Цепочки Гюгонио-Маслова и особые вихревые решения системы уравнений мелкой воды

В 1980 году В. П. Маслов [28, 29] сформулировал гипотезу, согласно которой широкий класс квазилинейных гиперболических систем, включая гидродинамические уравнения, допускает лишь несколько типов решений с особенностями, обладающих следующими свойствами. Во-первых, структура особенности сохраняется в течение некоторого интервала времени (свойство структурной самоподобности) — во-вторых, структура особенности не меняется при малых возмущениях (свойство структурной устойчивости). Такой выбор свойств соответствует наличию в уравнениях нелинейности: в случае линейных гиперболических систем структура любой особенности в начальных данных сохраняется для решения (по крайней мере в течение малого интервала времени). К указанным типам особых решений принадлежат ударные волны, «бесконечно узкие» солитоны и вихревые особые решения «типа корня квадратного из квадратичной формы.» Такие решения могут быть описаны формулой, аналогичной «нелинейным» (уиземовским) решениям и искаженным волнам Римана (см. [36]) w = f (x, t) + g (x, t) F (S (x, t)), (1) где w — векторная (или скалярная) функция, х € Kn, F{t) — скалярная функция, гладкая вне т = 0 и имеющая особенность при г = 0, а фаза S (x, t), векторный (или скалярный) фон f (x, t) и амплитуда д (х, t) — гладкие функции. Особенность может соответствовать, например, разрыву первого рода (тогда мы имеем дело с ударными волнами), а может принадлежать классу С1. Очевидно, особенности w (x, t) определяются нулями X (t) функции S (x, t). Например, для ударных волн в одномерном (n = 1) случае имеем F = ©-(г), где ©-(г) функция Хевисайда (0 = 0 при г < 0 и 1 при т > 0), S = х — X (t). Для другого типа особенности по-прежнему S = х — X (t), но F = Sol (г), где Sol (г) = 0 при т = 0 и 1 при т = 0. В этом случае функция w описывает бесконечно узкий солитон на фоне и (х, t). Решения такого вида возникают, например, как предельные решения уравнения Кортевега—де Фриза с дисперсией е2 при е —" 0 (см. [14, 30]).

Рассмотрим еще один пример в двумерном случае, который будет служить основным примером в этой работе. Пусть F = гг, (0 < г < 1), и для каждого t неотрицательная функция S обращается в нуль в единственной точке *(xi = Xi (t), х2 = X2(i)). Тогда в общем случае функция S с точностью до слагаемых более высокого порядка представляет собой положительную квадратичную форму по переменным х с различными собственными значениями. Нулем функции S является точка х = X (t) = *(Хх (4), Х2(г)), двигающаяся вдоль траектории Г = {х = '(.X^), X2(f))} (задающей особенность). В данном случае мы имеем слабую «точечную» особенность: сама функция w непрерывна и даже обращается в нуль в особой точке, но некоторые производные функции w не являются непрерывными. Конечно, можно рассматривать и другие функции F (t) с особенностями, обладающие похожими свойствами, например г log г, (const + log г)-1, а также различные их линейные комбинации.

Свойства «самоподобности и устойчивости» структуры означают следующее. Пусть решения имеют при некотором <0 ВИД (1) с заданной функцией F (t). Тогда, во-первых, решение сохраняет вид (1) с той же функцией F (t) и при t > to, по крайней мере при достаточно малых t — toво-вторых, малые изменения начальных данных S (x, to), /(ж, t0), g (x, t0) и коэффициентов исходного уравнения не влияет на структуру особенности функции w, определяемой функцией F. Гипотеза Маслова заключалась в том, что для многих квазилинейных гиперболических уравнений, имеющих физический смысл, почти все возможные особенности с указанными свойствами имеют описанный в приведенных выше примерах вид. Более того, в последнем примере возможна особенность только с F = у/т (см. [29, 22, 14]). И хотя соответствующее уравнение может иметь частные решения (например, радиально-симметричные, т. е. такие, для которых S ~ xl+xQ, отличные от описанных выше, эти особые решения, по-видимому, пропадают при малых возмущениях. Доказательство этой гипотезы совсем не тривиальнов настоящей работе оно приведено для слабой точечной особенности системы уравнений мелкой воды. (По поводу другого типа особенностей см. [14].) Приведем лишь некоторые алгебраические соображения, обосновывающие существование особенностей упомянутых типов.

Поскольку исходная система нелинейна, необходимо определить произведения и степени компонентов функции (1). Функции вида f (x, t) + g (x, t) F (S (x, t)), где F = ©-(г), F = Sol® и F = у/т, обладают весьма важным свойством: каждая из них порождает алгебру функций с особенностью над кольцом гладких функций, имеющую только две образующих: 1 и F. Это свойство справедливо в силу того, что F2 = F в первых двух случаях и F2(S) = G{x, t) есть гладкая функция в третьем случае. Для того чтобы изучить свойства решения (1), его следует подставить в исходную систему, сгруппировать слагаемые при различных типах особенностей, а затем и регулярные (гладкие) слагаемые и приравнять их к нулю. При этом исходная система распадается на две системы с функциями S, /, д (которые, вообще говоря, подлежат определению). Если рассматривать решения (1), основываясь на алгебрах с более чем двумя генераторами (например, если F = г1/3, образующие суть 1, т1/3,т2/3), то исходная система будет распадаться на три системы, являющимися переопределенными, и т. д. Это лишь эвристическое объяснение: в случае бесконечного числа образующих не очевидно, как можно корректно обосновать группировку слагаемых, соответствующих различным особенностям, и дальнейшее разложение исходной системы.

Цепочки Гюгонио—Маслова и их замыкание.

