Помощь в написании студенческих работ
Антистрессовый сервис

Нелинейная динамика атомных и поляритонных бозе-конденсатов

Диссертация: Нелинейная динамика атомных и поляритонных бозе-конденсатов
ДиссертацияПомощь в написанииУзнать стоимостьмоей работы

Рис. 4: Волновая картина плотности поляритонного БЭК, которая образуется течением мимо препятствия, размер которого в несколько раз превышает длину корреляции (рисунок из) обтекании большого препятствия с размерами много больше длины корреляции образуются две стационарные дисперсионные ударные волнь, одна из которых находится перед препятствием, а другая — вниз по течению за препятствием. В… Читать ещё >

Нелинейная динамика атомных и поляритонных бозе-конденсатов (реферат, курсовая, диплом, контрольная)

Содержание

  • ВВЕДЕНИЕ з
  • 1. Течение бозе-эйнштейновского конденсата в квазиодномерном канале под действием поршня
    • 1. 1. Основные уравнения
    • 1. 2. Течение конденсата до момента опрокидывания волны
    • 1. 3. Равноускоренное движение поршня
    • 1. 4. Неравноускоренное движение поршня
    • 1. 5. Образование дисперсионных ударных волн
    • 1. 6. Эволюция дисперсионной ударной волны при равноускоренном движении поршня
    • 1. 7. Эволюция дисперсионной ударной волны непосредственно после опрокидывания при не равноускоренном движении поршня
    • 1. 8. Численная реализация

2.2 Основные формулы .58.

2.3 Переход к конвективной неустойчивости и движение фронта неустойчивости.бЭ.

2.4 Скорость роста длины темного солитона .71.

2.5 Численная реализация.72.

2.6 Заключение.74.

3 Темный косой солитон, гене рируемый течением поляри-тонного конденсата мимо препятствия 75.

3.1 Теоретическая модель. .76.

3.2 Гидравлическое приближение.79 Л.

3.3 Темный солитон на медленно затухающем фоне.82.

3.4 Устойчивость темного солитона на неоднородном фоне.. 87.

3.5 Численная реализация.91.

3.6 Заключение.91.

4 Динамика темного кольцевого солитона в бозе-эйнштейновском конденсате и нелинейной оптике 93.

4.1 Основные уравнения. 93.

4.2 Динамика темного кольцевого солитона на однородном фоне 98.

4.3 Динамика темного кольцевого солитона с среде с фоторе-фрактивной нелинейностью. 99.

4.4 Динамика кольцевого темного солитона на неоднородном фоне.101.

4.5 Заключение.105.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

105.

Благодарности 108.

Динамика бозе-эйнштейновского конденсата (БЭК) (далее предполагается отталкивающее взаимодействие между атомами или дефокусиру-ющая нелинейность в аналогичных оптических задачах) привлекает к себе большое внимание с момента его экспериментального обнаружения. Сначала изучались задачи о колебаниях конденсата как целого [1−3] или же течение конденсата из выключенной ловушки [4−8]. Затем много усилий было потрачено на формирование и динамику вихрей [9,10], генерации звуковых волн [11] и солитонов [12−14]. В настоящее время одной из актуальных задач динамики БЭК является проблема образования дисперсионных ударных волн при эволюции больших возмущений конденсата. Впервые на эксперименте такие волны были обнаружены при воздействии относительно интенсивного лазерного луча на цилиндрически симметричный конденсат в параболической ловушке (см. рис. 1), когда луч, распространяющийся вдоль оси конденсата, передавал ему импульс в радиальном направлении. В результате распространяющаяся от оси конденсата волна «опрокидывалась» с образованием цилиндрически симметричной волновой структуры [15], которая была интерпретирована в [16] как дисперсионная ударная волна (ДУВ). Похожие волновые структуры уже наблюдались ранее в течении мелкой воды (например, во время прилива поступающие в широкий залив массы воды нагнетаются в суженное русло, где они концентрируются, образуя волновой фронт или бор [17]), в плазме [18] и в нелинейной оптике [19], но изучение дисперсионных ударных волн стало наиболее актуальным в связи с экспериментальной реализацией в 1995 году бозе-эйнштейновской конденсации [20]. Как известно, дисперсионная ударная волна формируется в результате сильного возмущения плотности, давления или скорости течения, в тех средах, в которых линейные волны обладают настолько сильной дисперсией, что ее эффекты в определенных условиях гораздо более существенны, чем эффекты диссипации или вязкоститогда именно эффекты дисперсии останавливают «опрокидывание» волны, то есть формирование особенности, и вместо скачка параметров, образующейся в классической ударной волне, в ДУВ образуется расширяющаяся во времени область осцилляций.

Рис. 1: Дисперсионные ударные волны в атомном БЭК, образовавшиеся под воздействием силового поля лазерного луча при двух различных значениях мощности лазерного луча (рисунок из [15,20]).

Суть явления бозе-эйнштейновской конденсации заключается в том, что при температуре, близкой к абсолютному нулю, макроскопическое число частиц с целым спином (бозоны) собирается («конденсируется») в одном и том же квантовом состоянии системы. Если частицы не взаимодействуют друг с другом, то есть образуют идеальный газ, то при достижении нулевой температуры они оказываются в этом единственном состоянии и, будучи неразличимыми, описываются единой волновой функцией (параметром порядка) ф. Если же между атомами газа есть слабое взаимодействие, например, когда газ достаточно разряжен, то такой конденсат можно по-прежнему описывать общей волновой функцией, но уже для частиц, которые движутся в некотором среднем потенциале, возникающим вследствие взаимодействия частиц друг с другом. Впервые описание такого слабо неидеального бозе-газа было введено Боголюбовым [21] для случая газа с однородной равновесной плотностью и позднее оно было обобщено на неоднородные и нестационарные состояния Гроссом [22] и Питаевским [23]. В этом приближении среднего поля волновая функция ф = ф (г, t) зависит от координаты г и времени t и подчиняется уравнению Гросса-Питаевского (или нелинейному уравнению Шредингера (НУШ) с нелинейностью ${ф) — ф2).

Bib Ь2 «2тАФ + и{г)Ф + дМ2ф (1) где т — масса атомов, U (г) является внешним потенциалом, воздействующим на атомы конденсата (в частности, это может быть потенциал ловушки, удерживающей конденсат), и параметр д = 4тгh2as/m, где asдлина рассеяния, характеризует взаимодействие атомов друг с другом: положительные значения д > 0 соответствуют отталкиванию атомов, а отрицательные д < 0 — их притяжению. Плотность газа р{г, t) и скорость его течения u (r, t) выражаются через волновую функцию ^(r, t) следующим образом: р (т, t) = ф (т, t) I2, u (r, t) = -Vifi r, t), (2) m где.

