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

Удобно выбрать такую нормировку, в которой уравнение принимает вид
\[
\eta_{t}+6 \eta \eta_{x}+\eta_{x x x}=0 .
\]

Для этого уравнения в его настоящем виде вариационный принқип отсутствует и необходимо ввести какое-либо потенциальное представление. Простейший способ – положить $\eta=\varphi_{x}$; тогда уравнение переходит в следующее:
\[
\varphi_{x t}+6 \varphi_{x} \varphi_{x x}+\varphi_{x x x x}=0
\]

и соответствующий лагранжиан таков:
\[
L=-\frac{1}{2} \varphi_{t} \varphi_{x}-\varphi_{x}^{3}+\frac{1}{2} \varphi_{x x}^{2} .
\]

Можно было бы в уравнение (16.111) ввести $\chi=\varphi_{x x}$, работать с двумя функциями $\varphi$ и $\chi$ и использовать лагранжиан, содержащий только первые производные. Этот способ обладает тем преимуществом, что к нему применима общая теория § 14.7 , но проще иметь дело с лагранжианом (16.112), пользуясь некоторыми специальными приемами.

Необходимость в потенциальном представлении характерна для структуры данной задачи и затрагивает ряд параметров однородного волнового пакета. Мы должны положить
Тогда
\[
\varphi=\psi+\Phi(\theta), \psi=\beta x-\gamma t, \quad \theta=k x-\omega t .
\]
\[
\eta=\beta+k \Phi_{\theta}
\]

и параметр $\beta$ отвечает среднему значению переменной $\eta$. В терминах $\eta$ ретение уравнения (16.110) типа однородного волнового пакета получается из соотношения
\[
k^{2} \eta_{\ominus \theta \theta}+6 \eta \eta_{\theta}-\frac{\omega}{k} \eta_{\theta}=0,
\]

которое, очевидно, интегрируется, давая
\[
\begin{array}{c}
k^{2} \eta_{\theta \theta}+3 \eta^{2}-\frac{\omega}{k} \eta+B=0, \\
k^{2} \eta_{\theta}^{2}+2 \eta^{3}-\frac{\omega}{k} \eta^{2}+2 B \eta-2 A=0 ;
\end{array}
\]

здесь $A$ и $B$ – постоянные интегрирования. Для этого решения лагранжиан (16.112) можно сначала выразить через $\eta$ :
\[
L=\frac{1}{2}\left(\gamma-\frac{\omega}{k} \beta\right) \eta+\frac{1}{2} \frac{\omega}{k} \eta^{2}-\eta^{3}+\frac{1}{2} k^{2} \eta_{\theta}^{2},
\]

а затем при помощи (16.114) представить в эквивалентной форме
\[
L=k^{2} \eta_{\theta}^{2}+\left\{B+\frac{1}{2}\left(\gamma-\frac{\omega}{k}\right) \beta\right\} \eta–A .
\]

Далее получаем усредненный лагранжиан
\[
\mathscr{L}=\frac{1}{2 \pi} \int_{0}^{2 \pi} L d \theta .
\]

Согласно (16.113),
\[
\frac{1}{2 \pi} \int_{0}^{2 \pi} \eta d \theta=\bar{\eta}=\beta
\]

согласно (16.114),
\[
\frac{1}{2 \pi} \int_{0}^{2 \pi} k^{2} \eta_{\theta}^{2} d \theta=\frac{1}{2 \pi} \oint k^{2} \eta_{\theta} d \eta=k W,
\]

где $\left.{ }^{1}\right)$
\[
W(A, B, U)=\frac{1}{2 \pi} \oint\left\{2 A-2 B \eta+U \eta^{2}-2 \eta^{3}\right\}^{1 / 2} d \eta, U=\omega / k .
\]

Наконец,
\[
\mathscr{L}=k W(A, B, U)+\beta B+\frac{1}{2} \beta \gamma-\frac{1}{2} U \beta^{2}-A .
\]

