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 ДЛЯ СТУДЕНТОВ И ШКОЛЬНИКОВ ЕСТЬ
ZADANIA.TO
1. Цепочка Тоды, как гамильтонова система на разрешимой алгебре Ли. Задача о движении $n$ частиц на прямой с экспоненциальным взаимодействием была рассмотрена в 1967 г. в работе Тоды (см. [151]), который обнаружил, что в такой цепочке могут распространяться незатухающие нелинейные волны. В 1974 г. в работе Хенона [249] для цепочки Тоды, состоящей из $n$ частиц, были найдены $n$ фунцционально независимых интегралов движения, инволютивность которых была доказана Флашкой [237] и Манаковым [114]. Если в системе $n$ частиц с экспоненциальным взаимодействием первая частица взаимодействует с последней, то возникающая цепочка называется замкнутой (периодической). Она также является интегрируемой, однако ее динамика существенно отличается от непериодического случая. где $\boldsymbol{\alpha}_{i} \in \mathbb{R}^{n}$, а скобкой $(\cdot, \cdot)$ обозначено обычное скалярное произведение в евклидовом пространстве $\mathbb{R}^{n}$. Набор векторов $\boldsymbol{\alpha}_{1}, \ldots, \boldsymbol{\alpha}_{N}$ называется спектром гамильтониана (1.1). Пусть среди векторов $\boldsymbol{\alpha}_{i}$ имеется $m \leqslant n$ линейно независимых $\boldsymbol{\alpha}_{1}, \ldots, \boldsymbol{\alpha}_{m}$, их линейную оболочку обозначим через $\mathbb{R}_{\alpha}^{m} \subset \mathbb{R}^{n}$. Потенциальная энергия системы (1.1) зависит лишь от координат в гиперплоскости $\mathbb{R}_{\alpha}^{m}$, поэтому ортогональная составляющая импульса $\mathbf{p}$ является интегралом движения. Выполняя редукцию по этим интег- ралам (см. $\S 8$ гл. 1), приходим к приведенной системе, описывающей движение в плоскости $\mathbb{R}_{\alpha}^{m}$ где р* — проекция импульса на $\mathbb{R}_{\alpha}^{m}$. Скобка Пуассона этих переменных линейная здесь $A_{k j}$ координаты векторов $\boldsymbol{\alpha}_{k}, k>m$ в базисе $\boldsymbol{\alpha}_{1}, \ldots, \boldsymbol{\alpha}_{m}$ Переменные $a_{1}, \ldots, a_{m}, \quad b_{1}, \ldots, b_{m}$ образуют подалгебру $\mathfrak{g}(2 m)$ изоморфную прямой сумме двумерных разрешимых алгебр Ли. Гамильтониан в новых переменных (с точностью до добавления функций Казимира) принимает вид: где $C_{i j}=\left(\boldsymbol{\alpha}_{i}, \boldsymbol{\alpha}_{j}\right)$ — матрица скалярных произведений. Для действительных движений $F_{k}=1$. Предложение 1. Если не существует положительных чисел $s_{i}, y \partial о в-$ летворяющих условию $\sum_{i=1}^{N} s_{i} \alpha_{i}=0$ и $g_{k}>0, k=1 \ldots, N$, то все траектории неограничены, и система при $t \rightarrow \pm \infty$ асимптотически свободна. Предложение 2. Если найдутся положительные числа $s_{i}$, для которых $\sum_{i=1}^{N} s_{i} \boldsymbol{\alpha}_{i}=0$ и все $g_{k}>0, k=1, \ldots, N$, то все траектории системы (1.6) финитны. Доказательство. Отсюда при условии ограниченности сверху $a_{i}$ следует их ограниченность снизу. Так как $a_{i}=e^{\left(\boldsymbol{\alpha}_{i}, \mathbf{q}\right)}$ ограничены сверху и снизу, то проекция $q$ на $\mathbb{R}_{\alpha}^{m}$ ограничена. Легко проверить, что обычная незамкнутая цепочка, для которой $N=n-1$ и $\alpha_{1}=(1,-1,0, \ldots, 0), \alpha_{2}=(0,1,-1, \ldots, 0), \ldots$, $\boldsymbol{\alpha}_{n-1}=(0, \ldots, 1,-1)$ функция Гамильтона удовлетворяет предложению 1. Для замкнутой цепочки добавляется вектор $\boldsymbol{\alpha}_{n}=(-1,0, \ldots, 1)$ : и $\sum_{i=1}^{n} \alpha_{n}=0$, поэтому по предложению 2 все траектории этой системы финитны в системе центра масс. Перенумеруем координаты фазового пространства: Тогда ненулевые независимые структурные константы: Гамильтониан (1.6) в переменных (1.10) является квадратичным и может рассматриваться как кинетическая энергия некоторого «волчка Эйлера». где $I^{i k}$ — «тензор инерции». Заметим, однако, что квадратичная форма (1.12) не обязательно является положительно определенной. В явном виде уравнения Гамильтона со скобкой (1.4) и гамильтонианом (1.6) имеют вид: Такая форма