Рассмотрим основные свойства конденсата, которые понадобятся в диссертации. Далее считаем, что конденсат состоит из атомов с отталкивающим взаимодействием, то есть д > 0. Пусть конденсат однороден и имеет в невозмущенном состоянии постоянную плотность ро. Еще H.H. Боголюбовым было показано [21], что в таком конденсате могу г распространяться волны 5р, <5и ~ ехр[г (кг — с законом дисперсии и,(к) = 1 (3) где с"=(4) V т скорость звука в длинноволновом пределе к —У 0. При малых волновых числах закон дисперсии (3) соответствует звуковым волнам, распространяющимся со скоростью с5, ш ~ с3к, к -" 0, (5) а при больших к он воспроизводит квантовый закон дисперсии свободных частиц с массой т,.

Ы2, и ~-, к оо. (6).

2 т w.

Переход от одного предельного случая к другому происходит при промежуточных значениях волнового числа, соответствующего длине волны порядка величины характерного параметра — корреляционного радиуса = * = (7) л/2тдр0 уД тс3' который также определяет длину волны де Бройля частиц, движущихся со скоростью звука.

На эксперименте активно изучалась реализация БЭК, когда движение частиц «заморожено» в одном или двух направлениях [26−28]. Для экспериментальной реализации квазиодномерного конденсата, например, используют оптические дипольные ловушки, в которых облако конденсата принимает сильно вытянутую сигарообразную форму [29]. Квазидвумерный конденсат был реализован в дискообразных ловушках, образованных периодическим потенциалом лазерного луча [30]. Если потенциалы таких ловушек достаточно глубокие, то движение поперек диска «заморожено» и конденсат расщепляется на несколько независимых квазидвумерных облаков. Для примера рассмотрим квазиодномерное течение конденсата в «сигарообразной» ловушке (канале). Если течением поперек канала можно пренебречь, то уравнение (1) допускает упрощение (см., например, [31]). Предположим для конкретности, что в поперечном направлении конденсат удерживается потенциалом магнитной или лазерной ловушки, причём в хорошем приближении этот потенциал можно считать гармоническим:

Щт, г) = -ш1(уг + 2?) + и (хЛ (8) где и (х, Ь) — потенциал в продольном направлении. В пренебрежении нелинейным взаимодействием в (1) поперечное движение описывается состояниями частицы в цилиндрически симметричном гармоническом потенциале с уровнями энергии, равными (п +), п = 0,1,2,., (9) причём характерный размер конденсата в радиальном направлении имеет порядок величины а±- = (10).

Пусть погонная плотность конденсата вдоль ловушки равна р = I ф2с1ус1г ~ ф2а. (11).

Тогда энергия нелинейного взаимодействия на единицу длины имеет порядок величины д / ф4с1у (1г ~ дфАа ~ д^-.

Если эта энергия много меньше, чем энергия поперечного движения атомов в первом возбуждённом состоянии порядка Ьи. то есть выполняется условие то можно считать, что поперечное движение атомов описывается волновой функцией основного состояния частицы в цилиндрически симметричном гармоническом осцилляторе. Таким образом, волновая функция конденсата факторизуется: г, Ь) = Щх, г) ф (у, г) е-^, (13) где.

Подстановка (8) и (23) в (1) с последующим умножением на ф и интегрированием по поперечным координатам даёт эффективное уравнение движения конденсата вдоль ловушки [31]: дФ К2 <92Ф где.

910 = (16) перенормированная константа нелинейного взаимодействия. Уравнение (15) описывает квазиодномерную динамику конденсата.

Для дальнейшего удобно перейти к безразмерным переменным. Если в задаче существует характерная плотность ро (например, плотность в центре ловушки или вдали от препятствия) и соответствующая характерная скорость с5 и длина то можно ввести безразмерные переменные г ~ Сс и ~ Ф и,. так что уравнение Гросса-Питаевского принимает вид гфt + -Аф — ф2фиф = 0, (18) 2 где для удобства обозначений тильды опущены. В этих переменных закон дисперсии (3) волн в однородном конденсате принимает простую форму и{к) = к1 +. (19).

Очевидно, что фазовая скорость всех гармоник больше скорости звука, равной единице в безразмерных переменных.

Помимо линейных волн, в конденсате могут распространяться и нелинейные волны, характерным примером которых является темный соли-тон: решение, зависящее лишь от одной пространственной координаты, к качестве которой выберем х, впервые найденное в [32] в виде ф = ф3(х — У г) = - У2Ьа. пЬ (У 1 — У2{х — Уг)) Л-гУ] ехр (-й).

20).

Глубина темного солитона зависит от его скорости У, которая не может превышать скорость звука.

Удобно перейти от параметра упорядочения ф (т,?) к гидродинамическим переменным посредством подстановки ф (г, 1) = у/р (т, ?) ехр, г ju (I/, t) dЛ, (21) V.

Го где р{ г, ?) — локальная плотность атомов в конденсате, и (г, Ь) — потенциальное поле скоростей течения конденсата. В результате приходим к системе рь + Щри) = 0, и£ + (иУ)и + Ур + V.

Vр)2 А р

22).

8 р2 4 р допускающей наглядную гидродинамическую интерпретацию: первое уравнение здесь является уравнением непрерывности для плотности конденсата. а второе — модифицированным уравнением Эйлера для скорости течения, причем дополнительный последний член в левой части отражает квантовую-дисперсию атомов конденсата. Если пренебречь дисперсией, то второе уравнение переходит в классическое уравнение Эйлера для газа с показателем адиабаты 7 = 2. В этих переменных солитонное решение (20) имеет вид.

1-У2,. ./. 1 ' р (х,і) = 1 со 8Ъ2[у/1-У2{х-УЬ)У и (х, г) = У 1.

К-М).

• (23).

После формулировки этих предварительных сведений вернемся к обсуждению дисперсионных ударных волн в бозе-эйнштейновском кондег-сате.

Эксперименты, в которых наблюдаются дисперсионные ударные волны в БЭК, можно условно разделить на два типа: во-первых, зависящее от времени внешнее воздействие вызывает сильное возмущение течения конденсата и эволюция импульса возмущения приводит к формированию ударной волныво-вторых, при сверхзвуковом течении конденсата мимо препятствия возникает стационарная волновая картина, которая при большой амплитуде волн также может быть рассмотрена как дисперсионная ударная волна. Первой ситуации отвечают описанные выше эксперименты по воздействию интенсивного лазерного луча на БЭК з параболической ловушке, и формирующаяся в этих экспериментах ДУВ с цилиндрической симметрией до сих пор не получила полного аналитического описания. Однако эта задача упрощается, если расстояние между кольцами, которые определяются минимальными значениями плотности в ДУВ (см. рис. 1), больше ширины кольца. В этом случае каждое кольцо можно рассматривать как отдельный кольцевой солитон и тогда динамику ударной волны можно рассмотреть как динамику кольцевых солитонов. Если ловушка, в которой удерживается БЭК, сильно вытянута по одной координате, то кольцевой солитон вырождается в два квазиодномерных темных солитона. В работе [33] был предложен физически наглядный подход к решению задачи движения такого солитона, который основывается на «квазичастичном» приближении, а в [34] этот подход был обобщен на случай нелинейности произвольного типа.

