Нормальные формы вблизи изотропных торов и асимптотические собственные значения и собственные функции некоторых многомерных дифференциальных операторов

3.2 «Почти» нормальная форма четвертого порядка .69.

3.3 Усреднение по углу.71.

3.4 Четырехмерный ангармонический осциллятор.73.

3.5 Вычисление коэффициентов нормальной формы четвертого порядка.76.

4 Усреднение для гамильтоновых систем с одной быстрой фазой в случае малых амплитуд 79.

4.1 Введение.79.

4.2 Постановка задачи и основные результаты.80.

4.3 Аналитическое решение гомологического уравнения в окрестности особой точки.81.

4.4 Доказательство основной теоремы об экспоненциально малой поправке.85.

4.4.1 Процедура последовательно определяемых замен переменных.85.

4.4.2 Индуктивные оценки.87.

4.5 Дополнение.90.

Список литературы

91 А.

Квазиклассическое приближение. Нормальные формы.

Квазиклассичсское приближение или метод ВКБ давно и успешно применяется и многомерных спектральных задачах квантовой механики, акустики, гидромеханики и т. д. В его идейной основе лежит так называемый принцип соответствия, возникший в работах Бора, Зоммерфельда, Эйнштейна, Бриллюэна в эпоху зарождения квантовой механики и утверждающий, что некоторым инвариантным множествам с «хорошими свойствами» классических динамических систем могут быть сопоставлены подпоследовательности асимптотических собственных функций и значений (квазимод) соответствующих операторов квантовой механики. Глобальный подход к математическим конструкциям квазимод и выявлению их связи с геометрией и топологией предложен в основополагающей монографии В. П. Маслова [83]. В ней, в частности, принцип соответствия реализован для лиувиллевых торов интегрируемых гамильтоновых систем. Развитию этого и близких подходов, в частности, для систем близких к интегрируемым (в классической механике), и его реализации в конкретных задачах посвящено огромное количество работ. В частности, в монографиях и обзорных работах [14, 32, 41, 70, 72, 7G, 77, 79, 84, 85] можно найти достаточно полную библиографию. Размерность лиувиллевых торов (в более общем случае — лагранжевых многообразий) равна п, где п — размерность соответствующего конфигурационного пространства, и существование семейств таких торов, требуемых в квазиклассическом приближении, по-существу эквивалентна интегрируемости классической системы, что накладывает на нее весьма жесткие условия.

В то же время иеиитегрируемые задачи классической механики часто допускают инвариантные множества размерности к < п. Например такими множествами могут быть точки покоя (к = 0) или замкнутые траектории (к = 1), существование которых, предполагает существенно более слабые условия на классическую динамическую систему. Квазиклассическое приближение для точек покоя совпадает с осцилляторным приближением и давно применяется и теоретической и математической физике. Фундаментальный вклад в изучение возможности сопоставления замкнутым траекториям спектральных серий принадлежит В. М. Бабичу [13, 14], который получил формулы кназимод для случая замкнутой геодезической на римановом многообразии. В более общих случаях аналогичные задачи изучались затем в [14, 15, 16, 39, 50, 51, 57, 80, 90] и др. Промежуточный случай между А-=1иА- = ггв классической механике представляется так называемыми А>мерными изотропными (маломерные) торами (многообразиями). Общие конструкции квазиклассического приближения, базирующиеся на идеях [80, 82], в этом случае предложены в работах [15, 16] (см. также [5G]). Ответ дается в виде комплексного канонического оператора Маслова. Формулы, основанные на интегральных представлениях для квазимод, предложены в [Gl, G2, 64]. По-существу это — алгоритм, реализация которого в конкретных задачах может потребовать некоторых дополнительных рассуждений и вычислений. Кроме того, в теории [15,16] остается еще много открытых вопросов, аппелирующих к теории динамических систем.

Существенную роль в к ваз и класс и чес ком приближении с комплексными фазами — теории комплексного ростка Маслова — играют как гамильтоновы системы, так и соответствующие им системы уравнений в вариациях. В случае точек покоя и замкнутых траекторий коэффициенты последних либо константы, либо периодические функции, и к ним, следовательно, применима теория Флоке (см., например [98]). В случае /с-мерных торов 1 < к < п коэффициенты у системы в вариациях, вообще говоря, почти периодические функции, а законченной общей теории, аналогичной теории Флоке, несмотря на имеющиеся здесь очень интересные результаты (см. [19, 23, 46, 44, 45, 58, 75, 93]), пока не существует. В имеющихся примерах [16, 36, 37, 74] по-существу имеется «почти» разделение переменных и они не сильно проясняют ситуацию.

Маломерные изотропные торы появляются, например, в следующих ситуациях. В теории гамильтоиовых систем и в дифференциальной геометрии активно развивается идея «частичной интегрируемости» (см., например, [94]). Это означает, что иногда исходная гамильтонова система может быть сужена на некоторое инвариантное подпространство фазового пространства, на котором «суженная» система будет вполне интегрируемой гамильтоновой системой (с меньшим числом переменных). Ли-увиллевы торы этой новой системы, разумеется будут инвариантными изотропными торами исходной гамильтоновой системы, но размерности меньшей размерности конфигурационного пространства (см. [88, 94]). В результате образуются /с-мерные семейства А>мерных изотропных торой. Важно отметить, что как сужение гамильтоновых систем на «интегрируемые подпространства» (см. [38, 61]), так и «квазиклассическое квантование» изотропных торов часто оказываются отдельными сложными задачами, процедуры решения которых все еще содержат достаточно много не решенных вопросов. Поэтому вполне естественно сначала разобраться с вопросами квазиклассического квантования маломерных изотропных торов в случаях, когда процедура построения «интегрируемых подпространств» для исходной гамильтоновой системы является наиболее простой. В работах [53, 55, GO, G2, GG] показано, что отбор торов в классической задаче производится на основе требований, порожденных квантовой задачей. Однако, оказалось, что эти требования могут быть получены на основе теории нормальных форм для динамических систем.