представления уравнений движения восходит к Флашке [237], который применил ее к обычной цепочке Тоды. 2. Интегрируемые обобщенные цепочки Тоды. Метод Ковалевской. Исследованию интегрируемости обобщенных цепочек Тоды посвящены работы $[98,99,176,199]$. В работе [98] исследованы обобщенные периодические (замкнутые) цепочки Тоды и найден критерий вполне алгебраической интегрируемости (в смысле Адлера и ван Мербеке) этих цепочек. Этот метод основан на развитии идей Ковалевской о связи интегрируемости с существованием полнопараметрического семейства решений, представимых в виде сходящихся рядов Лорана на комплексной плоскости времени. В работе [99] введено более широкое определение, чем в [98] обобщенных цепочек Тоды, являющихся аналогом замкнутой цепочки (1.9). При этом предполагается, что $g_{i} \geqslant 0, i=1, \ldots, N$ и векторы $\boldsymbol{\alpha}_{1}, \ldots, \boldsymbol{\alpha}_{N}$, образующие спектр гамильтониана (1.1), удовлетворяют следующим условиям: (i) векторы $\boldsymbol{\alpha}_{1}, \ldots, \boldsymbol{\alpha}_{n+1}$ таковы, что любые $n$ из них линейно независимы, и $\sum_{i=1}^{n+1} p_{i} \boldsymbol{\alpha}_{i}=0$, где все $p_{i}>0$; Для такого рода цепочек в работе [98] были проанализированы числа Ковалевской (количество различных полнопараметрических семейств мероморфных решений аналитических систем дифференциальных уравнений). Определение работы [176] получается в предположении, что каждое из множеств $F_{s}$ состоит из единственного вектора $\boldsymbol{\alpha}_{s}$. Как в [176], так и в [98], классификация цепочек Тоды связана с корневыми системами в теории полупростых алгебр Ли $[8,316]$. При этом обычные незамкнутая (1.8) и замкнутая (1.9) цепочки определяются соответственно классической и пополненной схемами Дынкина алгебры $A_{n}$. Эта неожиданная связь была впервые замечена о.И.Богоявленским $[18,199]$. Диаграммы Дынкина (или «оснащенные» графы Кокстера) работы [98] получаются из диаграмм [176] с учетом добавления векторов вида $\alpha_{s} / 2$. Интегрируемость таких пополненных цепочек Тоды установлена в $[98,99]$. Замечание 1. Отметим, что динамика периодической цепочки (и ее обобщений согласно условиям (i), (ii), (iii)) является более сложной по сравнению с непериодическими аналогами. Если для непериодической интегрируемой цепочки величины $\exp \left(\alpha_{i} q_{i}(t)\right)$ являются рациональными функциями экспонент $\exp \left(\lambda_{k} t\right)$, то в периодическом случае $\exp \left(\boldsymbol{\alpha}_{i} q_{i}(t)\right)$ испытывают сложные нелинейные колебания. Интегрирование в квадратурах при этом выполняется с помощью тэта-функций методами алгебраической геометрии. (По этому поводу см. книгу [137] и обзор $[60,132]$.) В работе [99] получены условия существования у системы (1.1) с положительно определенной формой кинетической энергии полного набора полиномиальных по импульсам первых интегралов (в этом случае система называется интегрируемой по Биркгофу). Эти условия также можно интерпретировать в терминах диаграмм Дынкина, получающихся из известных диаграмм простых корней градуированных алгебр Каца-Муди с учетом возможности существования в спектре интегрируемой системы сонаправленных векторов. Вычисление показателей Ковалевской для обобщенных цепочек Тоды содержится также в работе [98]. Приведем эти вычисления для более общего случая, когда не обязательно выполнены условия $(i),(i i),($ iii) Возьмем частное решение $x_{i}=C_{i} / t, i=1, \ldots, 2 n$. При этом $C_{i}$ удовлетворяют системе алгебраических уравнений На частных решениях вида $C_{i+1}=-1 / C_{i}, C_{i+1}=g_{i} C_{i}^{2}(i=1, \ldots, n)$ получаем помимо тривиальных решений: $\rho=-1,1,2$ показатели Ковалевской: Для однозначности общего решения на конечнолистном накрытии комплексной плоскости времени $[208,240]$ и обобщенной алгебраической интегрируемости $[176,292]$ необходимо, чтобы $\rho$, определяемые (1.15), были рациональными. Требование целочисленности $2 \rho$ при дополнительных ограничениях на семейство векторов $\boldsymbol{\alpha}_{1}, \ldots, \boldsymbol{\alpha}_{N}$ приводит к интегрируемым моделям, отвечающим простым алгебрам Ли и алгебрам Каца-Муди. Формула (1.15) справедлива также для индефинитной метрики в (1.1). 