Уравнение Гросса-Питаевского также описывает распространение пучка света в керровской нелинейной среде, когда переменная поля ф имеет значение огибающей поля электромагнитной волны, ф2 является интенсивностью, Ь играет роль координаты вдоль пучка света, г — радиус вектор в перпендикулярном направлении, и II (г) может быть связан с неоднородностью коэффициента преломления. В работе [36] методом.

Рис. 2: Динамика темного кольцевого солитона на однородном фоне пучка света, распространяющегося в нелинейной среде с насыщением (рисунок из [35]). теории возмущения была решена задача движения кольцевого солитона на ровном фоне в случае керровской нелинейности /(р) = р, но в последних экспериментах с оптическими кольцевыми солитонами, обычно использовалась фоторефрактивная среда с насыщением (см. рис. 2 которая описывается нелинейностью вида }{р) — р/(1+7р). Итак, сформулируем первую задачу диссертации: описание движения темного кольцевого солитона в атомном бозе конденсате, который удерживается параболической ловушкой и кольцевого солитона на однородном фоне интенсивности пучка света, распространяющегося в фоторефрактивной среде.

Эксперименты с течением конденсата мимо препятствия тоже представляют большой интерес, так как эта тема важна в связи с вопросом о нарушении сверхтекучести при больших скоростях течения. Было найдено, что при больших размерах препятствия сверхтекучесть исчезг-ет вследствие генерации вихрей при скоростях течения выше критической, которая равна примерно 0.43 от скорости звука. Однако, если препятствие достаточно мало (его размер много меньше корреляционной длины), то вихри не могут порождаться столь малым препятствием и сверхтекучесть исчезает вследствие черенковского звукового излучения лишь когда скорость течения превышает скорость звука. Этот вопрос интенсивно изучался экспериментально, например, в одном из эксперимен.

Рис. 3: Волновая картина, которая образуется сверхзвуковым течением атомного БЭК мимо малого препятствия (рисунок из [20]) тов [20] бозе-конденсат выпускался из магнитной ловушки, а перпендикулярно его движению направлялся лазерный луч, выталкивающий атомы конденсата. Скорость течения достигала сверхзвуковых значений, что приводило к потере сверхтекучести и генерации волн (см. рис. 3). Проведенные численные расчеты показали [38−41], что при сверхзвуковом.

Рис. 4: Волновая картина плотности поляритонного БЭК, которая образуется течением мимо препятствия, размер которого в несколько раз превышает длину корреляции (рисунок из [37]) обтекании большого препятствия с размерами много больше длины корреляции образуются две стационарные дисперсионные ударные волнь, одна из которых находится перед препятствием, а другая — вниз по течению за препятствием. В «передней» ДУВ по мере удаления от препятствия амплитуда осцилляций уменьшается, и в результате ударная волна асимптотически переходит в линейные волны модуляции черенковского звукового излучения, расположенные вне конуса Маха. Напротив, ударная волна позади препятствия на достаточном расстоянии от препятствия распадается на «веер» стационарных темных солитонов (см. рис. 4), который всегда расположен внутри конуса Маха. Картина упрощается, если размер препятствия имеет порядок длины корреляции. В этом случае «передняя» ударная волна уже на близком расстоянии от препятствия обладает настолько малой амплитудой, что с хорошей точностью описывается линейной теорией, а «задняя» ударная волна трансформируется в два симметрично расположенных темных солитона (см. рис. 5).

Наблюдаемая в численном счете устойчивость косых солитонов противоречит, на первый взгляд, известной неустойчивости двумерных темных солитонов относительно изгибных возмущений [42]. Однако теория из-гибных возмущений темного солитона разрабатывалась для солитонов бесконечной длины и без течения конденсата вдоль солитона. Поэтому в работе [43] был исследован вопрос формирования двумерного солитона течением конденсата мимо препятствия. Как показал численный счет, солитон может генерироваться, то есть становится эффективно устойчивым, лишь при достаточно больших числах Маха М > 1.44. Также численный счет показал, что один конец солитона примыкает к препятствия, а другой, противоположный, является свободным и поэтому постепенно распадается на вихревые пары (см. рис. 6). Если рассмотреть солитон в системе отсчета, связанной со свободным концом, то в этой системе отсчета солитон будет неустойчив. Следовательно, вопрос устойчивости солитона зависит от системы координат, в которой рассматривается солитон, что означает необходимость различать абсолютную неустойчивость и конвективную неустойчивость: если темный солитон неустойчив в любой системе’отсчета, то он неустойчив абсолютно, а если существует система отсчета, в которой неустойчивые моды «сносятся» течением вдоль солитона, не успев разрушить солитон, это означает конвективную неустойчивость, то есть эффективную устойчивость. Именно конвективная неустойчивость реализуется на численных экспериментах, когда значение числа Маха превышает М > 1.44, и на основании вышесказанного можно сформулировать следующие задачи. Сначала необходимо вывести критерий перехода к конвективной неустойчивости солитона в системе отсчета связанной с препятствием. Эта задача была решена в работе [43], но предложенный подход не позволяет решить вторую важную задачу, а именно оценить скорость роста солитона в той системе отсчета, в которой он является эффективно устойчивым. Итак, сформулируем вторую задачу диссертации: детально рассмотреть условие конвективной неустойчивости темного косого солитона, который образуется течением атомного Б ЭК мимо малого препятствия.

— 20 0 20 -20 0 20.

Рис. 5: Распределение плотности (слева) и фазы течения поляритонного БЭК миго малого препятствия, скорость натекающего течения г>/-ош ~ 1.7цт/ps, скорость звука cs ~ 3.5цт/ps (рисунок из [37]).

На экспериментах также активно изучался вопрос о течении квазиодномерного конденсата мимо плавного проницаемого препятствия. Например, недавно были опубликованы результаты по управлению течением конденсата вдоль квазиодномерной ловушки с помощью поршня, образованного движущемся потенциалом лазерного луча (см. рис. 7). В этом эксперименте был использован широкий и невысокий потенциал, так что течение в области потенциала может быть описано в рамках так называемого «гидравлического» приближения. Стационарные течения конденсата в этом приближении были изучены в работе [44]: они реализуются при скоростях движения потенциала вне так называемой транскритической области v < V-, v > v+. Если же скорость движения потенциала находится внутри транскритической области V- < v < v+, то гидравлическое решение становится неустойчивым и по обеим сторонам от него образуются дисперсионные ударные волны. Соответствующая теория была развита в работе [45] и аналитические результаты качественно согласуются с результатами эксперимента [46]. Однако если потенциал является высоким и имеет резкую границу, то течение конденсата под действи.

