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
Вблизи резонанса невозмущенной системы малые знаменатели появляются уже при вычислении адиабатических инвариантов первого порядка (см. § 2.3). Эти знаменатели можно устранить путем канонического преобразования к специальным (резонансным) переменным. Такое преобразование можно наглядно представить себе как переход во «вращающуюся» в фазовом пространстве систему отсчета. При этом новые переменные описывают медленные фазовые колебания на резонансе, центр которого соответствует неподвижной эллиптической точке на новой фазовой плоскости ${ }^{1}$ ). Такая техника применялась ранее в нелинейной теории движения частиц в ускорителях (см. [255], где приведена также дополнительная литература) и при изучении электронного циклотронного резонанса в магнитной ловушке [367 ]. Этот метод близок к использованному Чириковым в работе [67] 2). После устранения резонансных знаменателей применяются описанные выше ( $\$ 2.3$ ) методы усреднения по быстрой фазе. В дальнейшем рассматривается автономная гамильтонова система с двумя степенями свободы. Обобщение на неавтономные системы не представляет труда путем введения расширенного фазового пространства (см. § 1.2). Если возмущение достаточно велико, то появляются вторичные резонансы, которые могут в свою очередь изменить или разрушить интегралы первичных резонансов, вычисленные в п. 2.4а. Малые знаменатели вторичных резонансов можно устранить аналогично тому, как это делается для первичных резонансов (п. 2.4б). Механизм, с помощью которого вторичные резонансы разрушают интегралы первичных резонансов, повторяет механизм разрушения невозмущенных интегралов первичными резонансами; он составляет основу методов анализа перехода от регулярного движения к хаотическому в гамильтоновых системах (гл. 4). В качестве иллюстрации в п. 2.4в рассмотрен резонанс между волной и частицей, который описан ранее в п. 2.2б. Отыскивается резонансный интеграл движения и демонстрируется влияние вторичных резонансов. Все это поясняется с помощью некоторых результатов численного моделирования. Преобразование к резонансным переменным — не единственный способ описания топологических изменений адиабатического инварианта вблизи резонанса. Имеется определенная свобода выбора инварианта, так как если $J$ — инвариант невозмущенной системы, то и любая функция $I(J)$ тоже инвариант. Выбирая $d I / d J=0$ вблизи резонансных значений $J$, можно учесть изменения в топологии возмущенной системы. Этот метод, разработанный Дуннетом и др. [111] (метод ДЛТ), описан в п. 2.4г и иллюстрируется на том же примере резонанса волна-частица. * 2.4а. Устранение резонансных знаменателей Рассмотрим гамильтониан где $H_{0}$ описывает интегрируемую систему, а $H_{1}$ является периодической функцией $\boldsymbol{\theta}$ : Здесь $\boldsymbol{n}=(l, m)$ — целочисленный вектор. Если между невозмущенными частотами имеется резонансное соотношение где $r, s$ — целые числа и то попытка найти решение с помощью теории возмущений, описанной в $\S 2.2$ и 2.3 , приводит к малым резонансным знаменателям. Будем считать, что условие (2.4.3) относится либо к первичному резонансу в системе, либо ко вторичному резонансу с фазовыми колебаниями на первичном резонансе. В обоих случаях резонансные знаменатели можно устранить с помощью преобразования, которое исключает одну из переменных действия $J_{1}$ или $J_{2}$. Выберем производящую функцию которая задает