Теоретическая и математическая физика
RUS  ENG    ЖУРНАЛЫ   ПЕРСОНАЛИИ   ОРГАНИЗАЦИИ   КОНФЕРЕНЦИИ   СЕМИНАРЫ   ВИДЕОТЕКА   ПАКЕТ AMSBIB  
Общая информация
Последний выпуск
Архив
Импакт-фактор
Правила для авторов
Лицензионный договор
Загрузить рукопись

Поиск публикаций
Поиск ссылок

RSS
Последний выпуск
Текущие выпуски
Архивные выпуски
Что такое RSS



ТМФ:
Год:
Том:
Выпуск:
Страница:
Найти






Персональный вход:
Логин:
Пароль:
Запомнить пароль
Войти
Забыли пароль?
Регистрация


Теоретическая и математическая физика, 2023, том 216, номер 2, страницы 315–325
DOI: https://doi.org/10.4213/tmf10489
(Mi tmf10489)
 

Эта публикация цитируется в 56 научных статьях (всего в 56 статьях)

Четырехкомпонентные интегрируемые иерархии гамильтоновых уравнений с парами Лакса ($m+n+2$)-го порядка

Вэнь-Сю Маabcd

a Department of Mathematics, Zhejiang Normal University, Jinhua, Zhejiang, China
b Department of Mathematics, King Abdulaziz University, Jeddah, Saudi Arabia
c Department of Mathematics and Statistics, University of South Florida, Tampa, FL, USA
d School of Mathematical and Statistical Sciences, North-West University, Mmabatho, South Africa
Список литературы:
Аннотация: Сформулирован класс матричных спектральных задач высокого порядка, и с помощью уравнений нулевой кривизны получены соответствующие интегрируемые иерархии. Для задания гамильтоновых структур полученных иерархий и, таким образом, для исследования их интегрируемости по Лиувиллю используется следовое тождество. Наглядными примерами таких иерархий являются связанные нелинейные уравнения Шредингера и связанные модифицированные уравнения Кортевега–де Фриза с четырьмя компонентами.
Ключевые слова: пара Лакса, уравнение нулевой кривизны, интегрируемая иерархия, гамильтонова структура, НУШ, уравнения мКдФ.
Финансовая поддержка Номер гранта
National Natural Science Foundation of China 12271488
11975145
11972291
51771083
Ministry of Science and Technology (MOST) of China G2021016032L
Natural Science Foundation of Jiangsu Province 17 KJB 110020
Работа была поддержана National Natural Science Foundation of China (гранты № 12271488, 11975145, 11972291 и 51771083), а также Ministry of Science and Technology of China (грант G2021016032L) и Natural Science Foundation for Colleges and Universities in Jiangsu Province (грант 17 KJB 110020).
Поступило в редакцию: 03.03.2023
После доработки: 30.04.2023
Англоязычная версия:
Theoretical and Mathematical Physics, 2023, Volume 216, Issue 2, Pages 1180–1188
DOI: https://doi.org/10.1134/S0040577923080093
Реферативные базы данных:
Тип публикации: Статья
PACS: 02.30.Ik, 05.45.Yv
MSC: 37K15, 35Q55; 37K40

1. Введение

Бесконечномерные интегрируемые гамильтоновы уравнения представляют собой разновидность дифференциальных уравнений в частных производных (ДУЧП), обладающих бесконечным числом сохраняющихся функционалов, коммутирующих относительно соответствующей скобки Пуассона [1]. Такие гамильтоновы уравнения часто имеют богатый набор аналитических и геометрических структур, изучение которых может выявить новые и неожиданные связи с другими областями математической физики. Самый известный пример – уравнение Кортвега–де Фриза.

Известно, что построение интегрируемых гамильтоновых уравнений – это сложная задача, требующая сочетания физической интуиции, математической проницательности и технических знаний. Распространенным подходом в теории солитонов является формулировка нулевой кривизны. В этом подходе сначала формулируются пары Лакса матричных спектральных задач, а затем с помощью уравнений нулевой кривизны генерируются интегрируемые гамильтоновы уравнения в частных производных [2], [3]. Рекуррентные структуры в матричных спектральных задачах гарантируют существование интегрируемых иерархий гамильтоновых уравнений, которые коммутируют относительно коммутатора векторных полей над соответствующим пространством джетов.

Мы рассматриваем ДУЧП с векторным потенциалом или зависимой переменной $u=(u_1,\ldots,u_q)^{\mathrm T}$. Пусть $\lambda$ – спектральный параметр матричных спектральных задач. Стартовой точкой является матричная алгебра петель $\tilde g$ с петлевым параметром $\lambda$. Возьмем линейные независимые элементы $e_1,\ldots,e_q$ и псевдорегулярный элемент $e_0$, т. е. элемент, удовлетворяющий условиям