3. Индефинитные цепочки Тоды. Псевдоевклидовы цепочки возникают при исследовании космологических моделей в теории гравитации. К ним относится, например, миксмастерная модель Мизнеpa (см. например, [225]). Ее гамильтониан в канонических переменных $\left(\alpha, p_{\alpha}, \beta_{+}, p_{+}, \beta_{-}, p_{-}\right)$имеет вид: где функция $V\left(\beta_{+}, \beta_{-}\right)$слагается из шести экспонент: Уравнения миксмастерной модели в координатах $X, Y, Z, p_{x}, p_{y}, p_{z}[225]$ : можно записать в квадратичном однородном виде С точки зрения физической интерпретации особый интерес представляет проблема, соответствующая нулевому уровню «энергии»: $H=0$. В этом случае речь идет об условной (по Биркгофу) интегрируемости системы (1.19). Уравнения (1.19) могут быть представлены как уравнения Гамильтона на прямой сумме двумерных алгебр Ли со скобкой $\left\{X, p_{x}\right\}=X$, $\left\{Y, p_{y}\right\}=Y,\left\{Z, p_{z}\right\}=Z$ и гамильтонианом Показатели Ковалевской миксмастерной модели для частных решений $x_{i}=C_{i} / t \quad i=1, \ldots, 2 n$ равны [225]: При этом кратные показатели имеют только простые элементарные делители, что не приводит к логарифмическому ветвлению. В этом смысле, с точки зрения метода Ковалевской, система (1.19) является подозрительной на интегрируемость. Однако, ни один из необходимых инволютивных дополнительных интегралов до сих пор не найден. В частности, не изучены условия компактности фазовых траекторий системы (1.19) и возможности существования периодических движений. Вообще, вопрос о физическом смысле интегрируемости системы (1.19) является сложным и допускает различные интерпретации в рамках теории гравитации. Отметим, что приведенные в $[209,222]$ численные исследования системы (1.19) также не позволяют сделать однозначных выводов относительно регулярности или стохастичности ее поведения. Бильярдная интерпретация поведения миксмастерной модели вблизи сингулярности приведена в [263]. Все результаты относительно интегрируемости обобщенной цепочки Тоды (1.1) получены в предположении, что скалярное произведение $(\cdot, \cdot)$ является дефинитным. До сих пор не найдено ни одного общего случая интегрируемости псевдоевклидовой обобщенной цепочки Тоды. Это отчасти связано с тем, что техника корневых систем существенно связана с евклидовостью пространства и не допускает непосредственного обобщения на индефинитный случай. 4. Уравнения Эйлера-Пуанкаре на трехмерной разрешимой алгебре Ли. В заключение рассмотрим уравнения ЭйлераПуанкаре на разрешимых алгебрах Ли для иллюстрации сложной структуры интегралов движения в простых гамильтоновых системах. В работе [69] указан класс разрешимых алгебр, для которых общее решение уравнений Эйлера-Пуанкаре ветвится на комплексной плоскости времени при любом выборе тензора инерции. Однако, в трехмерном случае это не препятствует интегрируемости уравнений движения. В явном виде уравнения Эйлера — Пуанкаре на трехмерной разрешимой алгебре Ли имеют вид [84, 238]: где $I_{i j}$ — симметричный «тензор инерции». При этом Будем считать, что $\alpha \delta-\beta \gamma щем случае решение уравнений (1.21) ветвится, и система не является алгебраически интегрируемой. Скобка Ли-Пуассона, задаваемая структурными константами (1.22), вырождена, ее функция Казимира имеет вид: где В работе [84] показано, что в случае $\alpha \delta-\beta \gamma Как правило, в многомерных квазиоднородных гамильтоновых системах ( $n>3$ ) уже не встречается случаев, когда существует сложный (трансцендентный) дополнительный интеграл и система является или алгебраически интегрируемой или стохастической (многозначный интеграл, указанный в $[34,35]$, относится к системе, которая, видимо, не является гамильтоновой).
|
1 |
Оглавление
|