Другое очень важное наблюдение, сделанное в [29], заключалось в том, что, независимо от физической природы рассматриваемого явления, решения с особенностью (1) и их описания очень близки с математической точки зрения. Одной из таких общих характеристик являются новые бесконечные системы обыкновенных дифференциальных уравнений (цепочки), определяющие динамику решений. Хотя решения (1) имеют особенности, они определяются гладкими скалярными и векторными функциями S (x, t), f (x, t), g (x, t). Следовательно, с этими функциями, а также и с самими решениями (1), можно связать как множество коэффициентов их рядов Тейлора в (особых) точках х = X (t), так и сами траектории х = X (t). Указанные цепочки возникают как необходимые условия существования решения (1). В случае ударных волн первое уравнение в такой цепочке совпадает с хорошо известным условием Гюгонио, а последующие уравнения могут рассматриваться как поправки к первому уравнению. Несмотря на то что цепочки для особенностей других типов могут иметь иной вид и, вероятно, имеют другой физический смысл, в [29] было установлено, что их математическая сущность оказывается одинаковой. Такие цепочки называются цепочками Гюгонио—Маслова.

На цепочки Гюгонио—Маслова в нелинейных задачах можно также посмотреть с другой точки зрения. Решения вида (1) являются обобщенными решениями, и, следовательно, методы исследования таких решений связаны с построением алгебр распределений и их приложениями в теории нелинейных уравнений (см. [39, 21], а также [14], где эти уравнения рассматриваются достаточно подробно). Понятно, что структура обобщенных решений может зависеть от выбора соответствующей обобщенной функции. При этом оказывается, что одних лишь математических соображений недостаточно для того, чтобы указанный выбор был единственным. Обычно введение того или иного распределения в нелинейных задачах основывается на предшествующей регуляризации обобщенной функции, зависящей от некоторого малого или большого параметра. Вообще говоря, конечный результат зависит также и от используемой регуляризации, что «нехорошо» с точки зрения возможных физических приложений. С другой стороны, в физических задачах гиперболические системы не существуют сами по себекак правило, они возникают в качестве некоторого приближения уравнений с малой вязкостью или дисперсией. Таким образом, гиперболические системы следует рассматривать как пределы таких «прообразов», их решения должны быть пределами решений «прообразов», и решения «предельной» гиперболической системы (так же как и соответствующий малый параметр) должны быть согласованы с исходными уравнениями. Грубо говоря, это всегда (и автоматически) выполняется для регулярных решений гиперболических систем. Однако выяснение того факта, выполняются ли указанные условия для решений с особенностями, представляет собой серьезную проблему. Часто оказывается весьма сложно или даже невозможно изучить описанное соответствие. Более того, во многих реальных физических ситуациях соответствующий «прообраз» с вязкостью или дисперсией принимается не всеми специалистами в качестве подходящей модели. Тем не менее, существуют некоторые характеристики обобщенных решений, инвариантные относительно выбора способа регуляризации обобщенных функций. Цепочки Гюгонио—Маслова как раз и являются такого рода характеристиками, поскольку они возникают как необходимые условия.

Цепочки для ударных волн и решений уравнений газодинамики были изучены много лет назад (см. [28, 30, 42], а также [52, 13]). Систематическое изучение цепочек Гюгонио-Маслова для особых вихревых решений было начато сравнительно недавно в работах [22, 10].

Цепочки Гюгонио—Маслова незамкнуты, поскольку первые N уравнений содержат более N неизвестных. Поэтому положение особенности, вообще говоря, нельзя однозначно определить из таких систем. Замыкание такой системы возможно при помощи использования глобальных свойств решений или некоторых дополнительных предположений [28, 30] (см. также [47]), например, предположения о малости негладкой амплитуды. Незамкнутые цепочки уравнений возникают в различных задачах статистической физики и механики. Хорошо известны цепочки Боголюбова—Борна— Грина—Кирквуда—Ивона, цепочки моментов, возникающие в статистической гидромеханике (см., например, [11, 25]). Проблема замыкания этих цепочек является одной из наиболее интересных и трудных в математической физике. Напомним, что после замыкания ББГКИ-цепочек получается кинетическое уравнение Больцмана.

Для цепочек типа Гюгонио, возникающих при описании ударных волн для простейшего нелинейного уравнения (уравнения Хопфа для простой волны) в работе [47] был предложен метод замыкания, основанный на приравнивании лишних компонент решения (с большими номерами) к нулю. Похожая процедура замыкания использовалась в статистической механике и гидродинамике (см., например, [25, 11]). Цель настоящей работы состоит в использовании цепочек типа Гюгонио, которые обрываются в духе работы [47], для описания траекторий вихревых особенностей решений системы (2) и в применении этого подхода к исследованию задачи о траекториях мезомасштабных вихрей в атмосфере и океане.

Ясно, что системы уравнений, полученные обрывом цепочек Гюгонио-Маслова, не могут адекватно описывать распространение особенности на больших интервалах времени, так как обрыв цепочки неизбежно влечет за собой локализацию задачи: эволюция особенности определяется только тем, что происходило вблизи данного момента времени. Однако если рассматриваются не слишком большие интервалы времени и если оборванная цепочка обладает некоторым свойством устойчивости, то использование такой оборванной цепочки представляется вполне оправданным. С другой стороны, например, в задаче о траектории глаза тайфуна невозможно достаточно достоверно измерить поле скорости и и геопотенциала 7? в начальный момент времени для того, чтобы получить корректную задачу Коши для соответствующей системы уравнений в частных производных. Однако траектория глаза тайфуна может быть при этом измерена достаточно точно, например при помощи спутников, и последующая траектория может быть предсказана на основании известной предыстории посредством решения задачи экстраполяции. С этой целью можно в свою очередь пользоваться формулами для траекторий вихря, полученными интегрированием (оборванных) цепочек. Таким образом, локализация оказывается вполне обоснованной с точки зрения физической постановки задачи.