В классической механике для описания динамики в окрестности изотропных торов часто и эффективно используется теория нормальных форм ([10, 11, 18, 22, 27, 31, 43, 91]), причем гамильтонианы неинте-грируемых систем рассматриваются как возмущения гамильтонианов некоторых вполне интегрируемых систем. Наиболее распространенной является ситуация, когда исходный гамильтониан уже записан в переменных действие-угол (<р, 1) '¦ Н = Ho (I) + sHi ((p, /), е — малый параметр, Но — гамильтониан интегрируемой гамильтоновой системы, Нсе «возмущение». Целью процедуры нормализации в этом случае является построение таких канонических иифинитезимальных преобразований (</?, I) —> (ф, J), что в новых переменных гамильтониан по будет зависеть от углов до членов порядка 0(eN), а в некоторых случаях и до 0(е-1/£): Я = nN (J, e) + eHN (il>, J), где 7iN = 0(eN) (или 0(e~^e) соответственно). Наиболее хорошо разработаны процедуры построения таких преобразований в теории усреднения и в КАМ-теории (см., например, [10, 11, 22, 43, 87)).

Другой вариант состоит в разложении неинтегрируемого гамильтониана по отклонениям неременной действия I от некоторого значения 1° и окрестности инвариантного тора, задаваемого значением Тогда в качестве параметра возмущения выступает малое отклонение Д/ = / — 1°. Такое разложение может иметь место как в окрестности полномерных торов (к = п), так и вырожденных (маломерных) (к < п). При этом разложение по «направлениям вырождения» удобно проводить по переменным типа гармонического осциллятора. Переменные разбиваются на две группы, где действия р отвечают за «направления вырождения» и равенство р = 0 задает маломерный тор. Также удобно разбить вектор частот, задающих движение в окрестности тора: (о-0, /?) — - частоты движения на инвариантном торе, а (3 — показатели Флокс, соответствующие переменным р. Тогда возмущенный гамильтониан имеет вид Я = Н1{1°, А1, р) + Н1{Ч>, в,1°, А1, р), III = Яо (/°)+ < ш0, Ы > + < (3,р >. Нормализация состоит в построении такого канонического преобразования (ip, d, AI, p) —> (ф, в', AJ, р), что гамильтониан Я примет вид Я = nN (I°, AJ, p) + nN^, el°, AJ, p), где HN = 0((AJ)N+ (p')N+½) при AJ -" 0, р О равномерно по (ф, 0). Частными случаями таких нормальных форм являются нормальные формы Бирхгофа в окрестности точки покоя (содержащие только переменные р), и Вильямсона для замкнутых траекторий (содержащие одну переменную AI и п — 1 переменных р).

Как правило, методы построения нормальных форм опираются на тот факт, что для исходной задачи уже построены канонические переменные тина действие-угол. Существование таких переменных в окрестности изотропного тора — чисто геометрический факт, который следует из теоремы Дарбу-Вейнстейна [12]- ясно также, что они могут быть введены различными способами. Однако вопрос о построении явных формул для них часто оказывается нетривиальным и в конкретных задачах решается по-разному. В данной работе в соответствующих случаях используются явные универсальные формулы, полученные в недавней работе [18], справедливые в окрестности индивидуальных изотропных торов.

В резонансных случаях, как правило, происходит асимптотическое вырождение спектра. Предположим, что это вырождение снимается в некотором степенном, но параметру h приближении. Вычисление расщепления с помощью рядов Рэлея-Шредипгера по собственным функциям в исходных переменных практически неосуществимо в реальных примерах. В то же время, если построить нормальные формы нужного порядка, то квантование в квазиклассическом приближении обобщенных переменных типа действие-угол в окрестности торов может быть проведено глобально, что дает возможность, но крайней мере в принципе, преодолеть указанные трудности. Для этого на первом этапе необходимо найти соответствующий инвариантный тор и построить нормальные формы классического гамильтониана в его окрестности.

В спектральных задачах для оператора с малой диффузией также можно сопоставлять асимптотические спектральные серии и инвариан-тые множества классических динамических систем (см., например [49]). С одной стороны, получаемые асимптотические решения локализованы в окрестности этих множеств и поэтому являются менее общими, но сравнению с решениями для операторов с диффузией в случае больших уклонений (логарифмические пределы), построенными в [34, G8, 89, 95]. С другой стороны, последние не позволяют определять поправки к амплитуде и найти расщепление спектра, в то время как применяемые в диссертации подходы, основанные на модификации методов из [15, 82, 80], позволяют это проделать. Важно отметить, что возникающие инвариантные множества в задачах для оператора с малой диффузией являются неустойчивыми по импульсам, или гиперболическими. Вопрос о построении нормальных форм в окрестности таких множеств является малоизученным.

