели с жесткими маятниками, шодвешенными через короткие интервалы вдоль натянутой проволоки. Крутильные волны, распространяющиеся вдоль проволоки, удовлетворяют волновому уравнению, а маятники создают восстанавливающую силу, пропорциональную $\sin \varphi$, где $\varphi-$ угловое отклонение. Скотт смог воспроизвести волны, соответствующие многим решениям уравнения $\operatorname{Sin}-$ Гордона.

Уравнение (14.1) рассматривалось также II几ффом [1] для случая кубической нелинейности и Перрингом и Скирмом [1] для $V^{\prime}(\varphi)=\sin \varphi$ в связи с модельными исследованиями в теории элементарных частиц.

В этой главе анализ проводится для произвольного потенциала $V(\varphi)$ с надлежащими свойствами. Выбор
\[
V(\varphi)=1 / 2 \varphi^{2}+\sigma \varphi^{4}
\]

наиболее прост для запоминания; к тому же это – корректное разложение почти линейной теории для четных функций $V(\varphi)$. В случае разложения по малой амплитуде уравнения $\operatorname{Sin}-$ Гордона $\sigma=-1 / 24$.

Проверим сначала существование периодических волновых пакетов. Для того чтобы их получить, положим, как обычно,
\[
\varphi=\Psi(\theta), \quad \theta=k x-\omega t .
\]

После подстановки имеем
\[
\left(\omega^{2}-k^{2}\right) \Psi_{\theta \theta}+V^{\prime}(\Psi)=0,
\]

что после интегрирования дает
\[
1 / 2\left(\omega^{2}-k^{2}\right) \Psi_{\theta}^{2}+V(\Psi)=A .
\]

Мы обозначаем постоянную интегрирования буквой $A$, хотя раньше эта буква использовалась для обозначения комплексной амплитуды в линейных задачах. Теперь в аналогичном контексте будет фигурировать только вещественная амплитуда $a$, так что недоразумений не возникнет. Здесь $A$ – по-прежнему амплитудный параметр; в линейном случае $V(\Psi)=1 / 2 \Psi^{2}$ он связан с фактической амплитудой $a$ соотношением $A=1 / 2 a^{2}$.
Решение уравнения (14.4) можно записать в виде
\[
\theta=\left\{1 / 2\left(\omega^{2}-k^{2}\right)\right\}^{1 / 2} \int \frac{d \Psi}{\{A-V(\Psi)\}^{1 / 2}} ;
\]

в частности, если $V(\Psi)$ – полином третьего либо четвертого порядка или тригонометрическая функция; $\Psi(\theta)$ можно выразить через эллиптические функции. Периодические решения получаются тогда, когда $\Psi$ осциллирует между двумя простыми нулями выражения $A-V(\Psi)$. В этих нулях производная $\Psi_{\theta}=0$ и график

решения имеет максимум или минимум; эти точки достигаются при конечных значения $\theta$, поскольку интеграл (14.5) сходится, когда нули простые. Обозначив эти нули через $\Psi_{1}$ и $\Psi_{2}$, мы пока ограничимся случаем
\[
\Psi_{1} \leqslant \Psi \leqslant \Psi_{2}, \quad A-V(\Psi) \geqslant 0, \quad \omega^{2}-k^{2}>0 .
\]

Период по $\theta$ можно нормировать на $2 \pi$ (что удобно в линейном пределе), и тогда имеем
\[
2 \pi=\left\{\frac{1}{2}\left(\omega^{2}-k^{2}\right)\right\}^{1 / 2} \oint \frac{d \Psi}{\{A-V(\Psi)\}^{1 / 2}},
\]

где $\oint$ означает интеграл по полной осцилляции переменной $\Psi$ от $\Psi_{1}$ до $\Psi_{2}$ и обратно. Знак квадратного корня необходимо соответствующим образом изменять для обеих частей цикла. Интеграл можно также интерпретировать как интеграл по замкнутому контуру вокруг разреза от $\Psi_{1}$ до $\Psi_{2}$ в комплексной $\Psi$-плоскости.

В линейном случае $V(\Psi)=1 \frac{1}{2} \Psi^{2}$ периодическое решение имеет вид
\[
\Psi=a \cos \theta, \quad A=\frac{a^{2}}{2} ;
\]

амплитуда $a$ выпадает из равенства (14.7), которое переходит просто в линейное дисперсионное соотношение
\[
\omega^{2}-k^{2}=1 .
\]

В нелинейном случае амплитудный параметр $A$ не выпадает из равенства (14.7) и мы получаем характерную зависимость дисперсионного соотношения от амплитуды.
Если амплитуда мала и потенциал $V$ представлен рядом
\[
V=1 / 2 \varphi^{2}+\sigma \varphi^{4}+\ldots,
\]

то имеем
\[
\begin{aligned}
\Psi & =a \cos \theta+1 / 8 \sigma a^{3} \cos 3 \theta+\ldots, \\
\omega^{2}-k^{2} & =1+3 \sigma a^{2}+\ldots, \\
A & =1 / 2 a^{2}+9 / 8 \sigma a^{4}+\ldots .
\end{aligned}
\]

Эго разложения Стокса, которые можно получить либо прямой подстановкой в уравнения (14.3) – (14.4), либо разложением точных выражений (14.5) и (14.7), полученных выше. Следует заметить, что $a$ – амплитуда первого члена в (14.11); она несколько отличается от точной амплитуды
\[
a+1 / 8 \sigma a^{3}+\ldots
\]

Categories

1
Оглавление
email@scask.ru