Уравнение мелкой воды и мезомасштабные вихри.

В статье [29] содержится также идея, согласно которой решения (1) могут применяться для описания некоторых природных явлений: волн цунами в океане (случай «узких ссшитонов») и мезомасштабных (или «крупных») вихрей в атмосфере и океане (тайфунов, ураганов, рингов и т. д., что соответствует случаю особенности типа квадратного корня). Таким образом, оборванные «вихревые» цепочки Гюгонио-Маслова могут с определенной точностью описывать динамику мезомасштабных вихрей.

Система уравнений мелкой воды также хорошо известна как простейший пример двумерного бездисперсионного приближения с нулевой вязкостью в моделировании различных эволюционных физических процессов, включая распространение мезомасштабных вихрей в атмосфере и океане [20, 34, 18]. Такая система с переменной силой Кориолиса в так называемом /^-плоскостном приближении имеет вид д дух + (V, 77u) = 0, -^ + (u, V) u-u/Tu + V77 = 0. (2) где х = *(х1,х2) Е R2, а неизвестными являются двумерный вектор u (x, t) = f (ui (x, t), и2(ж, t)) и функция r](x, t) — геопотенциал атмосферы (или уровень свободной поверхности в теории волн на воде), Т = -1 0) ' V = А)' и = й + @х2 есть удвоенная частота.

Кориолиса на^{-плоскости,} наконец и, /3 суть параметры (физические константы), Р предполагается достаточно малой. Обозначим также через (,) скалярное произведениеиндекс t слева вверху будет обозначать транспонирование матриц и векторов.

Система (2) обладает рядом важных свойств, таких как наличие закона сохранения, возможность гамильтонова представления и т. д. Одним из таких свойств является существование лагранжева инварианта — так называемого потенциального вихря или инварианта Россби п U2X1 ~ Ц1Д2 + Ц /дЧ V.

Свойство инвариантности означает, что П остается неизменным вдоль траекторий поля вектора скорости и: П4+ (и, 7) П = 0.

В этой работе изучаются вихревые решения этой системы, имеющие особенность типа квадратного корня, имея прежде всего в виду возможные приложения в физике атмосферы и океана. Отметим, что в планы исследования не входит изучение взаимодействие вихрей, а также вопроса их возникновения и исчезновения (изучение только систем без вязкости и дисперсии недостаточно для исследования этого вопроса). Задача может быть коротко сформулирована следующим образом: если система имеет уединенный вихрь (1) со специальными, достаточно разумными физическими свойствами, то что можно сказать о его динамике, траектории и форме вблизи своего центра?

Приведем теперь соображения Маслова относительно связи слабых особенностей уравнений мелкой воды (2) с моделями движения мезомаспггабных вихрей. Если мы предположим, что решения системы (2) описывают крупномасштабные явления в атмосфере или океане (например распространение тайфунов, ураганов, рингов) и мезомасштабные вихри отвечают решениям, имеющим в некоторой точке слабую точечную особенность и обладающим свойствами структурной устойчивости и самоподобности, то в силу единственности структуры такой особенности, траектория центра вихря («глаза» тайфуна) должна быть близка к траектории центра слабой точечной особенности типа квадратного корня. Отметим еще, что траектория центра вихря и геопотенциал rj, соответствующие природному мезомасштабному вихрю, должны обладать следующими свойствами, разумными с физической точки зрения. Траектории не имеют слишком больших «дрожаний и петель», а г] есть положительная функция, достаточно медленно изменяющаяся вдоль траектории. Эта дополнительная информация играет важную роль при изучении решений (1) с точки зрения их пригодности к описанию динамики мезомасштабных вихрей.

Интегрируемость оборванных вихревых цепочек Гюгонио—Маслова для уравнений мелкой воды.

В настоящей работе показано, что после ряда преобразований оборванная цепочка для вихревых решений системы (2) сводится к сложной системе, содержащей 17 обыкновенных дифференциальных уравнений. Интересным и довольно неожиданным оказывается тот факт, что интегрирование этих 17 уравнений в случае постоянных частот Кориолиса (/3 = 0) приводит в точности к линейному уравнению Хилла, хорошо известному в теории колебаний, небесной механике, теории солитонов и т. д.

Наличие /^-эффекта приводит к появлению дополнительных слагаемых порядка /J в соответствующей системе 17-ти обыкновенных дифференциальных уравнений. Если считать /3 малым параметром, то наблюдается медленная («адиабатическая») эволюция постоянных интегрирования в невозмущенной оборванной цепочке. Отметим еще одно интересное и неожиданное явление: при наличии упомянутых выше разумных предположений о траектории центра вихря и геопотенциале усредненные уравнения оказываются гамильтоновыми системами с одной степенью свободы, интегрируемыми в квадратурах и аналогичными уравнению физического маятника. В случае, когда параметр нельзя считать параметром возмущения, у указанной системы 17-ти обыкновенных дифференциальных уравнений удается найти семейство двумерных многообразий параметров цепочки, в окрестности которых могут существовать разумные с точки зрения приложений медленные траектории.

В конечном счете мы имеем дело с семейством решений, зависящих от некоторых параметров. Запишем эти параметры как Г = (71,72 ¦ • .)¦ Предположим, что мы построили семейство таких решений и траектория движения описывается некоторой функцией X (t, Г) = (Xt (t, Г), X2(t, Г)). Тогда, исходя из предположения о том, что функции (1) описывают мезомасштабные вихри, и зная траекторию центра вихря (глаза тайфуна) при t € [О, Т], мы можем попытаться предсказать последующее движение центра следующим образом. Пусть Г^ = (xi = Х^ (t), х$ = -^гЧ*))" t? ?2])) — траектория центра настоящего природного вихря. Выберем параметры Г = (71,72.) из того условия, что траектории Г и Г7' должны быть близки на интервале [О, Г0], например, в смысле минимизации среднего значения квадратного корня из разности между теоретической и наблюдаемой траекториями вихря. Тогда, если нам известны параметры 71,72,., мы можем однозначно определить траекторию Г при t > t2- Таким образом, приходим к классической задаче оптимизации.