каноническое преобразование от $\boldsymbol{J}, \boldsymbol{\theta}$ к $\tilde{\boldsymbol{J}, \tilde{\boldsymbol{\theta}} \text { : }}$ Скорость изменения новой резонансной переменной характеризует медленные отклонения от резонанса. Применяя преобразование (2.4.6) к гамильтониану (2.4.1) и используя (1.2.13в), находим Для получения преобразованного гамильтониана первого порядка можно, как и в $\S 2.3$, усреднить по переменной $\tilde{\theta}_{2}$ [ср. (2.3.17)], что дает Это усреднение справедливо вблизи резонанса, где $\dot{\theta}_{2} \gg \dot{\tilde{\theta}}_{1}$. Так как $\bar{H}$ не зависит от $\tilde{\theta}_{2}$, то Это — первый член ряда, представляющего адиабатический инвариант для гамильтониана (2.4.8). Из (2.4.6б) видно, что $\widetilde{J}_{2}$ является комбинацией инвариантов невозмущенной системы: Таким образом, введение резонансных переменных позволило в явном виде найти новый инвариант системы вблизи резонанса. Однако для резонанса высокого порядка, когда $s \gg r$, новый инвариант $\tilde{J}_{2}$ просто пропорционален исходному инварианту $J_{1}$. Сле- $\qquad$ довательно, существенны только резонансы низких гармоник ${ }^{1}$ ). Для невозмущенного гамильтониана периодические решения при резонансном значении $\boldsymbol{J}$ (2.4.3) вырождены по $\boldsymbol{\theta}$, т. е. существуют для всех $\boldsymbol{\theta}$. Возмущение снимает вырождение и оставляет только периодические решения, удовлетворяющие (2.4.15) (см. также обсуждение теоремы Пуанкаре — Биркгофа в п. 3.2б). Обычно амплитуды Фурье $H_{-p r, p s}$ быстро убывают с ростом $p$. Поэтому интегрируемое движение в переменных $\tilde{J}_{1}, \tilde{\theta}_{1}$ можно описать с хорошей точностью, удерживая лишь члены с $p=0, \pm 1$ : где принято $H_{-r, s}=H_{r,-s}$, что всегда можно обеспечить тривиальной заменой $\widetilde{\theta}_{1} \rightarrow \tilde{\theta_{1}}+$ const. Из (2.4.18) следует существование двух неподвижных точек $\tilde{\theta}_{10}=0$ и $\tilde{\theta}_{10}=\pi$. При точном резонансе ${ }^{2}$ ) и уравнение (2.4.17), определяющее $\widetilde{J}_{10}$, принимает вид где положительный знак соответствует $\tilde{\theta}_{10}=0$, а отрицательный $\tilde{\theta}_{10}=\pi$. Рассмотрим два случая. 1. Резонанс в невозмущенной системе имеет место только при некоторых значениях $J_{1}$ и $J_{2}$. Такая система (и ее гамильтониан $H_{0}$ ) называется невырожденной ${ }^{1}$ ). Это наиболее типичный случай, при котором невозмущенный гамильтониан после преобразования зависит от обеих переменных действия и после преобразования (2.4.6a), (2.4.6б) откуда следует, что (2.4.16) можно разложить в окрестности неподвижной точки по переменной $\widetilde{J}_{1}$ (но не по $\tilde{\theta}_{1}$ ). Обозначая имеем Вторым членом в правой части (2.4.26) можно пренебречь в силу (2.4.19). Подставляя (2.4.26) в (2.4.16), опуская постоянную и удерживая лишь члены низшего порядка по $\varepsilon$ и $\Delta \widetilde{J}_{1}$, находим гамильтониан, описывающий движение вблизи резонанса здесь $G$ — параметр нелинейности Этот примечательный результат показывает, что движение вблизи любого резонанса ${ }^{1}$ ) поӧобно движению маятника с его колебаниями вращением и сепаратрисой. Приближение (2.4.27) использовалось Чириковым [70] и другими авторами для описания типичного поведения гамильтоновых систем вблизи резонанса; оно же является основой нашего подхода при изучении хаотического движения в окрестности