$$ \begin{equation} \operatorname{Ker}\operatorname{ad}_{e_0}\oplus\operatorname{Im}\operatorname{ad}_{e_0}=\tilde g,\qquad [\operatorname{Ker}\,\operatorname{ad}_{e_0},\operatorname{Ker}\operatorname{ad}_{e_0}]=0, \end{equation} \tag{1.1} $$
и зададим спектральную матрицу следующим образом:
$$ \begin{equation} U=U(u,\lambda)=e_0(\lambda)+u_1 e_1(\lambda)+\cdots+u_qe_q(\lambda). \end{equation} \tag{1.2} $$
Свойства псевдорегулярного элемента $e_0$ влекут существование решения типа ряда Лорана $Z=\sum_{s\geqslant 0}\lambda^{-s} Z^{[s]}$ для стационарного уравнения нулевой кривизны
$$ \begin{equation} Z_x=i[U,Z]. \end{equation} \tag{1.3} $$
Теперь, если ввести матрицы
$$ \begin{equation} V^{[r]}=V^{[r]}(u,\lambda)=(\lambda^r Z)_{+}+\Delta_r=\sum_{s=0}^r\lambda^s Z^{[r-s]}+\Delta_r,\qquad r\geqslant 0, \end{equation} \tag{1.4} $$
интегрируемая иерархия гамильтоновых уравнений может быть представлена как иерархия уравнений нулевой кривизны
$$ \begin{equation} U_{t_r}-V^{[r]}_x+i[U,V^{[r]}]=0,\qquad r\geqslant 0, \end{equation} \tag{1.5} $$
которые являются условиями совместности пространственной и временно́й матричных спектральных задач
$$ \begin{equation} -i\phi_x=U\phi,\qquad -i\phi_{t_r}=V^{[r]}\phi,\quad r\geqslant 0, \end{equation} \tag{1.6} $$
где $\phi$ – собственная функция. Для этих задач гамильтоновы структуры и соответствующая интегрируемость по Лиувиллю обычно выводятся с помощью следового тождества [4], [5]
$$ \begin{equation} \frac{\delta}{\delta u}\int\operatorname{tr}\biggl(Z\frac{\partial U}{\partial\lambda}\biggr)= \lambda^{-\gamma}\frac{\partial}{\partial\lambda}\lambda^\gamma\operatorname{tr}\biggl(Z\frac{\partial U}{\partial u}\biggr), \end{equation} \tag{1.7} $$
где $\delta/\delta u$ – вариационная производная по $u$, а постоянная $\gamma$ задается как
$$ \begin{equation} \gamma=-\frac\lambda 2\frac{\partial}{\partial\lambda}\ln |\operatorname{tr}(Z^2)|. \end{equation} \tag{1.8} $$

Многие интегрируемые иерархии гамильтоновых уравнений были введены с помощью уравнений нулевой кривизны, основанных на специальных линейных алгебрах (см., например, работы [2], [6]–[13]) и специальных ортогональных алгебрах (см., например, работы [14]–[17]). Комбинация гамильтоновых и рекуррентных структур дает бигамильтоновы структуры, существование которых показывает, что исследуемые гамильтоновы уравнения интегрируемы по Лиувиллю [18]. Интегрируемые иерархии с двумя скалярными потенциалами включают в себя иерархию Абловица–Каупа–Ньюэлла–Сигура [2], иерархию Каупа–Ньюэлла [19], иерархию Вадати–Конно–Итикавы [20] и иерархию спиновых цепочек Гейзенберга [21]. Эти иерархии связаны со следующими четырьмя спектральными матрицами:

$$ \begin{equation*} U=\begin{bmatrix} \lambda & \phantom{-}p \\ q & -\lambda \end{bmatrix},\quad U=\begin{bmatrix} \lambda^2 & \lambda p \\ \lambda q & -\lambda^2 \end{bmatrix},\quad U=\begin{bmatrix} \lambda & \lambda p\\\lambda q &-\lambda \end{bmatrix},\quad U=\begin{bmatrix} \lambda r & \phantom{-}\lambda p \\ \lambda q & -\lambda r \end{bmatrix}, \end{equation*} \notag $$
где $pq+r^2=1$ и $p$, $q$ – два скалярных потенциала. Аналогичные интегрируемые иерархии получатся для четырех спектральных матриц, связанных с группой $so(3,\mathbb{R})$:
$$ \begin{equation*} \begin{alignedat}{3} U&=\begin{bmatrix} 0 & q & -\lambda \\ q & 0& -p \\ \lambda & p & 0 \end{bmatrix},&\qquad U&=\begin{bmatrix} 0 & -\lambda q & -\lambda^2 \\ \lambda q & 0 & -\lambda p \\ \lambda^2 &\lambda p & 0 \end{bmatrix}, \\ U&=\begin{bmatrix} 0 & -\lambda q & -\lambda \\ \lambda q & 0 & -\lambda p \\ \lambda & \lambda p & 0 \end{bmatrix},&\qquad U&=\begin{bmatrix} 0 & -\lambda q & -\lambda r \\ \lambda q & 0& -\lambda p \\ \lambda r &\lambda p & 0 \end{bmatrix}, \end{alignedat} \end{equation*} \notag $$
где $p^2+q^2+r^2=1$ (см., например, работу [15]).

Цель настоящей статьи – сформулировать класс матричных спектральных задач высокого порядка с четырьмя компонентами и получить соответствующие интегрируемые иерархии в формулировке нулевой кривизны. С помощью следового тождества мы устанавливаем гамильтоновы структуры получающихся иерархий. Рассмотрены два иллюстративных примера, которые представляют собой интегрируемые комбинированные нелинейные уравнения Шредингера и комбинированные модифицированные уравнения Кортевега–де Фриза. Последний раздел посвящен выводам и заключительным замечаниям.

2. Пары Лакса высшего порядка и интегрируемые иерархии

Пусть $m$ и $n$ – два произвольных натуральных числа и $\delta=\pm 1$. В формулировке нулевой кривизны вводится матричная спектральная задача ($m+n+2$)-го порядка

$$ \begin{equation} -i\phi_x=U\phi,\qquad U=U(u,\lambda)=\left[\begin{array}{c|c|c} \lambda &\begin{array}{cc} \mathbf p_1 & \mathbf p_2 \end{array} & 0 \\ \hline \begin{gathered} \, \mathbf q_1^{} \vphantom{\Big|} \\ \mathbf q_2^{} \vphantom{\Big|}\end{gathered} & 0 & \begin{gathered} \, \delta\mathbf p^{\mathrm T}_1 \vphantom{\Big|} \\ \mathbf p^{\mathrm T}_2 \vphantom{\Big|}\end{gathered} \\ \hline 0 & \begin{array}{cc} \delta\mathbf q^{\mathrm T}_1 & \mathbf q^{\mathrm T}_2 \end{array} & -\lambda \vphantom{\Big|} \end{array} \right]_{(m+n+2)\times (m+n+2)}, \end{equation} \tag{2.1} $$
где
$$ \begin{equation*} \mathbf p_1=(\,\underbrace{p_1,\ldots,p_1}_m\,),\quad \mathbf p_2=(\,\underbrace{p_2,\ldots,p_2}_n\,),\quad \mathbf q_1=(\,\underbrace{q_1,\ldots,q_1}_m\,)^{\mathrm T},\quad \mathbf q_2=(\,\underbrace{q_2,\ldots,q_2}_n\,)^{\mathrm T}, \end{equation*} \notag $$
а векторный потенциал $u$ задается как $u=(p_1,p_2,q_1,q_2)^{\mathrm T}$. Эта спектральная задача отличается от матричной спектральной задачи Абловица–Каупа–Ньюэлла–Сигура. (см., например, [2]).