Рис. 6: Результат численного эксперимента по генерации вихревых пар течением однородного конденсата мимо малого препятствия. На рисунке показано распределение плотности, число Маха натекающего течение меньше М < 1.44. ем такого «поршня» требует особого рассмотрения. Простейший случай движения поршня с постоянной скоростью был рассмотрен в работе [47]. На практике этот случай соответствует настолько быстрому ускорению ар поршня на начальном этапе его движения, что за время ускорения т течение конденсата не успевает сколько-нибудь существенно развиться: арт «с3 (24) где с8 — скорость звука в невозмущенном конденсате. В этом случае начальным этапом течения можно пренебречь и использовать автомодельное решение [48] задачи о течении конденсата, что и было сделано в работе [47]. Но если условие (24) нарушено, необходимо рассмотреть течение на этапе ускорения поршня. Итак, сформулируем третью задачу диссертации: рассмотреть картину течения конденсата, нахо.

Рис. 7: Экспериментальная картина течения конденсата через плавный проницаемый потенциальный барьер при разных скоростях течения. На эксперименте потенциал создавался лазерным лучом, который двигался через облако конденсата. Белой стрелочкой показано конечное положение потенциала (рисунок из [46]). дящегося под действием непроницаемого резкого потенциала (поршня), который двиснсется с ускорением по произвольному закону.

Следующим толчком к изучению нелинейных структур в бозе-конденсатах послужили недавние эксперименты по конденсации квазичастиц [49−54]. Наибольшее внимание привлекает серия экспериментов с конденсатом поляритонов в полупроводниковых микрорезонаторах (МР) с квантовыми ямами. Поляритон — это составная квазичастица, которая является суперпозицией электромагнитной волны и экситона. По-ляритонные состояния реализуются в МР при условии, что затухание как фотонной, так и экситонной мод не превышает энергию экситон-фотонного взаимодействия. Такие состояния получили название микро-резонаторных поляритонов. Дисперсия МР-поляритонов определяется двумя параметрами — величиной рассогласования энергий экситонной и фотонной мод в точке к = 0 и величиной экситон-фотонного взаимодействия. В режиме сильного экситон-фотонного взаимодействия эк-ситонная и фотонная моды расщепляются и возникает две — верхняя и нижняя — поляритонные ветви. В плоских МР поляритоны являются квазидвумерными частицами. В отличии от поляритонов в объемных полупроводниках, поляритоны в МР аннигилируют без сохранения импульса, который перпендикулярен плоскости квантовой ямы, что приводит к коротким (порядка пикосекунд) временам жизни. Вместе с тем, эффективная масса МР-поляритонов оказывается на несколько порядков меньше эффективной массы экситона (порядка Ю-8 массы атома водорода), а их когерентный размер превышает несколько микрон. Небольшая эффективная масса МР-поляритонов способствует бозе-конденсации и конденсация МР-поляритонов может происходить при температурах от нескольких Кельвинов до комнатной, а наличие затухания существенно изменяет свойства нелинейных волн, что позволяет рассматривать новые эффекты, которые не наблюдаются в атомном конденсате. Например, в недавних экспериментах по обтеканию препятствия бозе-конденсатом МР-поляритонов [37] за препятствием наблюдались темные косые соли-тоны при скоростях натекающего течения меньше скорости звука. В этом эксперименте поляритонный конденсат накачивался непрерывным одно-модовым гауссовым лазерным лучом высокой стабильности по частоте, который светил в микрорезонатор, охлажденный до 10 градусов Кельвина. Непрерывная накачка необходима для компенсации потерь поляритонов ввиду наличия затухания в такой системе. Диаметр пятна лазерного луча на образце составлял порядка 30 микрон и угол падения (отсчиты-вается от нормали к плоскости МР) варьировался в пределах нескольких градусов. Длина волны лазера накачки подбиралась таким образом, чтобы обеспечить резонансную накачку поляритонов нижней дисперсионной ветви. Наличие ненулевого угла падения обеспечивало течения конденсата со скоростью порядка Vf^ow ~ 1.7цт/рв, причем скорость звука была порядка с3 ~ З. Ь^т/рв и размер конденсата I ~ БО^т/рв. В качестве препятствия выступали дефекты, сформировавшиеся в процессе производства квантовой ямы, размер дефектов был как порядка корреляционной длины, так и больше этого значения. Наблюдаемые дозвуковые солитоны (см. рис. 5) в таком эксперименте, на первый взгляд, противоречат теории конвективной неустойчивости темного солитона, и это противоречие требует разъяснений. Итак, сформулируем последнюю задачу диссертации: детально рассмотреть условие конвективной неустойчивости темного косого солитона, который образуется течением поляритонного БЭК мимо малого препятствия.

Интерес к дисперсионно ударным волнам в физике атомного и поляритонного БЭК обусловлен не только своеобразными свойствами этой новой искусственной среды, демонстрирующей квантовые свойства в макроскопическом масштабе, но и потенциальными приложениями к процессам транспорта БЭК в атомных чипах [56, 57] — микроприборах, в которых электрические, магнитные и оптические поля позволяют удерживать сверххолодные атомы и управлять их движением. На основе атомных чипов в настоящее время предлагается создание сверхточных сенсоров электрического, магнитного полей и ускорения.

Новизна работы.

1. Рассчитана дисперсионная ударная волна, которая образуется в квазиодномерном атомном БЭК под действием равномерно ускоряющегося поршня. Также рассчитана начальная стадия формирования ДУВ, для поршня, ускоряющегося по произвольному закону.

2. Рассмотрена новая интерпретация перехода темного косого солитона к конвективной неустойчивости. На основе этой интерпретации рассчитана скорость роста длины косого солитона в задаче об обтекании БЭК малого препятствия.

3. Рассмотрен переход к конвективной неустойчивости косых солитонов. которые образуются течением поляритонного конденсата мимо малого препятствия. Рассчитана форма косого солитона, профили плотности и скорости течения конденсата вне области накачки.

4. Рассчитана динамика кольцевого солитона, который движется на неоднородном фоне атомного БЭК, удерживаемого параболической ловушкой, и на однородном фоне интенсивности пучка света, распространяющегося в фоторефрактивной среде.

Автор выносит на защиту:

1. Рассчитаны основные параметры дисперсионной ударной волны, образующейся перед поршнем, который движется в атомном квазиодномерном БЭК с равномерным ускорением. Также рассчитана начальная стадия формирования ДУВ для поршня, который движется по закону а£3/3. Предложенный метод обобщен для произвольного закона движения.

2. Описан переход от абсолютной неустойчивости к конвективной для темного солитона уравнения ГП. На основе предложенной интерпретации вычислена скорость роста длины темного солитона в задаче об обтекании атомным БЭК малого препятствия.

3. Показано, что темные косые солитоны могут рождаться в поляри-тонном конденсате вне области накачки при дозвуковой скорости натекающего конденсата, что объясняет результаты последних экспериментов [37]. Рассчитаны профиль плотности, профиль скорости и форма солитона.

4. Предложено «квазичастичное» приближение для расчета динамики кольцевого и сферического солитона. Данным методом рассчитана динамика темного кольцевого солитона на однородном фоне интенсивности пучка света, распространяющегося в фоторефрактивной среде, и на фоне профиля плотности Томаса-Ферми атомного БЭК.