Значительный прогресс вычислительной техники открывает совершенно новые возможности для исследования неинтегрируемых систем и соответствующих им квантовых задач. Однако, необходимо подчеркнуть одну важную особенность, которая накладывает значительный отпечаток на всю процедуру исследования: компьютеры оперируют с рациональными числами. Эго значит, что в рассматриваемых динамических системах частоты будут соизмеримыми, то есть задачи будут резонансными (хотя порядок резонансов может быть велик). Поэтому при исследовании следует применять методы, разработанные для резонансных ситуаций, которые в литературе рассматриваются намного реже, чем нерезонансные.

Основным направлением научного исследования в диссертации является исследование проблем, связанных с редукцией некоторых асимптотических спектральных задач для операторов с малой диффузией и квантовой механики к задачам теории нормальных форм: построение инвариантных торов и нормальных форм гамильтонианов в их окрестности. В Главах 1−4 приводятся основные результаты. Особое внимание уделяется получению явных формул, пригодных для аналитических и численных вычислений в конкретных задачах.

Основные результаты.

Асимптотические спектральные серии оператора с малой диффузией.

Главы 1 и 2 посвящены решению спектральной задачи для стационарного уравнения диффузии.

Lu = Xu, L=(V, V)-eA, е > 0, (1) с гладким в векторным нолем V (x). Предполагается, что иоле V{x) имеет /с-мерный инвариантный тор Afc (к < п), движение на котором определяется уравнением х = Х (<�р0 + ut), где Х (ср) — n-мерная вектор-функция, и = (ui,., Uk) — частоты, а (р = (Cm~r, С > 0, г > 0, m* € Z, г = 1,., к. Тор Ак порождает систему уравнений в вариациях z = Vx (X{(p0 + ut))z, (2) lVx = 1 ., — п х п матрица. В результате тривиальной процедуры поднятия (х = Х (<�р), р — 0) тора Ак порождается изотропный тор [15, 17, 80] в R%p: Л = {(х, р) х = Х (ср), р = 0}.

Напомним, что система (2) называется приводимой, если существует линейное преобразование г = Ф (<�р° +? Е Мп, задаваемое невырожденной п х п матрицей Ф, гладко зависящей от <р и 27г-периодической, но каждому углу, и приводящее систему (2) к виду? = Л/£, где М — пх п постоянная матрица (вообще говоря, не диагональная). Если такого преобразования не существует, то систему называют неприводимой.

Однако, для дальнейших вычислений нам удобнее приводить систему (2) к специальному виду. Очевидно, что вектор-функции Х^((р° + cut), j — 1. к являются решениями системы (2). Возьмем в качестве первых к вектор-столбцов матрицы преобразования Ф вектора, j = 1, • • •, к: Ф = (XV, Q). Здесь Q — такая гладкая п х (п — к) матричная функция на торе Л, что {tQQ)~'l (tQ)(VxQ — Q) = Л/, где А/ является (п-к)х (п — к) постоянной матрицей с собственными значениями — /х^+ь., — ЦпВыберем матрицу Q так, что будут выполнены слсдоющие условия: lX^Q = lQXv = 0. Тогда преобразование, заданное матричной функцией Ф, приводит систему (2) к виду? = Л/£ с матрицей М = ^ гдс некоторая, необязательно постоянная, матрица размера к х (п — к). Отделим в векторе? последние п — к компонент и составим из них вектор, который обозначим Он, очевидно, удовлетворяет уравнению =? G Rn~k. (3).

В Главе 1 мы строим последовательности функций и^(х, е) и комплексных чисел А&bdquoсо следующими свойствами :

Luv = Кии + О [ех>2), (4) где slippy —> Ак при е —> 0, ||"1/||с = 0(1), Для случая, когда система уравнений в вариациях (2) асимптотически устойчива, но не приводима.

Асимптотические решения задачи (4) строятся на основе решения задачи Коши t) = Lty (x, t), для оператора L, где начальные данные подбираются таким образом, что решение будет иметь вид Ф (х, t) = e~Xvtuu (x). Асимптотическое решение (Ао,"о) задачи для основного состояния находится с помощью модификации процедур метода ВКБ (см. [15, 82, 80]) в виде и0 = exp (~S (x)/e)A (x, е).

В приводимом случае асимптотическая устойчивость при t —> оо решения (3) в окрестности инвариантного тора определяется собственными значениями Цк+i, постоянной матрицы М. В неприводимом случае матрица Л/ зависит от t и потребовалось ввести специальное определение асимптотической устойчивости, которое обеспечивает необходимые оценки поведения решения при t —> оо.

Определение. Система (3) называется асимптотически устойчивой с в линейном приближении с показателем 7, если матрица Коши се решения обладает следующим свойством: ||?/(</М)11 — + 7 > О, К — некоторая константа, t G [0, оо) и К, 7 не зависит от </?.

Мы предполагаем, что система (3) асимптотически устойчива с показателем 7 > 1.

Собственное значение основного состояния имеет вид Л0 = — linvr-.oo j, /0Г div V{X{.

0. Отмстим, что в приводимом случае наличие асимптотической устойчивости (3) означает, что Л0 > 0, в то время как в неприводимом случае Л0 может равняться нулю без потери свойства асимптотической устойчивости с показателем 7 решений системы (3). На основе решений системы (3) была построена (n — k) х (п — к) матрица.

ВД = (lQQ)~l (2 J™ U (.

5) где Г (</э) = (lQ{.

Лемма. Пусть система (3) асимптотически устойчива с показателем 7 > 1. Тогда интеграл (5) сходится, a R{}p) является гладкой поло-оюителъно определенной матричной функцией на торе A: R ((p+2TTSj) = R (ip), sj е Z, j = 1. k, udctR> 0.