сепаратрисы резонанса. Гамильтониан (2.4.27) дает в некотором смысле универсальное описание движения вблизи резонанса, поэтому мы будем иногда называть $\Delta \bar{H}$ стандартным гамильтонианом. Перестройка движения под действием возмущения вблизи резонанса иллюстрируется на рис. $2.8, a$. При $G F>0$ устойчивая и неустойчивая неподвижные точки расположены при $\widetilde{\theta}_{1}=0$ и $\tilde{\theta}_{1}=\pi$ соответственно. Частота колебаний вблизи устойчивой неподвижной точки (центр резонанса) мала: Эта частота уменьшается вплоть до нуля при приближении к сепаратрисе, оставаясь все время много меньше частоты $\dot{\theta}_{2}$, которая по порядку величины равна единице. Максимальное отклонение $\Delta \tilde{J}_{1 \text { макс }}$ мало, происходит на сепаратрисе (при $\widetilde{\theta}_{1}=0$ ) и равно половине ее ширины Рис. 2.8. Фазовые траектории вблизи резонанса. Вблизи центра резонанса фазовые траектории являются эллипсами с отношением полуосей Для полного решения задачи следовало бы выполнить преобразование к переменным действие — угол медленных колебаний (или вращения). Однако такое преобразование необходимо по существу лишь при учете вторичных резонансов и мы отложим его до п. 2.46. Вырождение. Действуя, как и в предыдущем случае, но учитывая независимость гамильтониана $\tilde{H}_{0}$ от $\widetilde{J}_{1}$ [см. (2.4.23) ], вместо (2.4.24) получаем оценки из которых следует, что отклонение по $\tilde{J}_{1}$ и $\tilde{\theta}_{1}$ одного порядка, поэтому нельзя разлагать гамильтониан (2.4.16) только по $\tilde{J}_{\mathbf{1}}$, как это было сделано выше. В общем случае для анализа движения системы (2.4.16) можно перейти к новым переменным действиеугол (см. п. 1.3а). Выясним сначала общий характер движения, разлагая гамильтониан (2.4.16) в окрестности центра резонанса $\widetilde{\theta}_{1}=0$ по степеням $\Delta \widetilde{J}_{1}$ и $\Delta \widetilde{\theta}_{1}=\widetilde{\theta}_{1}$ до квадратичных членов. Имеем Линейные по $\Delta \tilde{J}_{1}$ члены выпадают в силу (2.4.20); опуская постоянные, мы приходим к гамильтониану гармонического осциллятора где Но при вырождении первый член в (2.4.38) равен нулю, поэтому как $G$, так и $F$ оказываются величинами порядка $\varepsilon$. Частота малых колебаний вблизи центра резонанса равна а отношение полуосей эллипса — Вблизи центра резонанса вырождение определяется соотношением (2.4.38) и происходит при уменьшении первого слагаемого до нуля. Аналогичным образом вблизи неустойчивой неподвижной точки $\tilde{\theta}_{1}= \pm \pi$ получаются гиперболические фазовые траектории с асимптотами, наклоненными к оси $\widetilde{\theta}_{1}$ под углами $\pm \chi$, где Поведение вырожденной системы иллюстрируется на рис. 2.8, б. Грубо говоря, оно похоже на невырожденное, если только $G Если возмущение $\varepsilon$ не очень мало, то существенную роль играют вторичные резонансы [см. (2.4.9)], которые изменяют или разрушают адиабатический инвариант $\widetilde{J}_{2}$. Это резонансы между гармониками фазовых колебаний на первичном резонансе (п. 2.4а) и невозмущенными колебаниями основной частоты $\omega_{2}$. В адиабатическом пределе их структура показана на рис. 2.9, a. Устранение малых знаменателей вторичных резонансов можно провести по общей схеме п. $2.4 \mathrm{a}$, хотя здесь имеются, как будет видно ниже, некоторые дополнительные особенности. Начнем с усредненного гамильтониана (2.4.10), в который необходимо