Научная и практическая ценность.

В настоящее время установки по получению бозе-конденсата становятся более доступными для широких исследований [58], что дает возможность говорить о создании различных сенсоров и устройств на основе БЭК. Например, уже предлагаются схемы на основе БЭК для сверхточного детектора электрического, магнитного [59, 60] и гравитационных полей [61], где вопрос формирования ДУВ во время транспорта конденсата становится особенно важным.

Бозе-конденсация МР-поляритонов реализована относительно недавно, но количество новых и потенциальных экспериментов делает эту область одной из самых перспективных. Уже реализованы эксперименты с течением квазидвумерного и квазиодномерного конденсата мимо потенциала [37,51,53.62] и эксперименты по генерации вихрей [49]. Одним из таких экспериментов [37], который требует более детального теоретического изучения, была мотивирована данная работа. Изучение обтекания поляритонами препятствия может быть интересно для задачи детектирования неоднородностей среды.

Личный вклад автора.

Все результаты численного моделирование автор провел самостоятельно. В задаче о ускоряющимся поршне основную аналитическую работу провел д.ф.-м.н. A.M. Камчатнов. Аналитическую часть задачи о кольцевом солитоне автор провел самостоятельно используя метод, разработанный д.ф.-м.н. A.M. Камчатновым.

Апробация.

Результаты работы были представлены в докладах:

1. Конкурс молодых ученых, ИСАН, Троицк 2009.

Доклад «Течение бозе-эйнштейновского конденсата в квазиодномерном канале под действием поршня», C.B. Корнеев (Институт спектроскопии РАН), A.M. Камчатнов (Институт спектроскопии РАН).

2. Нелинейная сессия РАН, Москва, 2010.

Доклад «Развитие неустойчивости косых темных солитонов в бозе-эйнштейновском конденсате генерируемых при обтекании вогнутого угла», C.B. Корнеев (Институт спектроскопии РАН), A.M. Камча! -нов (Институт спектроскопии РАН).

3. Молодежная школа-конференция «Нелинейные волны — 2010», Звенигород, 2010.

Доклад «Течение бозе-эйнштейновского конденсата в квазиодномерном канале под действием поршня», C.B. Корнеев (Институт спектроскопии РАН), A.M. Камчатнов (Институт спектроскопии РАН).

4. III сессия научной школы-практикума «Технологии высокопроизводительных вычислений и компьютерного моделирования» Санкт-Петербург, 2010.

Доклад «Решение стационарного нелинейного уравнения Шредин-гера на параллельной архитектуре.». C.B. Корнеев (Институт спектроскопии РАН).

5. Конкурс молодых ученых имени Александрова, ТРИНИТИ, Троицк, 2011.

Динамика кольцевых солитонов в бозе-эйнштейновском конденсате и нелинейной оптике.". C.B. Корнеев (Институт спектроскопии РАН), A.M. Камчатнов (Институт спектроскопии РАН).

Премии и гранты:

1. Конкурс научных работ Института спектроскопии РАН. Третье место. Совместно с A.M. Камчатновым.

2. Премия за лучший доклад на III сессии научной школы-практикума «Технологии высокопроизводительных вычислений и компьютерного моделирования» Санкт-Петербург, 2010.

3. Грант фонда РФФИ по инициативным проектам 2009;2011гг., руководитель — Камчатнов A.M.

Основные результаты были опубликованы в следующих статьях в рецензируемых журналах:

1. A.M. Камчатнов, С. В. Корнеев. «Течение бозе-эйнштейновского конденсата в квазиодномерном канале под действием поршня.» ЖЭТФ 137, № 1 (2010): 191−204.

2. A.M. Kamchatnov, and S.V. Korneev. «Dynamics of ring dark solitons in Bose-Einstein condensates and nonlinear optics.» Physics Letters A 374, no. 45 (October 11, 2010): 4625−4628. http://linkinghub.elsevier.com/retrieve/pii/S0375960110012004.

3. A.M. Kamchatnov, and S.V. Korneev. «Condition for convective instability of dark solitons.» Physics Letters A 375, no. 26 (June 4, 2011): 2577−2580. http://linkinghub.elsevier.com/retrieve/pii/S0375960111006141.

В том числе тезисы докладов на конференциях:

4. С. В. Корнеев, «Численное и аналитическое исследование нелинейного уравнения Шредингера.», III сессия научной школы-практикума «Технологии высокопроизводительных вычислений и компьютерного моделирования» Санкт-Петербург, 2010.

5. A.M. Камчатнов, С. В. Корнеев, «Течение бозе-эйнштейновского конденсата в квазиодномерном канале под действием поршня». Молодежная школа-конференция «Нелинейные волны — 2010», Звенигород, 2010.

6. A.M. Камчатнов, C.B. Корнеев, «Развитие неустойчивости косых темных солитонов в бозе-эйнштейновском конденсате генерируемых при обтекании вогнутого угла.», Нелинейная сессия, Москва, 2010.

Структура и краткое содержание работы.

Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения, списка литературы и раздела благодарностей. В конце каждой главы дано заключение, в котором обсуждается основные полученные результаты.

Заключение

.

При действии на квазиодномерный конденсат движущегося поршня образуется дисперсионная ударная волна, которая представляет собой конечную, но расширяющуюся во времени область осцилляций. На начальных, этапах ускорения поршня течение перед поршнем плавное и описывается классическими уравнениями бездисперсионной газодинамики с показателем адиабаты 7 = 2. После опрокидывания бездисперсионного решения, то есть формирования особенности, производные становятся настолько большими, что необходимо учитывать дисперсию. В итоге формируется дисперсионная ударная волна, эволюцию которой можно описать уравнений Уизема. Аналитическое решение уравнений показывает хорошее согласие с прямыми численными расчетами уравнения Гросса-Питаевского.

Теорию перехода абсолютной неустойчивости темного солитона к его конвективной неустойчивости можно развить на основе изучения движения фронта возмущений, разрушающих солитон. Если скорость течения конденсата вдоль солитона больше скорости, с которой он разрушается, то солитон переходит от абсолютной неустойчивости к конвективной, то есть становится эффективно устойчивымв противоположном случае солитон неустойчив абсолютно. Показано, что на достаточно больших временах скорость разрушения солитона не зависит от вида начального возмущения при условии, что спектр возмущения достаточно широкий, и равна минимальной групповой скорости линейных волн возмущений, распространяющихся вдоль солитона. На основе такой интерпретации была рассчитана скорость роста длины темного косого солитона, формирующегося течением атомного БЭК мимо малого препятствия, и аналитическая оценка показала хорошее согласие с численными расчетами.