В связи с соображениями, высказанными в этом пункте, еще раз отметим роль единственности структуры типа квадратного корня. Если бы утверждение относительно единственности отсутствовало, другой выбор функции F в (1) (например, F = т1/3 или г log г и т. д.) мог бы привести к совершенно другим формулам для возможных траекторий, скоростей и пр. Таким образом, можно сказать, что формулы для траекторий мезомасштабных вихрей, скоростей, геопотенциалов и т. д., которые получены в этой работе, являются необходимым условием (хотя, конечно, они получаются с помощью довольно грубого приближения).

Краткое содержание и структура работы.

Изложение построено следующим образом. В главе 1 приводится постановка задачи и формулируются результаты, касающиеся структуры особого решения и вида цепочек Гюгонио-Маслова. Ищутся решения системы уравнений (2) вида: v (x, t) = p (x, t) + p (x, t), p{x, t) = R (x, t) F (S{x, t)), u (®, t) = u{x, t) + u{x, t), u{x, t) = U{x, t) F (S{x, t)),.

4).

Здесь t e [0,T]- p, R и S гладкие скалярные функции, и — *{v, w) и U = l (Ui, С/2) гладкие двумерные вектор-функции. Предполагается, что функции удовлетворяют одним или нескольким из следующих условий i) для любого t S (x, t) > 0, и равенство S (x, t) = 0 выполняется в любой момент времени t G [0,Т] в единственной точке х = X (t) = {t), X2(t)). Множество Г = {х = X (t), t Е [0,Т]} назовем траекторией особого решения (4) уравнений (2) на интервале времени [О, Г].

Функции S, U и R находятся в общем положении, в том смысле, что.

И) Матрица Н («) = Hess S вторых производных невырождена и, как следует из условия (i), положительна на Г. iii) Собственные значения матрицы Hess S|r различны (показано, что если существует решение (4), такое, что S (x, t) удовлетворяет сформулированному предположению при t = to, то это предположение выполняется также для любого t >tQ). iv) разложение U и R по степеням (х — X (t)) начинается с наименее возможных степеней. (Это предположение иногда можно опустить, но оно является естественным с точки зрения возможных приложений и, кроме того, позволяет упростить большинство рассуждений.) v) Функция F удовлетворяет следующим условиям: (v-a) Функция F® непрерывна при т > О, .F (O) = 0- (v-b) F (t) является гладкой при т > 0, limr>+0 F'(t) = 00.

Рассматриваются только те решения системы (2), для которых 77 является строго положительной (это следует из ее физического смысла). Пусть gij (t) = ijdt+^g (x, t)/dxdx32r для любой гладкой функции д (х, t). Положим также щ = о-|г ир0 = 77|гСправедлива.

Теорема 1. Пусть система (2) имеет решение (4), удовлетворяющее условиям (i)-(v). Тогда имеют место следующие утверждения.

1. Без ограничения общности можно считать, что в (4) F = у/т.

2а. Траектория X (t) вморожена в поле скоростей и (а также в и):

X (t) = u (X{t), t) = u (X{t), t) Wv (t) = Vx{t), V2{t)) (5).

2b. С точностью до функций, обращающихся в ноль вместе со всеми своими производными на траектории Г, функция S является решением уравнения эйконала (или Гамильтона-Якоби).

St + {u, VS) = 0. (6).

2с. Комплексные скорости u (x, t) = v (x, t) + iw (x, t) (и Ui (х, t) + iu.2(x, t)) на траектории X (t) удовлетворяют условиям Коши—Римана dv dw def dv. dw *./ и.

Р2от = Po21 г + ?Vi/2, Pair = PV2/2. (8).

2d. Вторая поправка к условиям Коши-Римана имеет вид.

2Н — tr (H)I) (V20 + + Щ01 ~Я) = tr (H) (~ ~Wl1 V v V UJ20 + W02 ~ TqCPW J ' W02-W20-Vn J.

9).

2e. «Потенциальный вихрь» П сохраняется вдоль траектории Ги0 — 2р

П г =-— с = const.

Ро.

2f. Функции р uu — Uy/S определяются формулами где гладкие функции S, (р и вектор-функция Р имеют вид s = ed&(x — X (t), n (t)BW (t)(x — X (t))) + 0(1® — X (t)I3), P = VS = p0(t)n (t)Bn*(t)(x — X (t)) + 0(jx — X (t)I2, j-j//) (cos0 sine.

Щ") ~ I cos0 J матРиЧа поворота на угол.

6(t) = 60 + Jq p (t)dt = 0O~I f*rot3u (X (t), t) dt,.

< 1.

Интересен тот факт, что возникают условия Коши-Римана (7), а также «поправки» (9) к ним. Эти условия, как правило, не выполняются для произвольных траекторий поля скоростей, и, следовательно, они описывают влияние существования вихря на «гладкий фон» и (х, t).

Цепочка Гюгонио-Маслова для особых решений вида (4) -бесконечная цепочка уравнений, связывающая коэффициенты в разложении функций фона u (x, t) и р (х, t) в ряд Тейлора по i в окрестности траектории X (t) с учетом соотношений (7) и (8). Для описания траекторий особенностей решений системы (2) цепочка замыкается в духе работы Ф. Прасада и Р. Равиндран1: слагаемые, содержащие коэффициенты полиномов третьего порядка в разложении р и и приравниваются к нулю. Это приводит к системе 17 обыкновенных дифференциальных уравнений, связывающих коэффициенты тейлора в разложении р и и до второго порядка включительно и включающих уравнения X = V,.