ввести новые переменные действие — угол $\left(I_{1}, \varphi_{1}\right)$ для фазовых колебаний. Вместо решения уравнения Гамильтона-Якоби (1.2.50) исследуем, как и в п. $2.2 \mathrm{a}$, движение в окрестности центра резонанса с помощью теории возмущений. Обозначим через $K_{0}$ преобразованный гамиль тониан и, следуя логике принятых обозначений, будем писать $I_{2}$ вместо $\tilde{J}_{2}$. В приближении (2.4.16) из (2.2.23) сразу же получаем где $G$ и $\tilde{\omega}_{1}$ — функции $I_{2}$, определяемые выражениями (2.4.38) и (2.4.40). Если усреднение по $\widetilde{\theta}_{2}$ справедливо, то разложение (2.4.43) является формальным решением задачи. Оно не зависит от угловых переменных, и, следовательно, существуют два интег. рала движения: $I_{2}=\widetilde{J}_{2}$ и $I_{1}$. Преобразование к переменным $I_{1}$, $\varphi_{1}$ показано на рис. 2.9 , б. Чтобы учесть эффект вторичного резонанса, восстановим член $\tilde{H}_{1}^{\prime}$, отброшенный при усреднении по $\tilde{\theta}_{2}$ : Представим его в виде ряда Фурье где штрих означает, что член с $l s+m r=0$ из суммы исключен. В окрестности центра резонанса ( $\tilde{\theta}_{10}=0$ ) Преобразуя это возмущение к переменным действие — угол низшего порядка, т. е. для линейных колебаний переменных $\Delta \widetilde{J}_{1}$, $\Delta \widetilde{\theta}_{1}$ [см. (1.2.68)], и обозначая $\widetilde{\theta}_{2}$ через $\varphi_{2}$, находим где $R=(F / G)^{12}$. Мы рассматриваем невырожденный случай и по. тому пренебрегаем отклонениями $\Delta \tilde{J}_{1}$, считая их малыми в силу(2.4.32). Разлагая вторую экспоненту, получаем где а $\mathscr{F}_{n}$ — функция Бесселя. Из (2.4.48) [видно, что возможны резонансы между $\varphi_{2}$ и $\varphi_{1}$, поэтому усреднение по $\varphi_{2}$ может привести к отличному от нуля результату. Чтобы получить новый инвариант, запишем полный гамильтониан, используя (2.4.43) и (2.4.48) в виде аналогичном гамильтониану (2.4.1) с некоторым новым параметром возмущения $\varepsilon_{2}$. Эта аналогия позволяет для устранения сингулярности вторичных резонансов снова использовать метод, описанный в п. 2.4а. Рассмотрим резонанс где согласно (2.4.4) и (2.4.30). Аналогично (2.4.6) перейдем к новым переменным $\tilde{I}_{1}, \tilde{I}_{2}, \tilde{\varphi}_{1}, \tilde{\varphi}_{2}$ с медленной фазой Соответствующая производящая функция имеет вид Усреднение (2.4.48) по быстрой фазе $\varphi_{2}$ с учетом (2.4.51) приводит к соотношению где $l s / r$ — целое число. Это соотношение удовлетворяется, если в (2.4.48) оставить только слагаемые с где $j, k$ — любые целые числа. При $j= \pm 1$, например, $p$-я гармоника фазовых колебаний по $\varphi_{1}$ находится в резонансе с $q$-й гармоникой колебаний по $\varphi_{2}=\tilde{\theta}_{2}$; резонансам более высоких гармоник отвечают значения $|j|>1$. Выполняя усреднение для гамильтониана $K$, получаем В последнем выражении амплитуда Фурье $j$-й гармоники колебаний по $\tilde{\varphi}_{1}$ равна Поскольку $\bar{K}$ не зависит от $\tilde{\varphi}_{2}$, мы сразу же получаем адиабатический инвариант фазовых колебаний причем индекс $p$-целое число и в силу (2.4.51) имеет порядок $\varepsilon^{-12}$. Так как $I_{1 \text { макс }}$ порядка $R$, то максимальное значение аргумента $\left(2 I_{1} / R\right)^{1 / 2}$ порядка единицы. Отсюда при большом $p$ (малом $\varepsilon$ ) функцию Бесселя можно оценить как Из этого выражения следует, что амплитуда Фурье резонансного члена пропорциональна $I_{1}^{p i 2}$, так что размеры резонанса быстро падают с убыванием $I_{1}$. Заменяя в формулах (2.4.30), (2.4.31) $H_{-r \text {, s }}$ на $K_{-p, q}$ и учитывая оценку (2.4.62), приходим к заключению, что амплитуда и частота колебаний $\widetilde{I}_{1}$ меньше, чем для $\widetilde{J}_{1}$ по крайней мере в $\left[\left(\varepsilon^{-1 / 2}\right) !