Если косой темный солитон формируется неоднородным течением мимо препятствия, как, например, в случае поляритонного конденсата, то условие перехода к конвективной неустойчивости видоизменяется. Даже если скорость натекающего на препятствие конденсата ниже критической скорости, косой солитон может, тем не менее, сформироваться, если вниз по течению не слишком далеко от препятствия находится область, где солитон эффективно устойчив. Этот процесс можно интерпретировать как волновое проникновение солитона через неустойчивую область. Численное моделирование на основе уравнения ГП с затуханием показало справедливость такого предположения, если расстояние хсг ~ 0.055^/^0/7 от препятствия до области устойчивости не слишком большое, где 7 — коэффициент затухания и ро — плотность натекающего течения. Эта оценка объясняет эксперимент [37], в котором наблюдались косые солитоны, сформированные дозвуковым натекающим течением. Также рассчитана форма солитона на фоне плавно меняющегося течения, которая хорошо согласуется с результатами численных расчетов.

Показано, что использование закона сохранения энергии позволяет получить эффективное уравнение движения темного кольцевого соли-тона в случае общего вида дефокусирующей нелинейности. Рассмотрен пример динамики кольцевого солитона, распространяющегося на фоне однородной интенсивности пучка света в фоторефрактивной среде или на неоднородном фоне атомного БЭК, удерживаемого в параболической ловушке. Аналитические результаты показали хорошее согласие с результатами численных расчетов.

Благодарности.

В заключение выражаю глубокую благодарность научному руководителю д.ф.-м.н. Камчатнову Анатолию Михайловичу, коллегам к.ф.-м.н. Гладушу Юрию Геннадьевичу, Мельникову Алексею Алексеевичу и ученому секретарю «ИСАН Перминову Евгению Борисовичу.