Как обычно, будем искать решение стационарного уравнения нулевой кривизны (1.3) в виде ряда Лорана. Опираясь на технику машинного обучения, мы можем принять следующую форму решения $Z$:

$$ \begin{equation} Z=\left[\begin{array}{c|cc|c} a & \mathbf b_1 & \mathbf b_2 & 0 \\ \hline \mathbf c_1 & 0 & \mathbf d & \delta\mathbf b_1^{\mathrm T} \vphantom{\Big|}\\ \mathbf c_2 & -\delta\mathbf d^{\mathrm T} & 0 & \mathbf b_2^{\mathrm T} \vphantom{\big|_{|}}\\ \hline 0 & \delta\mathbf c_1^{\mathrm T} & \mathbf c_2^{\mathrm T} & -a \vphantom{\Big|} \end{array}\right]_{(m+n+2)\times (m+n+2)} =\sum_{s\geqslant 0}\lambda^{-s} Z^{[s]}, \end{equation} \tag{2.2} $$
где
$$ \begin{equation*} \begin{gathered} \, \mathbf b_1=(\,\underbrace{b_1,\ldots,b_1}_m\,),\quad \mathbf b_2=(\,\underbrace{b_2,\ldots,b_2}_n\,),\quad \mathbf c_1=(\,\underbrace{c_1,\ldots,c_1}_m\,)^{\mathrm T},\quad \mathbf c_2=(\,\underbrace{c_2,\ldots,c_2}_n\,)^{\mathrm T}, \\ \mathbf d=d\begin{bmatrix} 1 &1 & \ldots & 1 \\ 1 &1 & \ldots & 1 \\ \vdots & \vdots & \ddots & \vdots \\ 1 &1 & \cdots & 1 \end{bmatrix}_{m\times n}. \end{gathered} \end{equation*} \notag $$
Мы полагаем, что имеют место разложения в ряды Лорана
$$ \begin{equation} a=\sum_{s\geqslant 0}\lambda^{-s}a^{[s]},\quad\; b_j=\sum_{s\geqslant 0}\lambda^{-s}b_j^{[s]},\quad\; c_j=\sum_{s\geqslant 0}\lambda^{-s}c_j^{[s]},\quad\; d=\sum_{s\geqslant 0}\lambda^{-s}d^{[s]}, \end{equation} \tag{2.3} $$
где $j=1,2$.

Нетрудно видеть, что соответствующее стационарное уравнение нулевой кривизны (1.3) приводит к уравнениям

$$ \begin{equation} \begin{gathered} \, \begin{alignedat}{3} b_{1,x}&=i(\lambda b_1-p_1a-\delta np_2d),&\qquad b_{2,x}&=i(\lambda b_2-p_2a+mp_1d), \\ c_{1,x}&=-i(\lambda c_1-q_1a+nq_2d),&\qquad c_{2,x}&=-i(\lambda c_2-q_2a-\delta mq_1d), \end{alignedat}\\ \begin{aligned} \, d_x&=i(q_1b_2-\delta q_2b_1+\delta p_1c_2-p_2c_1), \\ a_x&=i(mp_1c_1+np_2c_2-mq_1b_1-nq_2b_2)= \\\ &=-\lambda^{-1}(mq_1b_{1,x}+nq_2b_{2,x}+mp_1c_{1,x}+np_2c_{2,x}). \end{aligned} \end{gathered} \end{equation} \tag{2.4} $$
Из этих уравнений получаем начальные условия
$$ \begin{equation} a^{[0]}_x=0,\qquad b_1^{[0]}=b_2^{[0]}=c_1^{[0]}=c_2^{[0]}=0,\qquad d^{[0]}_x=0 \end{equation} \tag{2.5} $$
и рекуррентные соотношения для $s\geqslant 0$
$$ \begin{equation} \begin{gathered} \, \begin{aligned} \, b_1^{[s+1]}&=-ib_{1,x}^{[s]}+p_1a^{[s]}+\delta np_2d^{[s]}, \\ b_2^{[s+1]}&=-ib_{2,x}^{[s]}+p_2a^{[s]}-mp_1d^{[s]}, \\ c_1^{[s+1]}&=ic_{1,x}^{[s]}+q_1a^{[s]}-nq_2d^{[s]},\vphantom{|^{\big|}} \\ c_2^{[s+1]}&= ic_{2,x}^{[s]}+q_2a^{[s]}+\delta mq_1d^{[s]}, \end{aligned} \\ \begin{aligned} \, d^{[s+1]}_x&=i(q_1b_2^{[s+1]}-\delta q_2b_1^{[s+1]}+\delta p_1c_2^{[s+1]}-p_2c_1^{[s+1]}), \\ a^{[s+1]}_x&=i(-mq_1b_1^{[s+1]}-nq_2b_2^{[s+1]}+mp_1c_1^{[s+1]}+np_2c_2^{[s+1]})= \\ &=-(mq_1b_{1,x}^{[s]}+nq_2b_{2,x}^{[s]}+mp_1c_{1,x}^{[s]}+np_2c_{2,x}^{[s]}). \end{aligned} \end{gathered} \end{equation} \tag{2.6} $$