\right]^{1 / 2}$ раз. Явное выражение для гамильтониана вторичного резонанса будет получено в п. 2.4в. Хотя анализ вторичных резонансов проводится аналогично анализу первичных резонансов, полученные результаты обладают некоторыми особенностями. Так, размер вторичного резонанса зависит от $\varepsilon$ значительно сильнее, чем первичного ( $\sim \varepsilon^{1 / 2}$ ), поэтому при достаточно малом $\varepsilon$ вторичные резонансы несущественны ${ }^{1}$ ). С другой стороны, при относительно больших $\varepsilon$ для определения гранишы справедливости адиабатической инвариантности вторичные резонансы могут быть столь же важны, как и первичные резонансы. Быстрое уменьшение размера вторичных резонансов с возмущением приводит к устойчивости движения внутри резонансов (в «островах») при умеренной величине возмущения. Более того, даже при весьма больших возмущениях, как, например, в случае на рис. 1.13, , интегралы движения сохраняются не только внутри первичных, но и внутри вторичных резонансов. Следствия этой устойчивости будут более подробно рассмотрены ниже. Описанная процедура устранения малых знаменателей вторичных резонансов в окрестности центра первичного резонанса [213] является одним из вариантов метода ренормализации, в котором преобразование от резонанса $n$-го порядка к резонансу $(n+1)$-го порядка строится таким образом, чтобы сохранить форму гамильтониана, изменяя лишь его параметры. Эта идея является основой некоторых методов анализа перехода от регулярного движения к хаотическому; эти методы анализа будут рассмотрены в гл. 4. Вернемся к примеру в п. 2.26 — влиянию электростатической волны на движение заряженной частицы в магнитном поле. Рассмотрим случай резонанса между невозмущенным ларморовским вращением частицы и колебаниями волны. Қак мы видели выше, в этом случае нельзя найти интегралы движения с помощью классической теории возмущений из-за появления резонансных знаменателей. Однако резонансная теория возмущений дает возможность устранить эти знаменатели локально. Следуя работе [267], рассмотрим две задачи: 1) волна распространяется под углом к магнитному полю $\left(k_{z} Имеем где $\rho$ — функция переменных действия. Достаточно близко от резонанса переменная $\tilde{\psi}$ изменяется медленно и можно провести усреднение по быстрой фазе $\varphi$. В результате остается единственный член с $m=l$ и усредненный гамильтониан равен Если произвести замену $\tilde{\psi} \rightarrow \tilde{\psi}+\pi / 2$, так что $\sin \tilde{\psi} \rightarrow \cos \tilde{\psi}$, то $\bar{H}$ примет вид (2.4.16). Так как $\bar{H}$ не зависит от $\tilde{\varphi}$, имеем Согласно (2.4.18) и (2.4.20), неподвижные точки соответствуют и где Уравнение (2.4.67б) неявно определяет величину $\tilde{P}_{\Psi 0}$. Линеаризуя по $\widetilde{P}_{\psi}$ (но не по $\tilde{\psi}$ ), получаем гамильтониан маятника (2.4.27) с параметрами [см. (2.4.28) и (2.4.29)] Согласно (2.4.30), частота малых колебаний равна Максимальная амплитуда (на сепаратрисе) получается из (2.4.31) Как $\tilde{\omega}_{\psi}$, так и $\Delta \tilde{P}_{\psi \text { макс }}$ пропорциональны $\varepsilon^{1 / 2}$. Определим с помощью (2.2.71) расстояние между соседними резонансами Отношение удвоенной амплитуды колебаний импульса к расстоянию между резонансами равно Вырождение. Сравним полученные результаты с вырожденным случаем, когда в гамильтониане (2.4.65) $k_{z} \equiv 0$. Проводя разложение в окрестности центра резонанса как по $\Delta \tilde{P}_{\psi}$, так и по $\Delta \tilde{\psi}$, приходим к гамильтониану гармонического осциллятора с Частота малых колебаний и максимальное отклонение импульса равны Здесь $\omega_{\phi}$ имеет порядок $\varepsilon$, а $\Delta \widetilde{P}_{\psi \text { макс }}$ порядка единицы. Сравнивая (2.4.77) с (2.4.71) и (2.4.78) с (2.4.72), мы видим, что при вырождении частота малых колебаний в $\varepsilon^{-1 / 2}$ раз меньше, а максимальное отклонение импульса во столько же раз больше, чем при отсутствии вырождения. В отличие от случая волны, распространяющейся под углом к магнитному полю, частота возмущения теперь фиксирована и равна $\omega$, поэтому резонанс возможен с одной из гармоник частоты $\Omega$, хотя и при разных значениях импульса $\tilde{P}_{\psi}$. Действительно, подставив $k_{z}=0$ в (2.4.67б), получаем уравнение определяющее значение $\widetilde{P}_{\psi}$ для неподвижных точек. Корни этого уравнения лежат в некотором интервале значений $k_{\perp} \rho$. Для $\omega+l \Omega=0$, например, их можно найти из условия Если же $\omega+l \Omega=\delta \omega$, то, согласно (2.4.79), резонанс имеет место при условии В рассматриваемой задаче вырождение возникает, когда направление распространения волны становится нормальным к магнитному полю. Чтобы увидеть, как происходит переход, учтем члены порядка $\varepsilon$ в выражении (2.4.38) для параметра $G$ : Вырождение наступает при Bторичные резонансы. Для получения гамильтониана вторичного резонанса, как и в п. 2.4б, перейдем к переменным $I, \theta$ для малых фазовых колебаний. При $k_{z} где $G$ и $\tilde{\omega}_{\psi}$ определяются выражениями (2.4.69), (2.4.71), а $R=$ $=(F / G)^{1 / 2}$. Низший порядок возмущения выражается в переменных $I, \theta$ аналогично (2.4.47) Оставляя главный член суммы с $m=l+1$, для резонанса гармоники $n$ получаем где Перейдем к новым медленным переменным Усредняя (2.4.86) по быстрой фазе $\tilde{\varphi}$, находим гамильтониан вторичного резонанса где для $G_{s}$ и $F_{s}$ с помощью формул (2.4.84) и (2.4.87) при $\varepsilon \equiv 1$ имеем Частота малых колебаний и максимальное отклонение импульса аналогично предыдущему равны Расстояние $\delta \tilde{I}$ между соседними вторичными резонансами (гармоники $n$ и $n+1$ ) можно найти, используя (2.4.88б) и соотношения откуда (при $n \gg 1$ ) С помощью выражения (2.4.92) для $\Delta \tilde{I}_{\text {макс }}$ получаем для вторичного резонанса что совпадает по форме с аналогичным соотношением (2.4.74) для первичного резонанса. По индукции заключаем, что это отношение сохраняет свой вид и для резонансов более высоких уровней (третичных и так далее), т. е. оно является универсальным. Заметим, что вторичным и более высокого уровня резонансам отвечают невырожденные гамильтонианы. Для косой волны Смит и Қауфман исследовали движение вблизи резонансов с $l=k_{z} v_{z} / \Omega=-1 ; 0 ; 1$ в системе отсчета волны $(\omega=0)$. Они выбрали $k_{\perp}(2 E / M)^{1 / 2} / \Omega=1,48$, где $E$ дается выраже- Рис. 2.10. Поверхность сечения в