Тогда в окрестности U (A) тора А, в которой система (х — X (ip), XVj ((p)) = 0, j = 1 .к имеет единственное гладкое решение (f (x), построим функцию и0(х): и0(х) = е-^1 / dct, (б) где S (x) = (lQ (x — X (ip)), R ())) /2eL =v?(*) — Вне этои окрестности щ продолжена нулем.

Теорема. Функция и0 и число Ао удовлетворяют (4).

Мы построили «основное состояние» (, щ). В работе [49] для построения асимптотических собственных значений и собственных функций возбужденных состояний в приводимом случае были введены подходящие операторы рождения. В неприводимом случае мы сводим задачу построения возмущенных состояний задачи (4) к эквивалентной спектральной задаче для некоторого динамического потока, порожденного системой уравнений в вариациях (2). Рассмотрим комплексное нормальное расслоение рп тора А. Базой расслоения в R" является тор Л = (х = X (</?)), а слои — (п — /с)-мерные плоскости, на которых вектор-столбцы qk+,., qn матрицы Q равны пулю. Система (2) порождает следующий динамический ноток gt па этом расслоении: 9i '• (VAO —* (v^ + ^iO) где? — решение системы (3) с начальными данными ?|f=0 = £оДинамический поток gt порождает преобразование 9*t: fft (x (.

Введем следующий векторный оператор рождения а+ = iak+v • ••". где Qj — j'-ый вектор-столбец матрицы Q. Этот оператор действует на пространстве D функций / таких, что f (y,(p, e) = e-Si^fo (y (x,?),(p (x),?), где у (х, е) = Х~ХЬЦ*))? а /0(у,<�р, е) является полиномиальной функцией от у и гладкой функцией ip для всех е > 0. Тогда справедлива следующая теорема, определяющая асимптотические спектральные серии (A", ua) для возбужденных состояний.

Теорема. Пусть х’Чу^О — собственная функция динамического потока gt с собственным значением ц, то есть удовлетворяет (7). Тогда.

А&bdquo- = i^jxijUj + Ао + /х, мЛ =ехр wo, (8) удовлетворяют (4).

Замечание. Построенные формулы (8) справедливы и в приводимом случае.

Таким образом, в Главе 1 было дано описание асимптотических собственных значений и собственных функций в неприводимом случае (для более простого приводимого случая такие построения были сделаны в [49]). В Главе 2 приводится другой подход к проблеме построения описания асимптотических спектральных серий для операторов с малой диффузией в окрестности маломерных инвариантных изотропных торов: на основе теории нормальных форм устанавливается соответствие между асимптотическими собственными значениями и собственными функциями (Лv, uu), и нормальной формой [27, 31] гамильтониана.

H={V{x), p)+p (9).

Гамильтониан (9) возникает в случае, когда uv ищется в виде затухающей экспоненты ии{х, е) = ехр (—S/e)A (x, е), а не в виде традиционного для квантовой механики и комплексного метода ВКБ (см. [80]) «быстро-осциллирующего» решения ии (х, е) = exp (iS/e)A (x,?), которое породило бы комплексный гамильтониан Н = {V (x), p) — ip2.

Система (2) предполагается приводимой и асимптотически устойчивой, а матрица М — диагональной. Рассмотрим полную систему уравнений в вариациях для гамильтониана (9) в окрестности U (A): i = Vxz + 2w, w = -lVxw. (10).

Пусть G Rn-fc — решения? = Mf и j) = —1Мт) соответственно. Введем (n — k) x (n — к) гладкую 27Г-периодическую функцию на торе Л: = 2 е" гЛ' (lQ (.

r)Q (.

Лемма. Вектор-функции l (z, w) = l (G+?) =, 0) и l (z, w) =.

1(С~г)) = tT}t (QZ0,Q (tQQ)~1) являются решениями (10).

Рассмотрим следующую замену переменных 1 г = 1(х, р) lY = г = Y°((p) + Y’O^M^, I, rj) + G+(v)fi + G-Ми, (11) где У0 = '(X, 0) и Y1 = f (0,Arv,(tXv, A'v,)-1) -2nxk матрицы, и вектор-функция g является решением системы уравнений —gj + (^g, + g, WJG'.n) + i (e, JG+ e) + (rj, lG-JG+(-) + I (rj, lG~JG~pij = г • 1 7 7 (0? lj, j = 1, k, J = ~ I, Ь — n x n единичная матрица.

— E 0 J.

Теорема. В окрестности U тора Л замена переменных (11) является канонической и приводит гамильтониан (9) к нормальной форме Н = Ho (I, z, V) + Hi (<Л /, .

Очевидно, что решение второго уравнения из (10) является асимптотически неустойчивым. Поэтому наш тор является гиперболическим и, но «направлениям вырождения» мы имеем не классические переменные типа гармонического осциллятора (?,?), а гиперболические (?, ri). Поэтому при «квантовании» операторы рождения-уничтожения, а = 1(йк+ъ • • • > «п), а+ = j,., а£) имеют вид: а^ = у/е—, I = к+ 1,., п, (12) dyi.

В результате подстановки Ij —> d/dtpj, —> (а, й+) в Но, мы получаем оператор, Но = ]CjLi + + 12j=k+i flr Показано, что набор чисел А&bdquo- = iW (1) + E?=it+i/ii (I/f) + 1). и Функций u" = е^(а+у (2)ф0(у), где фо (у) = схр (— (у, у) /2е) (основное состояние), и = (и^,^), = (ui,., Uk), и^ = (yk+, • • • i wn) ~ мультииндексы, дает набор собственных значений и функций спектральной задачи Н0ии — A"u".