В главе 2 доказывается пункт 1. Теоремы 1. Схема доказательства выглядит следующим образом. Прежде всего, удобно перейти к подвижной системе координат (x', t), где х' = х — X (t), и положим и' = и — V. Тогда система (2) записывается в виде (мы опускаем штрихи на новых переменных х).

7?t + (V, т) и) = 0, ut + (и, V) u + V77 + V — шТ (и + V") = 0. (10).

После подстановки решения вида (4) в уравнения (10), получаем уравнение вида.

F'{t)A + F (T)B + F (T)F'(T)C + F2(T)D + E = 0. с гладкими векторными коэффициентами А, В, С, D и Е. Здесь г = S (x, t). Анализ этого уравнения приводит к следующему утверждению Лемма (о модельных уравнениях). Пусть выполнены условия (ii)-(iii), тогда справедливы следующие утверждения А. Существуют гладкие функции а, Р, 7, S, зависящие от (х, t) и такие, что F удовлетворяет уравнению Риккати а{х, t) F'{r) + Р (х, t) F2® + 7 (ж, t) F® + 6(х, t) = 0, где производные по х функции, а не равны нулю при х — 0.

1 Ravindran R., Prasad P. A new theory of shock dynamics. Part I (П)// Appl. Math.

Lett. — 1990. — 3, № 3. — С 77−79.

В. Функция F удовлетворяет одному из следующих трех «модельных» уравнений:

— квадратному уравнению: а (х, t) F2® + b (x, t) F® + с (х, t) = О, линейному дифференциальному уравнению: a (x, t) F'® + b (x, t) F® + c (x, t) = О,.

— 1или кубическому уравнению: a (x, t) F3(T) + b (x, t) F2®+c (x, t) F (T) + d (x, t) = 0. Здесь а, Ь, с, d также гладкие функции, некоторые производные которых по х-не равны нулю при х = О.

Анализ модельных уравнений приводит к следующему утверждению.

Лемма. Без ограничения общности можно считать, что существует всего четыре возможные функции F в (4): (Fl) F = тк, (F2) F = г log г, (F3) F = т1/3 + от2/3+п, (F4) F = г2/3 + <�тт4/3+п, где 0 < к < 1, а = ±1 или 0, п > 0 целое число. Квадратное уравнение имеет лишь решение типа (F1) с к = ½- линейное дифференциальное уравнение имеет решения типа (F1) и (F2) — кубическое уравнение имеет решения (F1) с «=½, (F3) и (F4).

Далее решения вида (4) с функциями F из (F1)-(F4) подставляются в уравнения (10). При к ф ½ получившиеся системы уравнений оказываются несовместны. Таким образом справедливо следующее утверждение.

Лемма. Решений с особенностью вида (F1)-(F4) при к, ф ½ не существует.

Из перечисленных лемм следует утверждение пункта 1. Теоремы 1.

В главе 3 изучается негладкая часть решения и доказываются пункты 2a.-2f. Теоремы 1. После подстановки решения вида (4) с F — л/г в (10) уравнения для (и, р) и (и, р) распадаются следующим образом:

Щ +V • (ри + рг!) = 0, g + = 0, (. |f +{u, V) u+(u, W) u + Vp-uTu = 0. К '.

Показывается, что хотя система (12) линейная относительно и и р, нельзя напрямую применить методы разложений по гладкости или лучевых разложений2 для задачи Коши p|t=0 = R (x, 0) y/S (x, 0), tt|t=o = U (x, 0) y/S (x, 0). По существу, используются идеи, восходящие к этим методам, однако имеются некоторые существенные отличия,.

2Бабич В. М., Булдырев В. С., Молотков И. А. Пространственно-временной лучевой метод. — Ленинград: ЛГУ, 1985 существенные с точки зрения лучевого метода. Прежде всего, использование разложения по гладкости не гарантирует структуры (4) решения, даже если эта структура имеет место при t = 0. Кроме того возникает ситуация, известной в теории гиперболических уравнений как «негладкая смена кратности характеристик»: собственные частоты Ло = St + (u, V)5, А±- = |St + («, V) S| ± pVS, соответствующие гидродинамической и акустической моде одновременно обращаются в ноль на траектории центра особенности X (t). Таким образом, рассматривается вся система (11)—(12) и изучитаются ее свойства. С первого взгляда может показаться, что система (11)-(12) недоопределена: имеются шесть уравнений относительно семи неизвестных функций v, w, pnUi, U2, R, S. Показывается, что заданные свойства функции S и гладкость всех названных функций фактически приводит к возникновению уравнения эйконала для фазы S и система замыкается.

Процедура аналитических вычислений состоит в разложении всех функций в ряды Тейлора, подстановки этих рядов в систему (12) и приравнивании коэффициентов при соответствующих степенях х. Указанная процедура приводит к некоторым равенствам и уравнениям для коэффициентов в рядах Тейлора и т. д. При этом прослеживается прямая аналогия с методом ВКБ: для фазы выводится уравнение эйконала (6), а условия Коши-Римана (7) получаются из уравнения, аналогичному уравнению переноса. Показывается также, что условия Коши-Римана можно получить из условия сохранения потенциального вихря. Также, выводятся поправки к условиям Коши-Римана следующего порядка (9), которые интересны тем, что в уравнения (9), дающие условия на гладкий фон входят параметры особой части решения (4).