Показать весь текст

Список литературы

  1. D. Jin, J. Ensher, M. Matthews, С. Wieman, and E. Cornell. Collective Excitations of a Bose-Einstein Condensate in a Dilute Gas. Physical Review Letters, 77(3):420−423, July 1996.
  2. Mark Edwards, P. Ruprecht, K. Burnett, R. Dodd, and Charles Clark. Collective Excitations of Atomic Bose-Einstein Condensates. Physical Review Letters, 77(9): 1671−1674, August 1996.
  3. S. Stringari. Collective Excitations of a Trapped Bose-Condensed Gas. Physical Review Letters, 77(12):2360−2363, September 1996.
  4. Y. Castin and R. Dum. Bose-Einstein Condensates in Time Dependent Traps. Physical Review Letters, 77(27):5315—5319, December 1996.
  5. Yu. Kagan, G. Shlyapnikov, and J. Walraven. Bose-Einstein Condensation in Trapped Atomic Gases. Physical Review Letters, 76(15):2670−2673, April 1996.
  6. Yu. Kagan, E. Surkov, and G. Shlyapnikov. Evolution of a Bose-condensed gas under variations of the confining potential. Physical Review A, 54(3):R1753-R1756, September 1996.
  7. M.Y. Azbel' and V.M. Tsukernik. Tunneling in an alternating potential: Multiple, fractal and chaotic activation resonances. Europhysics Letters (EPL), 41(1):7—12, January 1998.
  8. K. Madison, F. Chevy, W. Wohlleben, and J. Dalibard. Vortex Formation in a Stirred Bose-Einstein Condensate. Physical Review Letters, 84(5):806−809, January 2000.
  9. M. Andrews, D. Kurn, H.-J. Miesner, D. Durfee, C. Townsend, S. Inouye, and W. Ketterle. Propagation of Sound in a Bose-Einstein Condensate. Physical Review Letters, 79(4):553−556, July 1997.
  10. Kevin E. Strecker, Guthrie B. Partridge, Andrew G. Truscott, and Randall G. Hulet. Formation and propagation of matter-wave soliton trains. Nature, 417(6885):150−3, May 2002.
  11. S. Burger, K. Bongs, S. Dettmer, W. Ertmer, and K. Sengstock. Dark Solitons in Bose-Einstein Condensates. Physical Review Letters, 83(25):5198—5201, December 1999.
  12. J. Denschlag. Generating Solitons by Phase Engineering of a Bose-Einstein Condensate. Science, 287(5450):97—101, January 2000.
  13. M. A. Hoefer, M. Ablowitz, I. Coddington, E. Cornell, P. Engels, and V Schweikhard. Dispersive and classical shock waves in Bose-Einstein condensates, and gas dynamics. Physical Review A, 74(2):24, Augusc 2006.
  14. A.M. Kamchatnov, A. Gammal, and R. Kraenkel. Dissipationless shock waves in Bose-Einstein condensates with repulsive interaction between atoms. Physical Review A, 69(6):6−9, June 2004.
  15. P.M. Bazin. La propagation des ondes. Mem. Pres. Acad. Sci., 19(495). 1850.
  16. R. Taylor, D. Baker, and H. Ikezi. Observation of Collisionless Electrostatic Shocks. Physical Review Letters, 24(5):206−209, February1970.
  17. Joshua Rothenberg and D. Grischkowsky. Observation of the Formation of an Optical Intensity Shock and Wave Breaking in the Nonlinear Propagation of Pulses in Optical Fibers. Physical Review Letters. 62(5):531−534, January 1989.
  18. E.A. Cornell. Colosprings. In Conference on Nonlinear Waves, Integrable Systems and their Applications, Colorado, 2005. Conference on Nonlinear Waves, Integrable Systems and their Applications.
  19. H.H. Боголюбов. К теории сверхтекучести. Известия АН СССР, 11(77), 1947.22.- Е.Р. Gross. * Structure of a quantized vortex in boson systems. Nuovo Cimento, 20(454), 1961.
  20. JI.П. Питаевский. Вихревые линии в неидеальном бозе-газе. ЖЭТФ, 40(646), 1961.
  21. Л.П. Питаевский. Конденсаты Бозе-Эйнштейна в поле лазерного излучения. УФЯ, 176(4):345−364, 2006.
  22. Л.П. Питаевский. Конденсаты Бозе-Эйнштейна в магнитных ловушках. Введение в теорию. УФЯ, 168(6):641—653, 1998.
  23. А.Н. Н. van Amerongen. One-dimensional Bose gas on an atom chip. Annales de Physique, 33(3): 1−94, February 2009.
  24. A. Gorlitz, J. Vogels, A. Leanhardt, C. Raman, T. Gustavson, J. Abo-Shaeer, A. Chikkatur, S. Gupta, S. Inouye, T. Rosenband, and W. Ketterle. Realization of Bose-Einstein Condensates in Lower Dimensions. Physical Review Letters, 87(13), September 2001.
  25. Henning Moritz, Thilo Stoferle, Michael Kohl, and Tilman Esslinger. Exciting Collective Oscillations in a Trapped ID Gas. Physical Review Letters, 91 (25): 1−4, December 2003.
  26. K. Bongs, S. Burger, S. Dettmer, D. Hellweg, J. Arlt, W. Ertmer, and K. Sengstock. Waveguide for Bose-Einstein condensates. Physical
  27. Review A, 63(3), February 2001.
  28. O. Morsch, M. Cristiani, J. Muller, D. Ciampini, and E. Arimondo. Free expansion of a Bose-Einstein condensate in a one-dimensional optical lattice. Physical Review A, 66(2), August 2002.
  29. Victor Perez-Garcia, Humberto Michinel, and Henar Herrero. Bose-Einstein solitons in highly asymmetric traps. Physical Review A, 57(5):3837—3842, May 1998.
  30. T. Tsuzuki. Nonlinear waves in the Pitaevskii-Gross equation. J. Low Temp. Phys., 4(441), 1971.
  31. V. Brazhnyi, V. Konotop, and L. Pitaevskii. Dark solitons as quasiparticles in trapped condensates. Physical Review A, 73(5), May 2006.
  32. A.M. Kamchatnov and Mario Salerno. Dark soliton oscillations in Bose-Einstein condensates with multi-body interactions. Journal of Physics B: Atomic, Molecular and Optical Physics, 42(18): 185 303, September 2009.
  33. A. Dreischuh, D. Neshev, G. Paulus, F. Grasbon, and H. Walther. Ring dark solitary waves: Experiment versus theory. Physical Review E, 66(6):l-7, December 2002.
  34. Yuri Kivshar and Xiaoping Yang. Ring dark solitons. Physical Review
  35. E, 50(1):R40-R43, July 1994.
  36. A. Amo, S. Pigeon, D. Sanvitto, V. G. Sala, R. Hivet, I. Carusotto,
  37. F. Pisanello, G. Lemenager, R. Houdre, E. Giacobino, C. Ciuti, and A. Bramati. Polariton superfluids reveal quantum hydrodynamic solitons. Science (New York, N. Y.), 332(6034): 1167−70, June 2011.
  38. G. El and A.M. Kamchatnov. Spatial dispersive shock waves generated in supersonic flow of Bose-Einstein condensate past slender body. Physics Letters A, 350(3−4): 192−196, February 2006.
  39. G. El, A. Gammal, and A.M. Kamchatnov. Oblique Dark Solitons in Supersonic Flow of a Bose-Einstein Condensate. Physical Review Letters, 97(18):5, November 2006.
  40. G.A. El, Yu.G. Gladush, and A.M. Kamchatnov. Two-dimensional periodic waves in supersonic flow of a Bose-Einstein condensate. Journal of Physics A: Mathematical and Theoretical, 40(4):611−619, January 2007.
  41. Yu. Gladush, G. El, A. Gammal, and A.M. Kamchatnov. Radiation of linear waves in the stationary flow of a Bose-Einstein condensate past an obstacle. Physical Review A, 75(3):l-5, March 2007.
  42. E.A. Kuznetsov and S.K. Turitsyn. Instability and collapse of solitons in media with a defocusing nonlinearity. Sov. Phys. JETP, 67(8): 1583— 1588, 1988.
  43. A.M. Kamchatnov and L.P. Pitaevskii. Stabilization of Solitons Generated by a Supersonic Flow of Bose-Einstein Condensate Past an Obstacle. Physical Review Letters, 100(16):5, April 2008.
  44. P. Engels and C. Atherton. Stationary and Nonstationary Fluid Flow of a Bose-Einstein Condensate Through a Penetrable Barrier. Physical Review Letters, 99(16):8-ll, October 2007.
  45. M. Hoefer, M. Ablowitz, and P. Engels. Piston Dispersive Shock Wave Problem. Physical Review Letters, 100(8):5, February 2008.
  46. Bogdan Damski. Formation of shock waves in a Bose-Einstein condensate. Physical Review A, 69(4), April 2004.
  47. K. G. Lagoudakis, M. Wouters, M. Richard, A. Baas, I. Carusotto, R. Andre, Le Si Dang, and B. Deveaud-Pledran. Quantized vortices in an exciton-polariton condensate. Nature Physics, 4(9):706−710, August 2008.
  48. M. Szymanska, J. Keeling, and P. Littlewood. Nonequilibrium Quantum Condensation in an Incoherently Pumped Dissipative System. Physical Review Letters. 96(23): 1−4, June 2006.