Теперь выразим переменные у через х. Рассмотрим каноническое преобразование у = (tQQ)-1(.

После подстановки выражении для у в формулы для (а, а+) и для uv, формулы для операторов, а = '(ofc+i,., ап) и а+ =., я+), принимают вид, а = - X (ip))/y/e + y/?{Z°{tQ))d/dx, а+ — y/e (lQ)d/dx, а для собственной функции: и"(х) = е^(а+утфо{х%=^х), где ф0(х) = v^et R (.

Следующее утверждение устанавливает связь между нормальной формой Hq и асимптотическими собственными значениями и функциями оператора L..

Теорема. Полученный набор значений (Хи, uv) в окрестности U (A) тора, А удовлетворяет (4)..

Замечание. Набор (и, ии) обобщает формулы, полученные в Ц0]. В неприводимом случае формулы для (Хо, щ) с незначительными изменениями по-прежнему будут справедливы, а для построения возбуэюден-ных состояний необходимо применить результаты, приведенные в Главе 1..

Ц = —= + fe у/ё.

Нормальные формы в окрестности двумерных резонансных торов для многомерного ангармонического осциллятора.

Как правило в работах, посвященных проблемам квантования инвариантных изотропных торов, рассматривают торы с несоизмеримыми частотами, то есть в отсутствие резонансов. Это обусловлено тем, что нерезонансный случай — это случай общего положения и получаемые формулы применимы, как правило, для всех нерезонанспых задач. В свою очередь, резонансные случаи являются гораздо менее изученными: ре-зонансы бывают разных типов и для каждого из них существуют свои специфические подходы при решении конкретных задач (см., например [15, 16, 17, GO, G2]). Тем не менее, резонансные задачи часто встречаются во многих реальных физических приложениях и вполне естественной представляется идея рассмотреть наиболее простой пример, дающий, однако, качественное представление о свойствах и поведении решений в резонансных случаях..

В Главе 3 описан алгоритм построения такой нормальной формы четвертого порядка в окрестности резонансных двумерных торов для классических неинтегрируемых гамильтоновых систем, соответствующих квантовым задачам, которая позволяет находить «классическую» часть расщепления спектра (вырождение которого обусловлено наличием резонансов). В качестве модельного примера мы рассмотрим квантовый (п + 2)-мерный ангармонический осциллятор. Положим, что его классический гамильтониан имеет вид: н = Р^+оад + Pi+uioi +1 (Г) r (Qb Qi) r) 5 r = t{q p) € Rjt.

13) где Г — 2п х 2п матрица с элементами, гладко зависящими от Q, Q2- (,) означает скалярное произведение, а левый верхний индекс 1 — транспонирование. Частоты (ui, uj2) являются постоянными и соизмеримыми..

Соответствующая (13) гамильтонова система, как правило, является неиитегрируемой, однако допускает инвариантное многообразие, задаваемое условием г = 0. Динамика на этом многообразии задается гамильтонианом двумерного гармонического осциллятора и хорошо изучена.

Г? + Pj + ulQl Hose =-2—1—2-'.

Для гармонического осциллятора вводятся переменные действие-угол (<^1, <р2, hi h) — В случае соизмеримых частот и и2: u>i/и>2 = тп/т2, mi, Шг G Z все траектории двумерного гармонического осциллятора (14) являются замкнутыми кривыми — хорошо известными фигурами Лис-сажу, а в подходящих переменных действие-угол гамильтониан Hosc зависит только от одной переменной — действия (считаем, что от 1): Hose = Uq = ш/т = U2/m2, а переменные if2, h будут играть роль параметров, задающих конкретную траекторию..

В резонансном случае фазовое пространство полной системы может быть расслоено на двумерные торы, которые остаются инвариантными относительно фазового потока д1и, порожденного гамильтонианом (13) полной системы. В резонансном случае выбор таких торов не однозначен, так как инвариантные многообразия, движение на которых задается гамильтонианом Hosc, являются не двумерными торами, а неким набором одномерных замкнутых траекторий, задаваемых значениями Это значит, что можно получать различные двумерные торы, задавая при фиксированном значении 1 = различные способы «склейки» наборов таких траекторий..

Для задания тора в Главе 3 применяется один из возможных способов — построение функции F в Мдр, находящейся в инволюции с гамильтонианом Нояс. В переменных (<р, I) такая функция, очевидно, не зависит от ipi и тогда соответствующие двумерные торы задаются равенствами F (.

Основной результат данной Главы состоит в том, что для резонансного случая приводится алгоритм построения функции в инволюции F, с помощью которой задается инвариантный тор, в окрестности которого каноническая замена переменных (Q, P, q, p) —* (ф, 0,2,р), задаваемая комбинацией явных формул, приводит гамильтониан (13) к следующей нормальной форме.

Н = и0Тг + <*М + от — IT + и5/2)), i=1 где И = Jp + —-Р1, а = (аи ., ап), at = pi/p..

Замечание. Приведенная форма имеет неполииомиальпую зависимость от переменных типа действия pj, j = 1 .п, что является нетрадиционным фактом для теории нормальных форм..