Далее, чтобы выделить единственное решение $Z$, мы выберем начальные значения и положим постоянные интегрирования равными нулю:

$$ \begin{equation} a^{[0]}=1,\quad d^{[0]}=0,\qquad a^{[s]}|_{u=0}=0,\quad d^{[s]}|_{u=0}=0,\quad s\geqslant 1. \end{equation} \tag{2.7} $$
В результате получаем $a^{[s]}$, $b_1^{[s]}$, $b_2^{[s]}$, $c_1^{[s]}$, $c_2^{[s]}$ и $d^{[s]}$. Приведем первые четыре набора коэффициентов:
$$ \begin{equation*} \begin{aligned} \, a^{[1]}&=0,\qquad b_1^{[1]}=p_1,\quad b_2^{[1]}=p_2,\quad c_1^{[1]}=q_1,\quad c_2^{[1]}=q_2,\quad d^{[1]}=0; \\ a^{[2]}&=-mp_1q_1- np_2q_2,\qquad b_1^{[2]}=-ip_{1,x},\quad b_2^{[2]}=-ip_{2,x}\vphantom{\big|^{\big|}}, \\ c_1^{[2]}&=iq_{1,x},\quad c_2^{[2]}=iq_{2,x},\quad d^{[2]}=-\delta p_1q_2+p_2q_1; \\ a^{[3]}&=-i(mp_1q_{1,x}-mp_{1,x}q_1+np_2q_{2,x}- np_{2,x}q_2),\vphantom{\big|^{\big|}} \\ b_1^{[3]}&=-p_{1,xx}-mp_1^2q_1-2np_1p_2q_2+\delta np_2^2q_1, \\ b_2^{[3]}&=-p_{2,xx}+\delta mp_1^2q_2-2mp_1p_2q_1-np_2^2q_2, \\ c_1^{[3]}&=-q_{1,xx}-mp_1q_1^2+\delta np_1q_2^2-2 np_2q_1q_2, \\ c_2^{[3]}&=-q_{2,xx}-2mp_1q_1q_2+\delta mp_2q_1^2-np_2q_2^2, \\ d^{[3]}&=-i(\delta p_1q_{2,x}-p_2q_{1,x}-\delta p_{1,x}q_2+p_{2,x}q_1); \\ a^{[4]}&=\frac{3}{2}m^2p_1^2q_1^2-\frac{3}{2}\delta mnp_1^2q_2^2+6mnp_1p_2q_1q_2- \frac{3}{2}\delta m np_2^2q_1^2+\frac{3}{2}n^2p_2^2q_2^2+{}\vphantom{|^{\Big|}} \\ &\quad +mp_1q_{1,xx}+mp_{1,x,x}q_1+np_2q_{2,xx}+np_{2,xx}q_2-mp_{1,x}q_{1,x}-np_{2,x}q_{2,x}, \\ b_1^{[4]}&=i(p_{1,xxx}+3mp_1p_{1,x}q_1+3np_1p_{2,x}q_2-3\delta np_2p_{2,x}q_1+3np_{1,x}p_2q_2), \\ b_2^{[4]}&=i(p_{2,xxx}+3mp_1p_{2,x}q_1-3\delta mp_1p_{1,x}q_2+3mp_{1,x}p_2q_1+3np_2p_{2,x}q_2), \\ c_1^{[4]}&=-i(q_{1,xxx}+3mp_1q_1q_{1,x}-3\delta np_1q_2q_{2,x}+3np_2q_1q_{2,x}+3np_2q_{1,x}q_2), \\ c_2^{[4]}&=-i(q_{2,xxx}+3 mp_1q_1q_{2,x}+3mp_1q_{1,x}q_2-3\delta mp_2q_1q_{1,x}+3 np_2q_2q_{2,x}), \\ d^{[4]}&=3(mp_1q_1+np_2q_2)(\delta p_1q_2-p_2q_1)+\delta p_{1,xx}q_2-p_{2,xx}q_1-{} \\ &\quad -p_2q_{1,xx}+\delta p_1q_{2,xx}-\delta p_{1,x}q_{2,x}+p_{2,x}q_{1,x}. \end{aligned} \end{equation*} \notag $$

Теперь сформулируем матричные временны́е спектральные задачи:

$$ \begin{equation} -i\phi_{t_r}=V^{[r]}\phi=V^{[r]} (u,\lambda)\phi,\qquad V^{[r]}= (\lambda^r Z)_{+}=\sum_{s=0}^r\lambda^s Z^{[r-s]},\quad r\geqslant 0, \end{equation} \tag{2.8} $$
которые представляют собой вторые части пар Лакса для матричных спектральных задач в формулировке нулевой кривизны. Уравнения нулевой кривизны (1.5) являются условиями совместности пространственных и временны́х матричных спектральных задач (2.1) и (2.8). Эти уравнения дают четырехкомпонентную интегрируемую иерархию
$$ \begin{equation} u_{t_r}=K^{[r]}= (ib_1^{[r+1]},ib_2^{[r+1]},-i c_1^{[r+1]},-i c_2^{[r+1]})^{\mathrm T},\qquad r\geqslant 0, \end{equation} \tag{2.9} $$
или, более точно,
$$ \begin{equation} p_{1,t_r}=ib_1^{[r+1]},\quad p_{2,t_r}=ib_2^{[r+1]},\quad q_{1,t_r}=-ic_1^{[r+1]},\quad q_{2,t_r}=-ic_2^{[r+1]},\qquad r\geqslant 0. \end{equation} \tag{2.10} $$

Первые два нелинейных примера в приведенной выше интегрируемой иерархии – это связанные нелинейные уравнения Шредингера

$$ \begin{equation} \begin{aligned} \, ip_{1,t_2}&=p_{1,xx}+mp_1^2q_1+2 np_1p_2q_2-\delta np_2^2q_1, \\ ip_{2,t_2}&=p_{2,xx}-\delta mp_1^2q_2+2 mp_1p_2q_1+np_2^2q_2, \\ iq_{1,t_2}&=-q_{1,xx}- mp_1q_1^2+\delta np_1q_2^2-2 np_2q_1q_2, \\ iq_{2,t_2}&=-q_{2,xx}-2mp_1q_1q_2+\delta mp_2q_1^2-np_2q_2^2 \end{aligned} \end{equation} \tag{2.11} $$
и связанные модифицированные уравнения Кортевега–де Фриза
$$ \begin{equation} \begin{aligned} \, p_{1,t_3}&=p_{1,xxx}+3 mp_1p_{1,x}q_1+3 np_1p_{2,x}q_2-3\delta np_2p_{2,x}q_1+3np_{1,x}p_2q_2, \\ p_{2,t_3}&= p_{2,xxx}+3 mp_1p_{2,x}q_1-3\delta mp_1p_{1,x}q_2+3 mp_{1,x}p_2q_1+3np_2p_{2,x}q_2, \\ q_{1,t_3}&=q_{1,xxx}+3 mp_1q_1q_{1,x}-3\delta np_1q_2q_{2,x}+3np_2q_1q_{2,x}+3np_2q_{1,x}q_2, \\ q_{2,t_3}&=q_{2,xxx}+3 mp_1q_1q_{2,x}+3mp_1q_{1,x}q_2-3\delta mp_2q_1q_{1,x}+3 np_2q_2q_{2,x}, \end{aligned} \end{equation} \tag{2.12} $$
где, напомним, $m$ и $n$ – два произвольных натуральных числа и $\delta=\pm 1$.