  49. Georgios Roumpos, Michael D. Fraser, Andreas Loffler, Sven Hofling, Alfred Forchel, and Yoshihisa Yamamoto. Single vortex-antivortex pair in an exciton polariton condensate. Nature Physics. 129:2865, May 2010.
  50. G. Grosso, G. Nardin, F. Morier-Genoud, Y. Leger, and B. Deveaud-Pledran. Soliton Instabilities and Vortex Streets Formation in a Polariton Quantum Fluid. September 2011.
  51. Gabriel Christmann, Guilherme Tosi, Natalia G Berloff, Panos Tsotsis,. Peter S. Eldridge, Zacharias Hatzopoulos, Pavlos G Savvidis, and
  52. Jeremy J Baumberg. Polariton ring condensates and sunflower ripples in an expanding quantum liquid. Arxiv preprint, pages 1−5, January 2012.
  53. Jacek Kasprzak. Condensation of exciton polantons. PhD thesis, Joseph Fourier Grenoble 1, 2006.
  54. Max F. Riedel, Pascal Bohi, Yun Li, Theodor W. Hansch, Alice Sinatra, and Philipp Treutlein. Atom chip based generation of entanglement for quantum metrology. Nature, 464(7292):1170−3, March 2010.
  55. Ron Folman, Peter Kruger, Donatella Cassettari, Bjorn Hessmo, Thomas Maier, and Jorg Schmiedmayer. Controlling Cold Atoms using Nanofabricated Surfaces: Atom Chips. Physical Review Letters. 84(20)-.4749−4752, May 2000.
  56. S. Wildermuth, S. Hofferberth, I. Lesanovsky, S. Groth, I. Bar-Joseph. P. Krueger, and J Schmiedmayer. Sensing electric and magnetic fields with Bose-Einstein Condensates. Applied Physics Letters, 88(26):4, December 2005.
  57. A.M. Kamchatnov. Nonlinear Periodic Waves and Their Modulations ' — An Introductory Course. World Scientific Pub Co Inc, Singapore, 1st edition, 2000.
  58. M.G. Forest and J.E. Lee. Theory, Computation, and Methods of Compensated Compactness. Springer, New York, 1987.
  59. M.B. Павлов. No Title. ТМФ, 71(351), 1987.
  60. A.B. Гуревич, A. JI Крылов, and Г. А. Эль. No Title. ЖЭТФ, 101(1797), 1992.
  61. С.П. Царев. No Title. Известия РАН, сер. матем., 53(1048), 1990.
  62. В.P. Кудашев and C.E. Шарапов. No Title. ТМФ, 85(205), 1990.
  63. И.М. Кричевер. Метод усреднения для двумерных «интегриру-емых"уравнений. Функциональный анализ и его приложения, 77(3):37−52, 1988.
  64. Л.Д. Ландау and Е. М. Лифшиц. Гидродинамика. Физматлит, Москва, 2005.
  65. А.В. Гуревич and Л. П. Питаевский. No Title. ЖЭТФ., 65(590), 1973.
  66. A.M. Kamchatnov, R. Kraenkel, and B. Umarov. Asymptotic soliton train solutions of the defocusing nonlinear Schrodinger equation. Physical Review E, 66(3): 1−10, September 2002.
  67. А.Д. Юнаковский. Моделирование нелинейного уравнения Шредин-гера. Институт прикладной физики РАН, Нижний Новгород, 1995.
  68. A.M. Kamchatnov. Nonlinear Periodic Waves and Their Modulations — An Introductory Course. World Scientific Pub Co Inc. Singapore, 1st edition, 2000.
  69. M.G. Forest and J.E. Lee. Theory, Computation, and Methods of Compensated Compactness. Springer, New York, 1987.
  70. M.B. Павлов. No Title. ТМФ, 71(351), 1987.
  71. A.B. Гуревич, A. JI Крылов, and Г. А. Эль. No Title. ЖЭТФ, 101(1797), 1992.
  72. С.П. Царев. No Title. Известия РАН, сер. матем., 53(1048), 1990.
  73. В.P. Кудашев and C.E. Шарапов. No Title. ТМФ, 85(205), 1990.69.' И. М. Кричевер. Метод усреднения для двумерных «интегриру-емых"уравнений. Функциональный анализ и его приложения, 77(3):37—52, 1988.
  74. Л.Д. Ландау and Е. М. Лифшиц. Гидродинамика. Физматлит, Москва, 2005.
  75. А.В. Гуревич and Л. П. Питаевский. No Title. ЖЭТФ, 65(590), 1973.
  76. A.M. Kamchatnov, R. Kraenkel, and B. Umarov. Asymptotic soliton train solutions of the defocusing nonlinear Schrodinger equation. Physical Review E, 66(3): 1−10, September 2002.
  77. А.Д. Юнаковский. Моделирование нелинейного уравнения Шредин-гера. Институт прикладной физики РАН, Нижний Новгород, 1995.
  78. A. Gammal and A.M. Kamchatnov. Temporal Talbot effect in interference of matter waves from arrays of Bose-Einstein condensates and transition to Fraunhofer diffraction. Physics Letters A, 324(2−3): 11, 2004.
  79. G. El, A.M. Kamchatnov, V. Khodorovskii, E. Annibale, and A. Gammal. Two-dimensional supersonic nonlinear Schrodinger flow past an extended obstacle. Physical Review E, 80(4): 1−34, October 2009.
  80. С. T. Law and G. A. Swartzlander, Jr. Optical vortex solitons and the stability of dark soliton stripes. Optics Letters, 18(8):586, April 1993.
  81. G McDonald, К Syed, and W Firth. Dark spatial soliton break-up in the transverse plane. Optics Communications, 95(4−6):281—288, January 1993.
  82. С Josserand and Y Pomeau. Generation of Vortices in a Model of Superfluid 4 He by the Kadomtsev-Petviashvili Instability. Europhysics Letters (EPL), 30(1):43—48, April 1995.
  83. Vladimir Tikhonenko, Jason Christou, Barry Luther-Davies, and Yuri S. Kivshar. Observation of vortex solitons created by the instability of dark soliton stripes. Optics Letters, 21 (15): 1129, August 1996.
  84. A. Mamaev, M. Saffman, and A. Zozulya. Propagation of Dark Stripe Beams in Nonlinear Media: Snake Instability and Creation of Optical Vortices. Physical Review Letters, 76(13):2262−2265, March 1996.
  85. A. Mamaev, M. Saffman, D. Anderson, and A. Zozulya. Propagation of light beams in anisotropic nonlinear media: From symmetry breaking to spatial turbulence. Physical Review A, 54(l):870−879, July 1996.
  86. Vladimir V. Konotop and Lev Pitaevskii. Landau Dynamics of a Grey Soliton in a Trapped Condensate. Physical Review Letters, 93(24), December 2004.
  87. B.B Kadomtsev and V.I. Petviashvili. No Title. Sov. Phys. Doklady, 15(539), 1970.
  88. B.E. Захаров. No Title. Письма в ЖЭТФ, 22(364), 1975.86.' J.С. Alexander, R.L. Pego, and R.L. Sachs. On the transverse instability of solitary waves in the Kadomtsev-Petviashvili equation. Physics Letters A, 226(3−4): 187−192, February 1997.
  89. B.A. Миронов, А. И. Смирнов, and JI.А. Смирнов. Динамика образования вихревых структур в процессе развития модуляционной неустойчивости темных солитонов. ЖЭТФ, 139(1):55—70, 2011.
  90. Е.А. Кузнецов and С. К. Турицын. Неустойчивость и коллапс солитонов в средах с дефокусирующей нели- нейностью. ЖЭТФ, 94(119), 1988.89.' P. Sturrock. Kinematics of Growing Waves. Physical Review, 112(5):1488−1503, December 1958.
  91. A.M. Kamchatnov and S.V. Korneev. Condition for convective instability of dark solitons. Physics Letters A, 375(26) :2577−2580, June 2011.
  92. C.W. Lai, N.Y. Kim, S. Utsunomiya, G. Roumpos, H. Deng, M D Fraser, T Byrnes, P Recher, N Kumada, T Fujisawa, and Y Yamamoto.
  93. Coherent zero-state and pi-state in an exciton-polariton condensate array. Nature, 450(7169) :529−32, November 2007.
  94. S. Pigeon, I. Carusotto, and C. Ciuti. Hydrodynamic nucleation of vortices and solitons in a resonantly excited polariton superfluid. Physical Review B, 83(14):l-6, April 2011.
  95. T Busch and Jr Anglin. Motion of dark solitons in trapped bose-einstein condensates. Physical review letters, 84(11):2298—301, March 2000.
  96. Th. Busch and J. Anglin. Dark-Bright Solitons in Inhomogeneous Bose-Einstein Condensates. Physical Review Letters, 87(1):2—5, June 2001.
  97. Dmitry Pelinovsky, Yuri Stepanyants, and Yuri Kivshar. Self-focusing of plane dark solitons in nonlinear defocusing media. Physical Review E, 51(5):5016—5026, May 1995.
  98. B.A. Ильина and П. К. Силаев. Численные методы для физиков-теоретиков II. Институт компьютерных исследований, Москва-Ижевск, 2004.
  99. Ю.С. Кившарь and Г. П. Агравал. Оптические солитоны. От волоконных световодов до фотонных кристаллов. ФИЗМАТЛИТ,
  100. Ю.Г. Гладуш. Теория волн, генерируемых при обтекании препятствия бозе-эйнштейновским конденсатом, и их оптические аналоги. PhD thesis, 2009.
  101. G. Theocharis, D. Frantzeskakis, P. Kevrekidis, B. Malomed, and Yuri Kivshar. Ring Dark Solitons and Vortex Necklaces in Bose-Einstein Condensates. Physical Review Letters, 90(12): 1−4, March 2003.2005.
Заполнить форму текущей работой

Сессия? Спокойно!