Кроме этого, на основе полученных формул была разработана программа для численного построения резонансного двумерного инвариантного тора и вычисления коэффициентов нормальной формы. На приведенных в конце Главы 3 рисунках представлены проекции этих торов на конфигурационное пространство двумерного гармонического осциллятора..

Об усреднении для гамильтоновых систем с одной быстрой фазой и малыми амплитудами..

Нормальные формы, примененные в спектральной задаче для операторов с малой диффузией (Глава 2) и для многомерного ангармонического осциллятора (Глава 3), построены на основе разложения исходного гамильтониана в окрестности инвариантных торов по малым отклонениям переменных типа действия. Однако, в квантовых задачах могут возникать случаи, требующие построения нормальных форм на основе разложения, но фиксированному малому параметру..

В работе [29] изучается асимптотика нижней части спектра для двумерного магнитного оператора Шредингера с периодическим потенциалом в сильном однородном магнитном иоле: s (s +l2)2+5 {-*" ?-)*+ev{x'-x>)) где функции v предполагается вещественно-аналитической в R2 и периодической на двумерной решетке. Соответствующий классический гамильтониан имеет вид :.

Н (х, р, е) = ^(pi+x2)2+^PI + ?V (xuX2)..

В силу приведенных в работе [29] соображений, возникла необходимость построения канонической замены неременных (х, р) —> (Q, yi, P, 1J2), с помощью которой гамильтониан Я приводится к нормальной форме.

H = H (Il, y1, y2,e) + c-c'eg (Q, P, yuy2te)t h = Я1±-£1, (15).

Традиционная процедура Нсйштадта усреднения систем с одной быстрой фазой [87] из-за неаналитичности в нуле Н в данном случае применима только в области 1 > /0 > 0. В тоже время, именно случай 1 —> 0 представляет особый интерес при решении исходной квантовой задачи: ему соответствуют так называемые нижние зоны Ландау..

В Главе 4 приведена модификация процедуры усреднения Нейштад-та для малых амплитуд, обеспечивающая равномерный переход 7 г —>• О и дающая аналогичную невязку 0(ехр (—С/е)). Основная трудность состояла в построении «аналитического решения уравнения типа.

9/ д/ <9/, ..

1G) допускающего оценки в некоторой норме..

Справедлива следующая теорема об интегрировании по углу аналитической функции на плоскости..

Теорема. Пусть д (х, у) — аналитическая функция по обеим переменным па плоскости R2, (р, ф) — полярные координаты: х = pcostp, у = psin.

J g (pcosф, рsinф), (1ф + J g (pcosф, рsin ф),(1ф J + F{p2),.

17) где F — произвольная аналитическая функция..

Именно формула (17) обеспечивает возможность построения приведенной в Главе 4 цепочки индуктивных оценок, аналогичных оценкам Нейштадта, которые и дают требуемую невязку mod 0{с ехр (—с-^/е)) для процедуры усреднения в области 0 < 1 < /о.

Доклады и публикации.

Основные результаты работы докладывались на семинаре профессора Альбеверио в Институте прикладной математики Боннского Университета в 2000, 2001 годах, па Международных Семинарах «Дни Диффрак-ции» в 2001, 2002 и 2003 годах, на Международном Семинаре «Spectral problems for Schroedinger-type operators» в Триесте (Италия) в 2003 году, а также отражены в 4 публикациях: [1, 2, 3, 4]..

Благодарности.

Результаты, описанные в Главах 2 и 3, были получены в рамках проекта INTAS 00−257..

Результаты, описанные в Главе 1, были получены в рамках проекта DFG-RAS 436 RUS113/572 совместно с профессором С. Альбеверио из Института прикладной математики Боннского Университета (Германия)..

Результаты, описанные в Главе 4, были получены в рамках проекта DFG-RAS 436 RUS113/572 совместно с профессором И. Брюнингом из Гумбольдтовского Университета (Берлин, Германия)..

Автор диссертации выражает им свою благодарность..

В ходе работы над диссертацией автор имел чрезвычайно полезные дискуссии с В. А. Гейлером, К. В. Панкрашкиным, А. И. Нейштадтом, J1.B. Богачевым и А. И. Шафаревичем, 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. Albeverio, S.- Dobrokhotov, S.Yu.- Poteryakhin, M.A. On quasimodes of small diffusion operators, corresponding to stable invariant tori with nonregular neighborhoodsSFB 611 (no. 51), Universitat Bonn: Bonn, 2003..

2. Брюнинг, И.- Доброхотов, С.Ю.- Потеряхин, М. А. Об усреднении для гамильтоновых систем с одной быстрой фазой и малыми амплитудами. Матсм. Зам., 2001, 70 (5), 660−669..

3. Брюнинг, II.- Доброхотов, С.Ю.- Потеряхин, М. А. Интегральная формула для аналитического решения уравнения yfx — xfy = д (х, у). Матсм. Зам., 2002, 72(4), 633−635..

4. Pankrashkin, K.V.- Poteryakhin, М.А. Short-wavelength asyinptotics for the low Landau zones of the two-dimensional magnetic Schrodinger operator, Proceedings of DD'2001, 202−210..

5. Albeverio, S.- Blanchard, Ph.- H0cgh-Krohn, R. Feyninan integrals and the trace formula for Schrodinger operators. Commun. Math. Phys. 1982, 83, 49−76..

6. Arnold, V.I. Modes and Quasimodes. Functional Anal. Appl. 1972, 6 (2), 94−101..

7. Арнольд, В. Л.- Малые знаменатели и проблемы устойчивости в классической и небесной механикеУспехи Мат. Наук 1963, 18 (6), 91−192..