3. Гамильтоновы структуры

Чтобы получить гамильтоновы структуры для интегрируемой иерархии (2.9), мы применяем следовое тождество (1.7) к матричной спектральной задаче (2.1). С учетом того, что решение $Z$ задается выражением (2.2), мы можем напрямую получить равенства

$$ \begin{equation*} \operatorname{tr}\biggl(Z\frac{\partial U}{\partial\lambda}\biggr)=2a,\qquad \operatorname{tr}\biggl(Z\frac{\partial U}{\partial u}\biggr)=(2mc_1,2nc_2,2m b_1,2nb_2)^{\mathrm T}, \end{equation*} \notag $$
таким образом, применение следового тождества (1.7) приводит к уравнениям
$$ \begin{equation*} \frac{\delta}{\delta u}\int\lambda^{-s-1}a^{[s+1]}\,dx= \lambda^{-\gamma}\frac\partial{\partial\lambda}\lambda^{\gamma-s} (mc_1^{[s]},nc_2^{[s]},mb_1^{[s]},nb_2^{[s]})^{\mathrm T},\qquad s\geqslant 0. \end{equation*} \notag $$
Рассматривая случай $s=2$, получаем $\gamma=0$, отсюда имеем вариационные тождества
$$ \begin{equation} \frac{\delta\mathcal H^{[s]}}{\delta u}= (m c_1^{[s+1]},n c_2^{[s+1]},m b_1^{[s+1]},n b_2^{[s+1]})^{\mathrm T},\qquad s\geqslant 0, \end{equation} \tag{3.1} $$
где гамильтоновы функционалы задаются как
$$ \begin{equation} \mathcal H^{[s]}=-\int\frac{a^{[s+2]}}{s+1}\,dx,\qquad s\geqslant 0. \end{equation} \tag{3.2} $$
Три первых функционала имеют вид
$$ \begin{equation} \begin{aligned} \, \mathcal H^{[0]}&=\int(mp_1q_1+np_2q_2)\,dx, \notag\\ \mathcal H^{[1]}&=\int\frac{i}{2}(mp_1q_{1,x}-mp_{1,x}q_1+np_2q_{2,x}-np_{2,x}q_2)\,dx, \\ \mathcal H^{[2]}&=\int\biggl[\frac{1}{2}(-m^2p_1^2q_1^2+\delta mnp_1^2q_2^2-4mnp_1p_2q_1q_2+\delta mnp_2^2q_1^2-n^2p_2^2q_2^2)-{} \notag\\ &\qquad-\frac{1}{3}(mp_1q_{1,xx}+mp_{1,x,x}q_1+np_2q_{2,xx}+np_{2,xx}q_2-mp_{1,x}q_{1,x}- np_{2,x}q_{2,x})\biggr]\kern1pt dx. \notag \end{aligned} \end{equation} \tag{3.3} $$

Из вариационных тождеств без труда получаются гамильтоновы структуры для соответствующих интегрируемых уравнений:

$$ \begin{equation} u_{t_r}= K^{[r]}= (ib_1^{[r+1]},ib_2^{[r+1]},-ic_1^{[r+1]},-ic_2^{[r+1]})^{\mathrm T}=J\frac{\delta\mathcal H^{[r]}}{\delta u},\qquad r\geqslant 0, \end{equation} \tag{3.4} $$
где
$$ \begin{equation} J=\left[\begin{array}{c|c} 0 & \begin{array}{cc} i/m & 0 \\ 0 & i/n \end{array} \\ \hline \begin{array}{cc} -i/m & 0 \vphantom{|^{A^2}}\\ 0 & -i/n \end{array} & 0 \end{array}\right]. \end{equation} \tag{3.5} $$
Ассоциированные гамильтоновы структуры показывают, что сохраняющийся функционал $\mathcal H$ связан с симметрией $S$ равенством $S=J\frac{\delta\mathcal H}{\delta u}$, и их можно использовать для демонстрации интегрируемости по Лиувиллю иерархии (2.9).

Одно из основных свойств интегрируемости – коммутативность векторных полей $K^{[r]}$:

$$ \begin{equation} [\kern-0.7pt[K^{[s_1]},K^{[s_2]}]\kern-0.7pt]=K^{[s_1]}{'}(u)[K^{[s_2]}]-K^{[s_2]}{'}(u)[K^{[s_1]}]=0,\qquad s_1,s_2\geqslant 0, \end{equation} \tag{3.6} $$
которая гарантируется алгеброй операторов Лакса
$$ \begin{equation} [\kern-0.7pt[V^{[s_1]},V^{[s_2]}]\kern-0.7pt]= V^{[s_1]}{'}(u)[K^{[s_2]}]-V^{[s_2]}{'}(u)[K^{[s_1]}]+[V^{[s_1]},V^{[s_2]}]=0,\qquad s_1,s_2\geqslant 0, \end{equation} \tag{3.7} $$
являющейся следствием изоспектральных уравнений нулевой кривизны (детали см. в работе [22]).