переменных $k_{z} v_{z} / \Omega \propto P_{\psi}$ и $k_{z} z=\psi$ в случае взаимодействия частицы с косой ( $k_{2} нием (2.2.66) при $\omega \equiv 0, \varepsilon \equiv 1$ и $k_{z}=k_{\perp}$, что обеспечивает близкое к максимальному значение функции Бесселя $\mathcal{F}_{l}\left(k_{\perp} \rho\right)$. Их результаты для зависимости $v_{z}\left(\propto P_{\psi}\right)$ от $\psi$ приведены на рис. $2.10, a$ Рис. 2.11. То же, что и на рис. 2.10 для $k_{z}=0$ и $\omega / \Omega=-30$ (по данным работы [219]). Сопоставим эти результаты с тем, что получается в случае перпендикулярной волны, который численно исследован Қарни [219]. На рис. 2.11, а и б приведены его результаты для поверхности сечения $\varphi=\pi$ при $l=-30$. Относительная частота малых фазовых колебаний первичного резонанса $\alpha=\widetilde{\omega}_{\psi} / \Omega \approx 1 / 9$ для меньшего возмущения и $\alpha \approx 1 / 5$ для большего. В первом случае инвариантные кривые почти совпадают с полученными из усредненного гамильтониана $(2.4 .65)^{1}$ ) при $k_{z}=0$. При большем возмущении возникает, как и ожидалось, цепочка из пяти островов и другие уже привычные нам детали. Размер первичных резонансов примерно одинаковый в обоих случаях, поскольку, как было показано выше, этот размер не зависит от возмущения. Қак и для косой волны, исследование проводилось при значениях $k_{\perp} \rho$, близких к максимуму $\mathscr{F}_{l}\left(k_{\perp} \rho\right)$. Аналогичные результаты для другой задачи были получены Фордом и Лансфордом [134 ]. Теперь мы опишем метод ДЛТ (Дуннета-Лейнга-Тейлора) [111], позволяющий в некоторых случаях устранять знаменатели сразу всех первичных резонансов. Этот метод был вначале использован при изучении движения заряженной частицы в пространственно периодическом магнитном поле [111], а позже применен для анализа резонансного взаимодействия волны и частицы (п. 2.4в); последний случай рассмотрен ниже. Обобщение этого метода на более высокие порядки по параметру разложения выполнено МакНамарой [290] и будет описано в конце следующего параграфа. Метод ДЛТ был разработан для изучения автономных систем с двумя степенями свободы и невозмущенным гамильтонианом $H_{0}$ специального вида где $\omega_{2}$ — постоянная частота, так что обе частоты $\omega_{1}$ и $\omega_{2}$ не за- висят от одной из переменных действия (в нашем случае от $J_{2}$ ). Такая форма гамильтониана не является исключительной и даже типична для неавтономных систем с одной степенью свободы, которые можно изучать в расширенном фазовом пространстве (см. п. 1.26$)^{1}$ ). Метод ДЛТ использует определенную свободу в выборе интегралов движения. На поверхности сечения $\theta_{2}=$ const инвариантные линии являются прямыми $J_{1}=$ const. Но и любая функция $I_{0}\left(J_{1}\right)$ также приводит к этим же прямым Поэтому $I_{0}$ тоже можно рассматривать как интеграл невозмущенного движения и выбирать его конкретную форму по своему усмотрению. Непригодность классической теории возмущений для описания движения вблизи резонанса обсуждалась в п. 2.2б; там же и в п. 2.4в были рассмотрены конкретные примеры резонансных знаменателей. Неудача классического подхода имеет простое физическое объяснение: топология истинных инвариантных кривых $I=$ const отличается вблизи резонанса от топологии невозмущенных инвариантных кривых $I_{0}=$ const. Вообще говоря, при малом $\varepsilon$ линии $I_{0}+\varepsilon I_{1}=$ const могут