В главе 4 выводится цепочка Гюгонио-Маслова. Показано, что цепочку удобнее всего получить, если вместо вещественных переменных xi, Х2 в исходных уравнениях мелкой воды, а также в описании функций р, и использовать комплексные переменные z = xxXx{t) + г (х2 — Х2(f)), z = x1-Xl (t) — i (x2 — X2(t)).

После введения новых комплексных переменных X' = Хх + iX2, V' = V +iV2, Y, Z, U, W и вещественных переменных ц и, А (эти переменные выражаются через коэффициенты в разложении функций р и и в ряд Тейлора по г, г в окрестности траектории X (t) до второго порядка включительно) цепочка Гюгонио-Маслова принимает вид.

X — V, (13).

V + iu0V — + W — 2Z) = 0, (14).

У = i (p — u0) Y — my^ + fu (15).

Z = i (3p-u0)Z+^ + f2, (16).

W = -ipW, — (17).

U = i (p + u0) U + f3, (18).

Л = 2³(f ImY — Z^ImZ — flmW), (19) u>q = filmV = J3V2, (20).

Mx± +lZY)) — (21).

Здесь слагаемые /i, /2 и /3 содержат коэффициенты Тейлора 3-го порядка. Обрыв цепочки (замыкание) означает, что /1, /2 и /3 приравниваются к нулю.

В главе 5 изучается оборванная цепочка (13)—(21) в трех случаях: = 0, уб — мало, и случай, когда р нельзя считать параметром возмущения. В работах С.Ю. Доброхотова3 было показано, что оборванная цепочка (13)-(21) точно интегрируется и сводится к уравнению Хилла в случае /9 = 0.

Это сведение позволяет выявить ряд свойств траекторий Г связав их со свойствами уравнения Хилла (такими, как свойства устойчивости, рассмотрением зон и лакун в спектре и т. д.). Физически разумное предположение о достаточной гладкости траекторий Г и вполне элементарное исследование уравнений для скорости и функций У, Z, W приводят к требованию малости малости одной из следующих частот: vi = (р — u}0)) мала, тогда Z ~ 0, W ~ 0 (случай I) — i/2 — (ujo — 3р)) мала, тогда Y ~ 0, W ~ 0 (случай И) — vz = -p) мала, тогда У ~ 0, Z ~ 0 (случай Ш). Это требование должно быть выполнено как в случае (3 — 0, так и в случае малых /5.

В случае /? = 0 у системы (13)—(21) легко получаются траектории в виде окружности, если положить в случаях I, II, Ш последовательно (Z = 0, W = 0), (У = 0, W = 0), {Z = 0, У = 0). Если.

3 Доброхотов С. Ю. Редукция к уравнению Хилла цепочки Гюгонио-Маслова для траекторий уединен ных вихрей уравнений мелкой воды// Теор. и мат. физ. — 1997. -112, № 1. — С. 47−66 считать параметр /3 малым, то слагаемые с (3 в (13)—(21) играют роль адиабатического возмущения, которое, в частности, «деформирует» указанные траектории. Одним из эффектов влияния этих слагаемых состоит в том, что движение по «деформированным» окружностям может менять направление и появляются траектории Г в виде зигзагов. Такие «деформированные» траектории могут быть описаны с помощью гамилътоновых систем с одной степенью свободы. Для всех случаев I, П и Ш они имеют одинаковую структуру дН • дН Uo = f-щ, Ф = woU = wb (0), = т,.

Н = cos фМ + N, но с разными функциями /, М и N. Здесь гамильтоновыми переменными являются частота и>0 и угол ф направления скорости V. Например, для случая, когда мала частота Зр — и0,.

N = П7 у9(5у7 — 6).

4 Л yj[у7 + 3)(2у7 — I)3.

4^/0⁰(277 — I)3 Шо 1 ~ 7t7v^T3, T?~W2' где Mi и Шг — константы интегрирования. Ее фазовые портреты на плоскости (w0, ф) определяются интегралом системы Н: Н = const, и для отдельных областей почти совпадают с хорошо известными фазовыми портретами траекторий физического маятника (см. Рис. 1).

В каждом из 3-х случаев, траектория X (t) зависит от шести параметров Mi: с, ф0, X®, (так как ш0 = О, 4- (ЗХ®-) — Эти шесть «существенных» параметров могут быть восстановлены при помощи полученных в диссертационной работе формул через шесть имеющих физический смысл величин: начальные положение (Х^Лз) и скорость (V?, У2°) центра вихря, потенциальный вихрь с и третья компонента rot3 v в центре вихря.

При выводе указанных в конце предыдущего пункта гамильтоновых систем существенным является предположение об относительной малости слагаемых, пропорциональных /3 («вынуждающих сил») в правых частях уравнений для Y и Z. Если эти слагаемые не малы, то ясно, что их нельзя рассматривать как адиабатическое а).

2.5 2 .25 2.

1 .75 1. 5.

1.25 1.

О .75.

Ь) х2, кт.

— 125 -100 -75.

Рис. 1: Пример фазового портрета гамильтоновой системы (а) и траектории центра вихря на /3-плоскости в случае когда мала частота 3р — шо (Ь). Траектория, отмеченная жирной линией, соответствует траектории гамильтоновой системы с одной степенью свободы, траектория, отмеченная тонкой линией, — решению 17 уравнений оборванной цепочки Гюгонио-Маслова до усреднения. возмущение, и более того, они могут играть существенную роль в описании траекторий Г. Имея ввиду явные выражения для правых частей в системе (13)—(21), предполагается, что для интересующих нас решений в первом приближении всеми производными по t можно пренебречь, что приводит к уравнению для определения критических точек системы. Элементарный анализ показывает, что эти критические точки образуют два двумерных (пересекающихся) гладких «критических» многообразия, характеризуемых условиями (а) W = 0 и (b) р = 0. Таким многообразиям отвечают траектории с равномерным движением, параллельным оси х (т.е. движениям вдоль параллели), причем случай (Ь) не дает подходящих для описания мезомасштабных вихрей траекторий. В первом приближении движение определяется линеаризованными уравнениями в некоторой окрестности этих критических многообразий. Показано, что собственные значения соответствующей матрицей Якоби находятся из уравнения.