Кроме того, из рекуррентного соотношения $K^{[r+1]}=\Phi K^{[r]}$ можно найти оператор рекурсии $\Phi=(\Phi_{jk})_{4\times 4}$:

$$ \begin{equation*} \begin{alignedat}{3} \Phi_{11}&=i(-\partial_x-mp_1\partial^{-1}q_1-np_2\partial^{-1}q_2),&\qquad \Phi_{12}&=i(-np_1\partial^{-1}q_2+\delta np_2\partial^{-1}q_1), \\ \Phi_{13}&=i(-mp_1\partial^{-1}p_1+\delta np_2\partial^{-1}q_2),&\qquad \Phi_{14}&=i(-np_1\partial^{-1}p_2-np_2\partial^{-1}p_1), \\ \Phi_{21}&=i(-mp_2\partial^{-1}q_1+\delta mp_1\partial^{-1}q_2),&\qquad \Phi_{22}&=i(-\partial_x-np_2\partial^{-1}q_2-mp_1\partial^{-1}q_1), \\ \Phi_{23}&=i(-mp_2\partial^{-1}p_1-mp_1\partial^{-1}p_2),&\qquad \Phi_{24}&=i(np_2\partial^{-1}p_2+\delta mp_1\partial^{-1}p_1), \\ \Phi_{31}&=i(mq_1\partial^{-1}q_1-\delta nq_2\partial^{-1}q_2),&\qquad \Phi_{32}&=i( nq_1\partial^{-1}q_2+nq_2\partial^{-1}q_1), \\ \Phi_{33}&=i(\partial_x+mq_1\partial^{-1}p_1+nq_2\partial^{-1}p_2),&\qquad \Phi_{34}&=i( nq_1\partial^{-1}p_2-\delta nq_2\partial^{-1}p_1), \\ \Phi_{41}&=i(mq_2\partial^{-1}q_1+mq_1\partial^{-1}q_2),&\qquad \Phi_{42}&=i( nq_2\partial^{-1}q_2-\delta mq_1\partial^{-1}q_1), \\ \Phi_{43}&=i(mq_2\partial^{-1}p_1-\delta mq_1\partial^{-1}p_2),&\qquad \Phi_{44}&=i(\partial_x+nq_2\partial^{-1}p_2+mq_1\partial^{-1}p_1). \end{alignedat} \end{equation*} \notag $$
Очевидно, что оператор $\Phi J$ кососимметричен, а значит, сохраняющиеся функционалы коммутируют относительно соответствующей скобки Пуассона [4]:
$$ \begin{equation} \{\mathcal H^{[s_1]},\mathcal H^{[s_2]}\}_J= \int\biggl(\frac{\delta\mathcal H^{[s_1]}}{\delta u}\biggr)^{\!\mathrm T}J\frac{\delta\mathcal H^{[s_2]}}{\delta u}\,dx=0,\qquad s_1,s_2\geqslant 0. \end{equation} \tag{3.8} $$

Наконец, комбинация оператора Гамильтона $J$ с оператором рекурсии $\Phi$ [23] дает бигамильтонову структуру [18] для иерархии (2.9). Таким образом, каждое уравнение в иерархии (2.9) обладает бесконечным числом коммутирующих симметрий $\{K^{[s]}\}_{s=0}^\infty$ и сохраняющихся функционалов $\{\mathcal H^{[s]}\}_{s=0}^\infty$, следовательно, она интегрируема по Лиувиллю благодаря соотношениям (3.6) и (3.8). В частности, (2.11) и (2.12) – это два простейших примера нелинейных гамильтоновых интегрируемых уравнений в этой иерархии.

4. Заключительные замечания

В представленной работе мы сформулировали класс матричных спектральных задач высокого порядка и с помощью уравнений нулевой кривизны получили связанные с ними интегрируемые иерархии. Важной составляющей предложенной конструкции является решение типа ряда Лорана для соответствующего стационарного уравнения нулевой кривизны. Получив с помощью следового тождества гамильтоновы структуры этих иерархий, мы показали, что все уравнения интегрируемы по Лиувиллю.

Заметим, что матричные спектральные задачи (2.1) являются специфическими редукциями матричных спектральных задач из работ [24]–[26] и [17], которые приводят к интегрируемым уравнениям, обобщающим уравнения Кулиша–Склянина [27]. Но остается открытым вопрос: как можно редуцировать данную матричную спектральную задачу? Не работает любой пример модификации матричной задачи (2.1), в котором $\delta\mathbf p_1^{\mathrm T}$ и $\delta\mathbf q_1^{\mathrm T}$ заменяются на $(\delta_1p_1,\ldots,\delta_mp_1)^{\mathrm T}$ и $(\delta_1q_1,\ldots,\delta_mq_1)$, где $\delta_i$ равны $\pm 1$, но не совпадают (скажем, на $(\delta p_1,\ldots,\delta p_1,-\delta p_1)^{\mathrm T}$ и $(\delta q_1,\ldots,\delta q_1,-\delta q_1)$ соответственно), так как в этом случае не существует ненулевое решение типа ряда Лорана.

С другой стороны, можно было бы обобщить предыдущие матричные спектральные задачи (2.1), включив третью пару потенциалов $p_3$ и $q_3$. Задача тогда состоит в том, чтобы найти осмысленное решение типа ряда Лорана для соответствующего стационарного уравнения нулевой кривизны. Когда спектральная матрица в спектральной задаче имеет высокий порядок, нахождение такого решения затруднительно. В нашем примере мы нашли решение с помощью техники типа глубокого обучения.

Всегда представляет интерес исследование структуры решений интегрируемых уравнений путем привлечения и использования широкого спектра методов теории солитонов. Эти методы включают подход Римана–Гильберта [28], метод одевания Захарова–Шабата [29], преобразование Дарбу [30], [31] и детерминантный подход [32], [33]. Особенно интересны редукции, опирающиеся на теорию $\tau$-функций. Специальные виды решений, такие как лампы и волны-убийцы, часто можно получить из $N$-солитонных решений путем редукции по волновому числу (см., например, [34]–[41]).

Также можно было бы рассмотреть нелокальные интегрируемые уравнения, если применить для рассматриваемых матричных спектральных задач нелокальные групповые редукции (см., например, работы [42]–[45] для новых видов нелокальных интегрируемых уравнений типа нелинейного уравнения Шредингера). Однако о нелокальных интегрируемых уравнениях известно сравнительно мало, и необходимо дальнейшее исследование.

Конфликт интересов

Автор заявляет, что у него нет конфликта интересов.