8. Арнольд, В. А. Математические методы классической механики, § 52- Наука: Москва, 1974..

9. Арнольд, В. И. Дополнительные главы теории обыкновенных дифференциальных уравненийНаука: Москва- 1978..

10. Арнольд, В.И.- Гивенталь, А. Б. Симплектическая геометрия, Ижевск: РХД, 2000..

11. Бабич, В. М. Собственные функции, сосредоточенные в окрестности замкнутой геодезической, Зап. научных семинаров ЛОМИ 9, Ленинград, 1968..

12. Бабич, В.М.- Булдырсв, B.C. Асимптотические методы в задачах дгифракции коротких волнНаука: Москва, 1972..

13. Белов В.В.- Доброхотов С. Ю. Квазиклассические асимптотики Ма-слова с комплексными фазамиТеорет. и мат. физика- 1992, 92 (2), 215−254..

14. Белов В. В., Доброхотов С. Ю. Канонический оператор Маслова на изотропных многообразиях с комплексным ростком и его приложение к спектральным задачам, Докл. АН СССР, 1988, 298 (5), 10 371 012..

15. Белов В. В., Доброхотов О. С., Доброхотов С. Ю., Изотропные торы, комплексный росток и индекс Маслова, нормальные формы и квазимоды в многомерных спектральных задачах, Матем. заметки, 2001, 69 (4), 483−514..

16. Белов В. В., Доброхотов С. Ю., Максимов В. А., Явные формулы для обобщенных переменных действие-угол в окрестности изотропного тора и их применение, Теор. и матем. физика, 2003, 135 (3), 378−408..

17. Белоколос, Е. Д. Квантовая частица в одномерной деформированной решетке, Теор. мат. физика, I: 1975, 25(3), 314−357- II: 1976, 26(1), 35−41..

18. Березин, Ф.А.- Шубин, М. А. Уравнение Шредингера, МГУ: Москва, 1983..

19. Berry, M. V. Semiclassical mechanics of regular and irregular motion, Chaotic behavior of deterministic systems, Les Ilouches, Session 36, 1981; North-Holland Publishing Co. 1983; 171 271..

20. Боголюбов, H. H.- Митропольский, Ю. А.- Асимптотические методы в теории колебаний. Наука: Москва, 1974..

21. Боголюбов Н. Н., Митропольский Ю. А., Самойленко А. М. Метод ускоренной сходимости в нелинейной механикеНаукова Думка: Киев, 1969..

22. Болсинов, А. ВФоменко, А.Т.

Введение

в топологию интегрируемых гамилътоповых систем. — Наука: Москва- 1997..

23. Borovkov, A.A. Boundary-value problems for random walks and large deviations in functional spaces. Theory Probab.Appl. 1967, 12 (4), 635 654..

24. Boutet de Monvel-Berthier, A.M.- Dobrokhotov, S.Yu. Random Perturbations of Invariant Lagrangian Tori of Hamiltonian Vector Fields, Math. Notes 1988, 64 (5), 674−679..

25. Broer H.W., Huitema G.B., Sevryuk M.B., Quasi-Periodic Motions in Families of Dynamical Systems (Lecture Note in Mathematics 1646), Springer: Berlin, 1996..

26. Брюнинг, Й.- Доброхотов, С.Ю.- Глобальное квазиклассическое описание спектра двумерного магнитного оператора Шредипгера с периодическим электрическим и сильным магнитным нолями. Доклады РАН 2001, 4..

27. Briining, J.- Dobrokhotov, S.Yu. — Pankrashkin, K.V.- The Spectral Asymptotics of the Two-Dimensional Schrodinger Operator with a Strong Magnetic Field. Russian Journal of Mathematical Physics, 2002, I: 9 (1), 14−49- II: 9(4), 400−416-.

28. Брюшшг, И.- Доброхотов, С.Ю.- Панкрашкин, К.В.- Асимптотика нижних зон Ландау в сильном магнитном поле. ТМФ, 2002, 131 (2), 304−331..

29. Брюно А. Д., Ограниченная задача трех тел: плоские периодические орбитыНаука: Москва- 1990..

30. Вайиберг Б. Р. Асимптотические методы в задачах математической физикиМГУ: Москва- 1982..

31. Varadhan, S.R.S. Asymptotic probabilities and differential equations. Comm. Pure App. Math. 1966, 19 (261)..

32. Wcntzel, A.D.- Freidlin, M.I. Random Perturbations of Dynamical Systems-, Springer-Verlag: New York—Berlin, 1984;.

33. Vorobyev, Yu.M. Maslov complex germs created by linear connectivity. Math. Notes 1990, 48 (4), 29−37..

34. Воробьев, 10. M., Доброхотов, С. Ю. Квазиклассические асимптотики для дискретных моделей электрои-фононного взаимодействияТеор. и мат. физика, 1983, 57(1), 63−74..

35. Воробьев, Ю.М., Доброхотов, С. Ю., Маслов, В. П. Квазикласси-ческос приближение для моделей спин-спинового взаимодействия на одномерной решеткеЗаписки научных семинаров ЛОМИ, 1984, 133, 63−76..

36. Voros, A. The WKB-Maslov method for inseparable systems. Ann. Inst. II. Poincarc 1977, 38 (1)..

37. Gelfreich, V.- Lerman, L.- Almost invariant elliptic manifolds in a singularly perturbed Hainiltonian system. Mathematical Physics Preprint Archive, 2001, 01−134..

