Full Text
1. Постановка задач и содержание работы
Пусть — область (фиг. 1a) в евклидовом пространстве , , совпадающая со связным цилиндром вне слоя при некотором , однако , т.е. стенки волновода обязательно локально деформированы. Сечение w имеет компактное замыкание а граница липшицева. Кроме того, — периодический, квантовый или акустический (см. [1] и [2] соответственно) волновод, образованный сдвигами ячейки периодичности
(1)
т.е.
(2)
Фиг. 1. Волновод с резонатором (a) и тонкий цилиндр с периодическим семейством узлов (б).
Масштабированием период сведен к единице, а значит, сделаны безразмерными декартовы системы координат и в , а также все геометрические параметры, в частности малый , причем величина зафиксирована так, что и волновод имеет изображенный на фиг. 1б вид. Подобные формы можно обнаружить у линий высоковольтных передач с шарами-маркерами на проводах (предупреждение пилотам) или у деревянных и медных духовых инструментов (при закрытых клапанах). Список объектов можно расширить, придав размеру порядок единицы и сделав период большим.
В тонком периодическом волноводе с периодически деформированными стенками рассмотрим спектральную задачу Дирихле или задачу Неймана:
(3)
(4)
и ее вариационную формулировку (см. [3, 4])
(5)
Здесь и — оператор Лапласа, — спектральный параметр, — производная вдоль внешней нормали, определенная почти всюду на липшицевой поверхности , — натуральное скалярное произведение в пространстве Лебега , а и — пространства Соболева, но в случае для функций и выполнено (устойчивое) условие Дирихле (4) . Условие Неймана (4) является естественным (терминология [4]) и не включено в пространство при .
Билинейная форма из левой части интегрального тождества (5) симметрична, положительна и замкнута в , и, следовательно, согласно [5, гл. 10] задача (5) (или (3), (4) в дифференциальной постановке) соотносится с положительным неограниченным самосопряженным оператором в гильбертовом пространстве . Ввиду отсутствия компактности у множества (2) спектр оператора существенный. Известно (см. [6, 7, 8, 9] и др.), что
(6)
а спектральные сегменты
(7)
определены по собственным значениям
(8)
вспомогательной задачи на ячейке периодичности (1), полученной из задачи (3), (4) посредством преобразования Гельфанда [10] и зависящей от его двойственной переменной — параметра Флоке :
(9)
(10)
(11)
При этом — мнимая единица, — сечение тонкого конечного цилиндра , — торцы ячейки, а вариационная постановка задачи (9)(11) при
(12)
осуществляется на пространстве функций , подчиненных условию Дирихле (11) в случае и первому условию квазипериодичности (10) при . По-прежнему задаче (12) ставится в соответствие положительный самосопряженный оператор в , однако по причине компактности вложения (область ограничена) теоремы 10.1.5 и 10.2.1 из [5] гарантируют, что спектр оператора оказывается дискретным и образует последовательность (8) нормальных собственных значений задачи (12) или (9)(10). Более того, функции
непрерывны и 2p-периодичны (см. [10, 11]), а значит, в самом деле — компактные связные множества на замкнутой положительной полуоси . Наконец,
(13)
Собственные функции подчиним условиям ортогональности и нормировки
(14)
где — символ Кронекера.
Посредством асимптотического анализа собственных пар задачи (9),(10) в тонкой сингулярной области (см. [12, гл. 15, 16; 13; 14 и др.]) найдены геометрические характеристики (положение и размеры) спектральных сегментов (7) и условия раскрытия лакун между соседними сегментами и , т.е. непустоты интервала
. (15)
Асимптотическое строение спектров задач Дирихле и Неймана разнится существенно. Так, в силу формул (13) спектр примыкает к началу координат, но, как станет понятно далее, спектр удален на большое расстояние от точки . В спектре задачи (3), (4) спектральные сегменты имеют длину и между ними могут быть раскрыты лакуны шириной (теорема 1). Спектральные сегменты , наоборот, обладают бесконечно малыми при длинами: порядка в среднечастотном диапазоне и порядка в высокочастотном. Соответственно ширина лакун (15) в спектре задачи Дирихле (3), (11) составляет и (теорема 2). Впрочем, в обоих случаях бывают исключения — некоторые лакуны закрываются или приобретают меньшие по порядку размеры.
Первостепенное значение в проведенном спектральном анализе приобретает явление пограничного слоя, описываемое задачами Неймана и Дирихле в бесконечной области на фиг. 1a (см. разд. 2 и разд. 4). В случае краевого условия Неймана дискретный спектр пуст, непрерывный — замкнутая положительная полуось и реализуется правильный пороговый резонанс кратности 1, однако в случае условий Дирихле известны примеры волноводов с непустым дискретным спектром и пороговыми резонансами разных качеств. Далее вскрыты три механизма раскрытия лакун, представленных в разд. 3 и разд. 5 с различной степенью детализации.