А? + 22^ + (105 + jН4Аг4 + (1484- &trade-)"0вА? + (64 — 815 — ^>08 = 0, яЧ где безразмерный параметр S = .

Медленные движений в окрестности критического многообразия возможны тогда, когда существуют «маленькие» корни, А этого полинома.

Одно из собственных значений обращается в ноль тогда и только тогда, когда слагаемое (64 — 815 — в последнем уравнении обращается в ноль. Это дает 6 = ~ 0,465. Например, в случае, когда.

5 плоскость касается земли в точке, расположенной на широте 20° (и ~ 0.18 1/час) такая ситуация реализуется, если принять значение геопотенциала на траектории Г соответствующее высоте слоя атмосферы ~ 10 км (т]г ~ 860 000км2/час2). Иными словами, в окрестности широты 20° возможно наличие медленных траекторий, если предположить, что воображаемая высота слоя атмосферы равна 10 км. Заметим, что в задачах о мезомасштабных вихрях в атмосфере этой величине часто приписываются значения 7−5-12 км.

В главе 6 описывается цепочка Гюгонио-Маслова для более сложной системы уравнений, описывающих динамику двумерных вихрей в атмосфере с учетом энергетического обмена между атмосферой и океаном4: После обезразмеривания эта система выглядит следующим образом. о u • Vu — wTu + Vfj + (rj + 6) VQ = 0. (22).

С/V + V • (T)VL) + ?rot3u — 77* (0 — в) = 0. (23) dQ uV (c)+ *((c)-(c)) = 0. (24).

В отличие от уравнений мелкой воды, добавляется еще одно уравнение для скалярной функции Q (x, t) (плотность или температура), rot3U = дщ/дх1 — дщ/дх2, S, к — физические константы, характеризующие приток массы из пограничного слоя атмосферы (слоя Экмана) и нагрев вихря, (c) — соответствует значению температуры поверхности океана.

Показывается, что для особых решений типа корня квадратного из квадратичной формы выполнены условия вмороженности и уравнение Гамильтона-Якоби вида (6) для фазы S. Условия Коши-Римана (7) тоже сохраняются, если потребовать дополнительные условия на гладкую составляющую 6(x, t) функции Q (x, t), а именно V0(x,£)|г = 0. Численный анализ соответствующей цепочки Гюгонио-Маслова показал, что у оборванной цепочки существует семейство траекторий близких по параметрам к описанному в предыдущей главе режиму, но при этом центр особенности может двигаться в меридиональном направлении.

4Должанский Ф. В., Крымов В. А., Манин Д. Ю. Устойчивость и вихревые структуры квазидвумерных сдвиговых течений// Усп. физ. наук. — 1990. — 160, №.

7. — С. 1−47.

Доклады и публикации.

Основные результаты работы были представлены на семинаре профессора Альбеверио в Институте прикладной математики Боннского Университета, на Международном семинаре «Дни Диффракции» в 2002, 2003, 2004 годах, на международном семинаре «Asymptotic Analysis and the Physics of Atmosphere and Ocean» в 2004 году, на международном семинаре «Mathematical aspects of tsunami» в 2005 году, а также отражены в 6 публикациях [1, 2, 3, 4, 5, 6].

Благодарности.

Результаты этой работы были получены в рамках проектов РФФИ 9 900 415 и 01−02−850. Результаты главы 5, б были получены совместно с профессором Б. Тироцци из Университета «La Sapienza» (Рим). Результаты главы 2 были получены совместно с К. В. Панкрашкиным. Автор диссертации выражает им свою благодарность.

В ходе работы над диссертацией автор имел чрезвычайно полезные дискуссии с В. Г. Даниловым, В. Ф. Должанским, В. П. Масловым, А. И. Шафаревичем, А. Сперанса, которым автор также выражает свою признательность.

Особую благодарность автор хочет выразить своему научному руководителю и наставнику Сергею Юрьевичу Доброхотову за неоценимую помощь и поддержку в научной работе.

1. Доброхотов С. Ю., Панкрашкин К. В., Семенов Е. С. О гипотезе Маслова о структуре слабых точен ных особенностей уравнений мелкой воды// Докл. РАН. — 2001. — 379, № 2. — С. 173−176.

2. Dobrokhotov S. Yu., Pankrashkin К. V., Semenov Е. S. Proof of Maslov’s conjecture about the structure of weak point singular solutions of the shallow water equations// Russ. J. Math. Phys. 2001. — 8, № 1. — С 25−54.

3. Семенов E. С. Об условиях Гюгонио-Маслова для вихревых особых решений системы уравнений мелкой воды// Мат. заметки. 2002. — 71, № 6. — С. 902−913.

4. Доброхотов С. Ю, Семенов Е. С., Тироцци В., Цепочки Гюгонио-Маслова для сингулярных вихревых решений квазилинейных гиперболических систем и траектории тайфунов// Современная математика. Фундаментальные направления. 2003. — 2. С. 5−44.

5. Доброхотов С. Ю., Семенов Е. С., Тироцци В., Вычисление интегралов цепочки Гюгонио-Маслова для особых вихревых решений уравнений мелкой воды// Теоретичесая и математическая физика. 2004. — 139, № 1. С. 500−512.

6. Арнольд В. И., Козлов В. В., Нейштадт А. И. Математические аспекты классической и небесной механики// Итоги науки и техн., сер. Совр. пробл. мат., Фундам. напр. М.: ВИНИТИ, 1985. — 3.