Список литературы

1. L. A. Dickey, Soliton Equations and Hamiltonian Systems, Advanced Series in Mathematical Physics, 26, World Sci., Singapore, 2003  crossref
2. M. J. Ablowitz, D. J. Kaup, A. C. Newell, H. Segur, “The inverse scattering transform-Fourier analysis for nonlinear problems”, Stud. Appl. Math., 53:4 (1974), 249–315  crossref
3. В. Г. Дринфельд, В. В. Соколов, “Алгебры Ли и уравнения типа Кортевега–де Фриза”, Итоги науки и техн. Сер. Соврем. пробл. матем. Нов. достиж., 24, ВИНИТИ, М., 1984, 81–180  mathnet  crossref  mathscinet  zmath
4. G. Z. Tu, “On Liouville integrability of zero-curvature equations and the Yang hierarchy”, J. Phys. A: Math. Gen., 22:13 (1989), 2375–2392  crossref
5. W. X. Ma, “A new hierarchy of Liouville integrable generalized Hamiltonian equations and its reduction”, Chin. J. Contemp. Math., 13:1 (1992), 79–89  zmath
6. M. Antonowicz, A. P. Fordy, “Coupled KdV equations with multi-Hamiltonian structures”, Phys. D, 28:3 (1987), 345–357  crossref  mathscinet
7. T. C. Xia, F. J. Yu, Y. Zhang, “The multi-component coupled Burgers hierarchy of soliton equations and its multi-component integrable couplings system with two arbitrary functions”, Phys. A, 343:1–4 (2004), 238–246  crossref  mathscinet
8. S. Manukure, “Finite-dimensional Liouville integrable Hamiltonian systems generated from Lax pairs of a bi-Hamiltonian soliton hierarchy by symmetry constraints”, Commun. Nonlinear Sci. Numer. Simul., 57 (2018), 125–135  crossref  mathscinet
9. T. S. Liu, T. C. Xia, “Multi-component generalized Gerdjikov–Ivanov integrable hierarchy and its Riemann–Hilbert problem”, Nonlinear Anal. Real World Appl., 68 (2022), 103667, 14 pp.  crossref
10. H. F. Wang, Y. F. Zhang, “Application of Riemann–Hilbert method to an extended coupled nonlinear Schrödinger equations”, J. Comput. Appl. Math., 420 (2023), 114812, 14 pp.  crossref
11. W. X. Ma, “Matrix integrable fourth-order nonlinear Schrödinger equations and their exact soliton solutions”, Chin. Phys. Lett., 39:10 (2022), 100201, 6 pp.  crossref
12. W. X. Ma, “Matrix integrable fifth-order mKdV equations and their soliton solutions”, Chin. Phys. B, 32:2 (2023), 020201, 6 pp.  crossref
13. W. X. Ma, “Sasa–Satsuma type matrix integrable hierarchies and their Riemann–Hilbert problems and soliton solutions”, Phys. D, 446 (2023), 133672, 11 pp.  crossref
14. W. X. Ma, “A Hamiltonian structure associated with a matrix spectral problem of arbitrary-order”, Phys. Lett. A, 367:6 (2007), 473–477  crossref  mathscinet
15. W. X. Ma, “A soliton hierarchy associated with $\mathrm{so}(3,\mathbb{R})$”, Appl. Math. Comput., 220 (2013), 117–122  crossref  mathscinet
16. W. X. Ma, “Integrable nonlocal nonlinear Schrödinger equations associated with $\mathrm{so}(3,\mathbb{R})$”, Proc. Amer. Math. Soc. Ser. B, 9 (2022), 1–11  crossref
17. W. X. Ma, “A multi-component integrable hierarchy and its integrable reductions”, Phys. Lett. A, 457 (2023), 128575, 6 pp.  crossref
18. F. Magri, “A simple model of the integrable Hamiltonian equation”, J. Math. Phys., 19:5 (1978), 1156–1162  crossref  mathscinet
19. D. J. Kaup, A. C. Newell, “An exact solution for a derivative nonlinear Schrödinger equation”, J. Math. Phys., 19:4 (1978), 798–801  crossref
20. M. Wadati, K. Konno, Y. H. Ichikawa, “New integrable nonlinear evolution equations”, J. Phys. Soc. Japan, 47:5 (1979), 1698–1700  crossref  mathscinet
21. L. A. Takhtajan, “Integration of the continuous Heisenberg spin chain through the inverse scattering method”, Phys. Lett. A, 64:2 (1977), 235–237  crossref  mathscinet
22. W. X. Ma, “The algebraic structure of zero curvature representations and application to coupled KdV systems”, J. Phys. A: Math. Gen., 26:11 (1993), 2573–2582  crossref
23. B. Fuchssteiner, A. S. Fokas, “Symplectic structure, their Bäcklund transformations and hereditary symmetries”, Phys. D, 4:1 (1981), 47–66  crossref  mathscinet
24. В. С. Герджиков, “Модели типа Кулиша–Склянина: интегрируемость и редукции”, ТМФ, 192:2 (2017), 187–206  mathnet  crossref  crossref  mathscinet  adsnasa
25. В. С. Герджиков, Нянь-Хуа Ли, В. Б. Матвеев, А. О. Смирнов, “О солитонных решениях и о взаимодействии солитонов систем Кулиша–Склянина и Хироты–Охты”, ТМФ, 213:1 (2022), 20–40  mathnet  crossref  crossref  mathscinet  adsnasa
26. V. S. Gerdjikov, A. O. Smirnov, “On the elliptic null-phase solutions of the Kulish–Sklyanin model”, Chaos Solitons Fractals, 166 (2023), 112994, 7 pp.  crossref
27. P. P. Kulish, E. K. Sklyanin, “$\rm{O}(N)$-invariant nonlinear Schrödinger equation – a new completely integrable system”, Phys. Lett. A, 84:7 (1981), 349–352  crossref  mathscinet
28. В. Е. Захаров, С. В. Манаков, С. П. Новиков, Л. П. Питаевский, Теория солитонов. Метод обратной задачи, Наука, М., 1980  mathscinet  zmath
29. E. V. Doktorov, S. B. Leble, A Dressing Method in Mathematical Physics, Mathematical Physics Studies, 28, Springer, Dordrecht, 2007  crossref
30. V. Matveev, M. A. Salle, Darboux Transformations and Solitons, Springer Series in Nonlinear Dynamics, 5, Springer, New York, 1991  crossref  mathscinet  zmath
31. X. G. Geng, R. M. Li, B. Xue, “A vector general nonlinear Schrödinger equation with ($m+n$) components”, J. Nonlinear Sci., 30:3 (2020), 991–1013  crossref  mathscinet
32. W. X. Ma, Y. You, “Solving the Korteweg–de Vries equation by its bilinear form: Wronskian solutions”, Trans. Amer. Math. Soc., 357:5 (2005), 1753–1778  crossref  mathscinet
33. T. Aktosun, T. Busse, F. Demontis, C. van der Mee, “Symmetries for exact solutions to the nonlinear Schrödinger equation”, J. Phys. A: Math. Theor., 43:2 (2010), 025202, 14 pp.  crossref
34. L. Cheng, Y. Zhang, M.-J. Lin, “Lax pair and lump solutions for the $(2+1)$-dimensional DJKM equation associated with bilinear Bäcklund transformations”, Anal. Math. Phys., 9:4 (2019), 1741–1752  crossref  mathscinet
35. T. A. Sulaiman, A. Yusuf, A. Abdeljabbar, M. Alquran, “Dynamics of lump collision phenomena to the $(3+1)$-dimensional nonlinear evolution equation”, J. Geom. Phys., 69 (2021), 104347, 11 pp.  crossref
36. W. X. Ma, “A novel kind of reduced integrable matrix mKdV equations and their binary Darboux transformations”, Modern Phys. Lett. B, 36:20 (2022), 2250094, 13 pp.  crossref
37. A. Yusuf, T. A. Sulaiman, A. Abdeljabbar, M. Alquran, “Breather waves, analytical solutions and conservation laws using Lie–Bäcklund symmetries to the $(2+1)$-dimensional Chaffee–Infante equation”, J. Ocean Eng. Sci., 8:2 (2023), 145–151  crossref
38. S. Manukure, A. Chowdhury, Y. Zhou, “Complexiton solutions to the asymmetric Nizhnik–Novikov–Veselov equation”, Internat. J. Modern Phys. B, 33:11 (2019), 1950098, 13 pp.  crossref  mathscinet
39. Y. Zhou, S. Manukure, M. McAnally, “Lump and rogue wave solutions to a $(2+1)$-dimensional Boussinesq type equation”, J. Geom. Phys., 167 (2021), 104275, 7 pp.  crossref
40. S. Manukure, Y. Zhou, “A study of lump and line rogue wave solutions to a $(2+1)$-dimensional nonlinear equation”, J. Geom. Phys., 167 (2021), 104274, 12 pp.  crossref  mathscinet
41. N. Raza, S. Arshed, A. M. Wazwaz, “Structures of interaction between lump, breather, rogue and periodic wave solutions for new $(3+1)$-dimensional negative order KdV-CBS model”, Phys. Lett. A, 458 (2023), 128589, 9 pp.  crossref
42. W. X. Ma, “Reduced non-local integrable NLS hierarchies by pairs of local and non-local constraints”, Int. J. Appl. Comput. Math., 8:4 (2022), 206, 17 pp.  crossref
43. W. X. Ma, “Soliton hierarchies and soliton solutions of type $(-\lambda^*,-\lambda)$ reduced nonlocal integrable nonlinear Schröodinger equations of arbitrary even order”, Partial Differ. Equ. Appl. Math., 7 (2023), 100515, 6 pp.  crossref
44. W. X. Ma, “Integrable non-local nonlinear Schrödinger hierarchies of type $(-\lambda^*,\lambda)$ and soliton solutions”, Rep. Math. Phys., 92 (2023), 2350098, 16 pp.
45. W. X. Ma, “Soliton solutions to reduced nonlocal integrable nonlinear Schrödinger hierarchies of type $(-\lambda,\lambda)$”, Int. J. Geom. Methods Mod. Phys., 20 (2023) (to appear)