38. Gutzwiller, M. C. Chaos in Classical and Quantum MechanicsSpringcr-Verlag: New York- 1992..

39. Davis, I.- Truman A. Laplace expansions on conditional Wiener integrals and applications to quantum physics. Stochastic processes in quantum theory and statistical physicsLee. Notes in PhysicsSpringer: Berlin-New York- 1998; 194, 40−55..

40. Джакалья, Г. Е. О. Методы теории возмущений для нелинейных систем1. Наука: Москва, 1979..

41. Johnson, R., Mozer, J. The rotation number for almost periodic potentialsCoinmun. Math. Phys, 1982, 84, 403−438..

42. Johnson, R.A.- Sell, G.R. Smoothness of spectral subbundles and reducibility of quasiperiodic linear differential systems. J. DifT. Eq. 1981, 41, 262−288..

43. Дииабург E.H., Сипай Я. Г. Об одномерном уравнении Шрсдингера с квазикомплексиым потенциаломФункциональный анализ и его приложения, 1975, 9(4), 8−21..

44. Dobrokhotov, S.Yn.- Kolokoltsov, V.N.- Maslov, V.P. Quantization of the Bellman equation, exponential asymptotics and tunneling. Advances in the Soviet Math. 1992, 13, 1−46..

45. Dobrokhotov, S.Yu.- Kolokoltsov, V.N.- Olive, V. MartinezQuasiinodes of the diffusion operator — еД+г-(:г) — V, corresponding to asymptotically stable limit cycles of the field v (x). Sobretiro de Sociedad Matematica Mexicana 1994, 11, 81−89..

46. Dobrokhotov, S.Yu.- Kolokoltsov, V.N.- Olive, V. MartinezAsymptotically stable invariant tori of the vector field V (x) and quasimodes of the diffusion operator. Math. Notes 1995, 58 (2), 880−884..

47. Доброхотов, С. IO., Маслов, В. П. Некоторые приложения теории комплексного ростка к уравнениям с малым параметром, Совр. пробл. математики, ВИНИТИ: Москва, 1975; 5, 141−207..

48. Доброхотов, С. Ю., Маслов, В. П. Многомерные ряды Дирихле в многомерной задаче об асимптотике спектральных серий нелинейных эллиптических операторов, Совр. пробл. математики, ВИНИТИ: Москва- 1983; 23, 137−220..

49. Dobrokhotov, S.Yu.- Olive, V. MartinezLocalized asymptotic solutions of the magneto dynamo equation in ABC-fields. Math. Notes 1993, 54 (4), 1010−1025..

50. Доброхотов, С.Ю.- Оливэ, B.M. Замкнутые траектории и двумерные торы в квантовой проблеме для трехмерного ангармонического осциллятораТруды Моск. Мат. Общества, 1997, 51, 3−87..

51. Jlepe, Ж. Лагранэюев анализ и квантовая механикаМир: Москва, 1981..

52. Маслов, В. П. Комплексный метод ВКБ в нелинейных уравненияхНаука: Москва, 1977..

53. Маслов, В. П. Асимптотические методы и теория возмущенийНаука: Москва, 1988..

54. Маслов, В. П. Операторные методыНаука: Москва, 1973..

55. Маслов, В. П. Теория возмущений и асимптотические методыМГУ: Москва, 1965..

56. Маслов В. П. Асимптотические методы решения псевдодиффсрен-цгшльных уравнений, Наука: Москва, 1987..

57. Маслов, В. П., Федорюк, М. В. Квазиклассическое приблиэ/сение для уравнений квантовой механики, Наука: Москва- 1976..

58. Molchanov, A.S. Diffusion processes and Riemann geometry. Russian Math. Surveys 1975, 30 (1), 1−63..

59. Неиштадт, А. П.- О разделении движений в системах с быстро вращающейся фазой. Прикл. Мат. и Мех. 1984, 48 (2), 197 -205..

60. Нехорошей, Н. Н. Переменные действия угол и их обобщениеТруды ММО, 1972, 26, 181−198..

61. Piatnitski, A.L. Asymptotic Behavior of the Ground State of Singularly Perturbed Elliptic Equations. Coinmun. Math. Phys. 1998, 197 (3), 527−551..

62. Ralston, J.V. On the construction of quasiinodes associated with stable periodic orbits. Commun. Math. Phys. 1976, 51, 219−242..

63. Fink, A.M. Almost Periodic Differential EquationsLecture Notes in MathematicsSpringer-Verlag: Berlin, 1974; Vol. 377..

64. Фоменко, А. Т. Симплектическая геометрия, МГУ: Москва, 1988..

65. Khasminsky, R.Z. Ergodic Properties of Recurrent Diffusion Processes and Stabilization of the Solution to the Cauchy Problem For Parabolic Equations. Theory Probab. Appl. 1960, 5 (2), 196−214..

66. Helffer, В.- Sjostrand, J. Multiple Wells in the Semiclassical Limit. Coinmun. Partial. Diff. Equat. 1984, 9, 337−408..

67. Jorba A., Llave R. de la and Zou M., Linstedt series for lower dimensional tori of hamiltonian systems with three or more degrees of freedom (NATO Adv. Sci. Inst. Ser. C, Math. Phys. Sci. S Agaro, Spain, June 1995) ed. C. Simo.

68. Якубович B. A-, Старжинский B.M., Линейные дифферепциалгтые уравнения с периодическими коэффициентами, Наука: Москва, 1972..