Вариационные уравнения для тройки $(\gamma, \beta, B)$ имеют вид
\[
\begin{aligned}
\delta B: & \beta=-k W_{B}, \\
\delta \psi: & \frac{\partial}{\partial t}\left(\frac{1}{2} \beta\right)+\frac{\partial}{\partial x}\left(U \beta-\frac{1}{2} \gamma-B\right)=0, \\
\text { совместность: } & \frac{\partial \beta}{\partial t}+\frac{\partial \gamma}{\partial x}=0 .
\end{aligned}
\]

В силу последних двух уравнений, без потери общности можно положить $\gamma=U \beta-B$, так что имеем
\[
\beta=-k W_{B}, \quad \gamma=-k U W_{B}-B
\]

II
\[
\frac{\partial}{\partial t}\left(k W_{B}\right)+\frac{\partial}{\partial x}\left(k U W_{B}+B\right)=0
\]

Для тройки $(\omega, k, A$ ) вариационное уравнение для $\delta \theta$ удобно заменить уравнением сохранения импульса
\[
\frac{\partial}{\partial t}\left(k \mathscr{L}_{\omega}+\beta \mathscr{L}_{\gamma}\right)+\frac{\partial}{\partial x}\left(\mathscr{L}-k \mathscr{L}_{k}-\beta \mathscr{L}_{\beta}\right)=0
\]

Имеем
\[
\begin{aligned}
\delta A: & k W_{A}=1, \\
\text { импульс: } & \frac{\partial}{\partial t}\left(k W_{U}\right)+\frac{\partial}{\partial x}\left(k U W_{U}-A\right)=0, \\
\text { совместность: } & \frac{\partial k}{\partial t}+\frac{\partial}{\partial x}(k U)=0, \quad \omega=k U .
\end{aligned}
\]

Уравнения (16.118), (16.120) и (16.121) можно рассматривать как три уравнения для $A, B, U$ с переменной $k$, заданной уравнением (16.119). Более симметричная эквивалентная система имеет вид
\[
\begin{array}{l}
\frac{\partial W_{B}}{\partial t}+U \frac{\partial W_{B}}{\partial x}+W_{A} \frac{\partial B}{\partial x}=0, \\
\frac{\partial W_{U}}{\partial t}+U \frac{\partial W_{U}}{\partial x}-W_{A} \frac{\partial A}{\partial x}=0, \\
\frac{\partial W_{A}}{\partial t}+U \frac{\partial W_{A}}{\partial x}-W_{A} \frac{\partial U}{\partial x}=0 .
\end{array}
\]

В терминах этих переменных волновое число, частота и среднее значение $\bar{\eta}=\beta$ определяются равенствами
\[
k=\frac{1}{W_{A}}, \quad \omega=\frac{U}{W_{A}}, \quad \beta=-\frac{W_{\beta}}{W_{A}} .
\]

Амплитуда $a$ определяется из формул, связывающих нули кубического по $W$ выражения с коэффициентами $A, B, U$. В физических задачах в качестве основных параметров естественно выбрать $k, \beta, a$; тройка $A, B, U$ является эквивалентным набором. Дисперсионное соотношение $\omega=\omega(k, \beta, a)$ неявно задается вторым из уравнений (16.123).

Уравнения (16.122) имеют разумно симметричный вид, в то время как исходные вариационные уравнения для $\beta$ и $\gamma$ выглядят неуклюже. Это, по-видимому, связано с гибридной природой уравнения Кортевега – де Фриза как приближения к исходной теории волн на воде. При выводе этого приближения скорость жидкости выражается через глубину (см. (13.102)), так что тройка $\gamma, \beta, B$ перемешивается несимметричным образом. Например, параметр $\beta$ вводится как средняя высота в выражении (16.113), однако в своей естественной роли он равен средней скорости жидкости. В более симметричной системе (16.122) такая двойственность сглаживается. Кроме того, из-за потенциального представления нам сначала пришлось иметь дело с системой четвертого порядка, и более удобное выражение восстановилось только после того, как мы вернулись к системе третьего порядка.

Categories

1
Оглавление
email@scask.ru