Образец цитирования: Вэнь-Сю Ма, “Четырехкомпонентные интегрируемые иерархии гамильтоновых уравнений с парами Лакса ($m+n+2$)-го порядка”, ТМФ, 216:2 (2023), 315–325; Theoret. and Math. Phys., 216:2 (2023), 1180–1188
Цитирование в формате AMSBIB
\RBibitem{Ma23}
\by Вэнь-Сю~Ма
\paper Четырехкомпонентные интегрируемые иерархии гамильтоновых уравнений с~парами Лакса ($m+n+2$)-го порядка
\jour ТМФ
\yr 2023
\vol 216
\issue 2
\pages 315--325
\mathnet{http://mi.mathnet.ru/tmf10489}
\crossref{https://doi.org/10.4213/tmf10489}
\mathscinet{http://mathscinet.ams.org/mathscinet-getitem?mr=4634816}
\adsnasa{https://adsabs.harvard.edu/cgi-bin/bib_query?2023TMP...216.1180M}
\transl
\jour Theoret. and Math. Phys.
\yr 2023
\vol 216
\issue 2
\pages 1180--1188
\crossref{https://doi.org/10.1134/S0040577923080093}
\scopus{https://www.scopus.com/record/display.url?origin=inward&eid=2-s2.0-85169091475}
Образцы ссылок на эту страницу:
  • https://www.mathnet.ru/rus/tmf10489
  • https://doi.org/10.4213/tmf10489
  • https://www.mathnet.ru/rus/tmf/v216/i2/p315
  • Эта публикация цитируется в следующих 56 статьяx:
    Citing articles in Google Scholar: Russian citations, English citations
    Related articles in Google Scholar: Russian articles, English articles
    Теоретическая и математическая физика Theoretical and Mathematical Physics
    Статистика просмотров:
    Страница аннотации:147
    PDF полного текста:10
    HTML русской версии:54
    Список литературы:46
    Первая страница:8
     
      Обратная связь:
     Пользовательское соглашение  Регистрация посетителей портала  Логотипы © Математический институт им. В. А. Стеклова РАН, 2024