7. Бабич В. М. Фундаментальное решение гиперболических уравнений с переменными коэффициентами// Мат. сборник. 1960. — 52 (94), JV® 2. -С. 709−738.

8. Бабич В. М., Булдырев В. С., Молотков И. А. Пространственно-временной лучевой метод. Ленинград: ЛГУ, 1985.

9. Булатов В. В., Владимиров Ю. В., Данилов В. Г., Доброхотов С. Ю. Пример вычисления «глаза» тайфуна на основе гипотезы В. П. Маслова// Докл. РАН. 1994. — 338, Л" 1. — С. 102−105.

10. Вишик М. И., Фурсиков А. В. Математические проблемы статистической механики. М: Наука, 1980.

11. Гордин В. А. Математические задачи гидродинамического прогноза погоды: аналитические аспекты. JL: Гидрометеоиздат, 1987.

12. Гринфельд М. А. Лучевой метод вычисления интенсивности волновых фронтов в нелинейном упругом материале// Прикл. мат. и мех. 1978. -42, JV* 5. — С. 883−898.

13. Данилов В. Г., Маслов В. П., Шелкович В. М. Алгебры особенностей обобщенных решений строго гиперболических систем квазилинейных уравнений первого порядка// Теор. и мат. физ. 1998. — 114, JV® 1. — С. 3−55.

14. Доброхотов С. Ю. Цепочки Гюгонио-Маслова для траекторий точечных вихревых особенностей урав нений мелкой воды и уравнение Хилла// Докл. РАН. 1997. — 354, № 5. — С. 600−603.

15. Доброхотов С. Ю. Редукция к уравнению Хилла цепочки Гюгонио-Маслова для траекторий уединен ных вихрей уравнений мелкой воды// Теор. и мат. физ. 1997. — 112, X* 1. — С. 47−66.

16. Доброхотов С. Ю., Тироцци Б. О свойстве гамильтоновости укороченных цепочек Гюгонио-Маслова для траекторий мезомасштабных вихрей// Докл. РАН. 2002. — 384, № 6. — С. 741−746.

17. Должанский Ф. В., Крымов В. А., Манин Д. Ю. Устойчивость и вихревые структуры квазидвумерных сдвиговых течений// Усп. физ. наук. 1990. — 160, № 7. — С. 1−47.

18. Дубровин Б. А., Новиков С. П. Гамильтонов формализм одномерных систем гидродинамического типа и метод усреднения Боголюбова-Уизема// Докл. АН СССР. 1983. — 270, № 4. — С. 781−785.

19. Гледзер Е. Б., Должанский Ф. В., Обухов А. М. Системы гидродинамического типа и их применение. М: Наука, 1981.

20. Егоров Ю. В. К теории обобщенных функций// Усп. мат. наук. 1990. -45, № 5. — С. 3−40.

21. Зайцев В. Ф., Полянин А. Д. Справочник по обыкновенным дифференциальным уравнениям. М.: Физматлит, 1995.

22. Захаров В. Е., Кузнецов Е. А.// Успехи физ.наук. 1997. -167, № 11. — С. 405−432.

23. Danilov, V.G., Omel’yanov, and Rozenknop, D. Calculation of the hurricane eye motion based on singularity propogation theory// Electr. Jour, of Differential Equations, 2002. 16. — С 1−17.

24. Dobrokhotov S. Yu. Hugoniot-Maslov chains for solitary vortices of the shallow water equations, I, II// Russ. J. Math. Phys. 1999. — 6, JV® 2. — С 137−173, № 3. — С 282−313.

25. Hongyan Zhu, Roger K. Smith, and Wolfgang Ulrich. A Minimal Three-Dimensional Tropical Cyclone Model// Journal Of The Atmospheric Sciences.- 2001. 58. — C. 1924;1944.

26. Lions J.-L., Temam, R., and Wang, S. New formulation of the primitive equations of atmosphere and applications// Nonliniarity. 1992. -5, — С 237−288.

27. Milnor J. Morse theory// Ann. Math. Stud. 1993. — № 51.

28. Ooyama К. V. Conceptual evolution of the theory and mod-eling of the tropical cyclone// J. Meteor. Soc. Japan. 1982. — 60. — C. 369−379.

29. Ravindran R., Prasad P. A new theory of shock dynamics. Part I (II)// Appl. Math. Lett. 1990. — 3, № 3. — С 77−79.

30. Reznik G. M., Grimshaw R. Ageostrophic dynamics of an intence localized vortex on a beta]-plane// J. Fluid Mech. 2001. — 443. — С 351−376.

31. Rogers C., Schief W. K. Multi-component Ermakov systems: structure and linearization// J. Math. Anal. Appl. 1996. — 198, № 1. 0 194−220.

32. Rogers C., Elliptic Warm-Core Theory: The Pulsrodon// Physics Letters A.- 1989. 6, 7. — C 138.

33. Shapiro L. J. Potential vorticity asymmetries and tropical cyclone evolution in a moist three-layer model// J. Atm. Sc. 1999. — 57, JV" 21. — C 3645−3662.

34. Shugaev F. VM Shtemenko L. S. Propagation and Reflection of Shock Waves.- Singapore: World Scientific, 1998.

35. Smith R. K., Ed. The Physics and Parameterization of Moist Atmospheric Convection. Kluwer, 1997.

36. Trev F. Propagation of singularities and semi-global existence theorems for (pseudo-) differential operators of principal type// Ann. Math. Stud. 1978. № 108. C. 569−609.

37. Wang Y. An Explicit Simulation of Tropical Cyclones with a Triply Nested Movable Mesh Primitive Equation Model: TCM3. Part I: Model Description and Control Experiment// Monthly Weather Review. 2000. — 129. — C. 13 701 394.