топологически отличаться от линий $I_{0}=$ $=$ const, только если $I_{1}$ велико. Поэтому появление больших значений $I_{1}$ есть просто отражение топологических изменений в теории возмущений. Это наводит на мысль о том, что можно улучшить теорию возмущений, если выбрать такие невозмущенные интегралы движения, чтобы отличие в топологии обеспечивалось при малых $I_{1}$. Так будет в том случае, когда $d I_{0} / d J_{1}$ обращается в нуль, т. е. инвариантные кривые $I_{0}=$ const соответствуют максимуму или минимуму по невозмущенному действию $J_{1}$. Теория возмущений. Для построения разложения нового инварианта $I$ заметим, что, согласно (1.2.21), любой интеграл движения удовлетворяет условию Разлагая $H$ и $I$, получаем где $I_{0}$ выбрано так, что является функцией только $J_{1}$. Приравнивая коэффициенты при одинаковых степенях $\varepsilon$, находим, что в нулевом порядке условие всегда удовлетворяется, ибо по построению $I_{0}$ и $H_{0}$ не зависят от угловых переменных. В первом порядке имеем или Разлагая $H_{1}$ и $I_{1}$ в ряд Фурье получаем из (2.4.103) Чтобы найти инвариант, положим где $C_{l^{\prime}, m^{\prime}}$ — некоторые коэффициенты, а произведение берется по всем тем значениям индексов $l^{\prime}, m^{\prime}$, для которых амплитуды Фурье $H_{l^{\prime}, m^{\prime}}$ отличны от нуля. По построению $d I_{0} / d J_{1}$ обращается в нуль на каждом резонансе, и величины $I_{l m}$, согласно (2.4.105), оказываются конечными. Новый инвариант имеет вид где $I_{0}$ находится интегрированием (2.4.106), а $I_{1}$ определяется равенствами (2.4.105) и (2.4.104б). Резонанс волна — частица. Для иллюстрации метода рассмотрим гамильтониан (2.2.67) для волны, распространяющейся под углом $45^{\circ}$ к магнитному полю [403 ]. Перейдем в систему отсчета волны $\left(\omega \equiv 0\right.$ ) и введем безразмерные переменные: $k_{\perp}=k_{z}=1, \Omega=1$, $M=1, e \Phi_{0}=1, \rho=\left(2 P_{\varphi}\right)^{1 / 2}$. Имеем В соответствии с (2.4.106) полагаем С помощью выражения (2.4.105) находим Интеграл движения первого порядка равен Рис. 2.12. То же, что и на рис. 2.10 согласно теории ДЛТ первого порядка (по данным работы [403]). Заметим, что второй член этого выражения остается малым даже при резонансах. На рис. 2.12 показаны инвариантные кривые $I=$ const на поверхности сечения $\varphi=\pi$ для тех же значений параметров, что и результаты численного моделирования на рис. 2.10. Согласие между этими рисунками хорошее, хотя, конечно, области хаотического движения, которые наблюдаются при сильном возмущении на рис. 2.10 , б, нельзя получить из инвариантных кривых. преобразование (2.4.6) к резонансным переменным дает Так как $\tilde{H}$ не зависит от $\tilde{\theta}_{2}$, то $\widetilde{J}_{2}=$ const. Поскольку $\widetilde{H}=$ const, то также является интегралом движения. Применяя метод ДЛТ, получаем из (2.4.106) уравнение В результате приходим к интегралу движения $I$, который точно совпадает с $\tilde{I}$. Распространение метода ДЛТ на более общие, чем (2.4.96), гамильтонианы до сих пор не сделано. Неясно также, как выбирать $I_{0}$ в тех случаях, когда амплитуды $H_{l m}$ всех гармоник отличны от нуля, так как при этом производная $d I_{0} / d J_{1}$ должна обращаться в нуль для всех рациональных значений отношения частот. Тем не менее в пределах этих ограничений метод ДЛТ весьма полезен для глобального устранения резонансных знаменателей ${ }^{1}$ ).
|
1 |
Оглавление
|