Механизм, наиболее сложный как в части формальных асимптотических конструкций, использующих разномасштабные разложения, так и в части их оправдания, требующего рассмотрения нескольких зон изменения переменной Флоке, представлен в разд. 3 на примере задачи Неймана (см. также п. 5, 3°, по поводу задачи Дирихле). Он позволяет изучить образование узких лакун вследствие распадения узлов ферм дисперсионных кривых, т.е., в частности, анализирует иррегулярные возмущения спектральных сегментов. Второй и третий механизмы целиком относятся к задаче Дирихле (см.п. 5, 1° и п. 5, 2°) и имеют дело с обратным, но регуляризованным процессом “схлопывания” спектрального сегмента в точку при . Подобные эффекты возникают при наличии дискретного спектра или отсутствии правильного порогового резонанса в спектральной задаче Дирихле для оператора Лапласа в бесконечном волноводе , причем исчезающе малые сегменты чередуются с широкими лакунами. Следует признаться, что последствия возникновения пороговых резонансов (см. разд. 4 и п. 5, 3°) не исследованы досконально потому, что, с одной стороны, гипотетически их проявления весьма разнообразны, но с другой стороны, во многих случаях до сих пор неизвестны конкретные формы, для которых те или иные возможности реализуются в геометрически просто устроенных квантовых волноводах. Вместе с тем автор вполне уверен, что акустическим и квантовым волноводам присущи именно описанные три механизма раскрытия спектральных лакун при сингулярных периодических возмущениях их изначально цилиндрической формы.
2. Пограничный слой в задаче Неймана
Разрешимость и свойства решений задачи в волноводе (фиг. 1a)
(16)
изучены целиком (см. [9, гл. 5; 15; 2] по поводу общих формально самосопряженных эллиптических краевых задач и переложение результатов для оператора Лапласа, например, в [16]). Поэтому ограничимся перечислением специальных решений при и , востребованных в следующем разделе при построении асимптотик.
Пространство решений однородной ( ) задачи (16) с полиномиальным ростом на бесконечности имеет размерность 2 (по числу выходов области на бесконечность) и натянуто на функции и : постоянную и заданную своим разложением на бесконечности
(17)
Здесь — остаток, затухающий при с экспоненциальной скоростью, через обозначена ( )-мерная площадь сечения ω цилиндра Ω, — срезающая функция,
(18)
а — некоторая величина, зависящая от формы области в целом и являющаяся аналогом таких классических интегральных характеристик множеств в гармоническом анализе, как емкость и тензоры виртуальной массы и поляризации (см., например, [17]).
Решение задачи (16) при обладает квадратичным ростом на бесконечности и представимо в виде
(19)
где — затухающий остаток, — еще одна характеристика области , уже чисто геометрическая (см. предложение 1), а постоянная далее востребована не будет.
Поясним строение неубывающих членов в формулах (17) и (19). Во-первых, одинаковые множители при мономе нужны для обращения в нуль потока гармонической функции на бесконечность (сумма интегралов по сечениям w от производных при ). Во-вторых, метод Фурье предопределяет при у решения линейные составляющие с какими-то однако добавление к нему постоянной позволяет добиться представления (17) с общим коэффициентом . Наконец, в разложении какого-либо решения задачи (16) с правой частью появляются квадратные трехчлены с некоторыми множителями но присоединение к ним линейной комбинации с подходящими коэффициентами придает функции вид (19). Подчеркнем, что предложенный выбор поведения при фиксирует единственным образом решения и W, а значит, и характеристики и волновода X, которые играют особую роль в асимптотическом анализе спектра задачи (3), (4). Обсудим свойства этих характеристик.
Следующие две формулы проверены в [16] для волноводов более общего строения, однако ввиду их важности и для удобства читателя приведем сжатые доказательства. Обозначим через минимальные величины, при которых (ср. фиг. 2)
(20
Фиг. 2. Цилиндры с утончением (a) и утолщением (б). Возмущение полосы при сохранении площади резонатора, отсеченного штрихпунктирными линиями (в).
Множество называем резонатором волновода ; — его -мерный объем. Остальная часть (20) — два полубесконечных цилиндрических рукава . Соответственно мелкий узел тонкой области получается сжатием множества в раз.
Предложение 1. Верны соотношения
(21)
(22)
Доказательство. Применим формулу интегрирования по частям в длинном ( ) усеченном волноводе :
Отсюда вытекает соотношение (22). Теперь введем непрерывную функцию , совпадающую с на Q, но равную на . Она сохраняет гармоничность внутри Q и , а также обладает конечным интегралом Дирихле на этих множествах, поскольку стабилизируется при к постоянным . Вместе с тем у ее производной появились скачки
на сечениях . Таким образом, формулы Грина показывают, что
Неравенство (21) также доказано.
Формула (22) позволяет легко вычислить величину , но формула (21) дает мало информации о величине . Обсудим специфические волноводы, изображенные на фиг. 2a и б.
(i) Сужение участка волновода: (фиг. 2a). Пусть и . Заметим, что в силу равенства (22). Введем функцию
(23)
Имеем
(24)
Здесь применена формула интегрирования по частям в областях и X, причем в силу определений (17) и (23), а — производная вдоль внутренней нормали для С другой стороны,
(25)
Сначала воспользовались тем, что и на S, а затем применили формулу Грина в усеченном волноводе и вычислили возникшие интегралы по удаленным ( ) сечениям, подставив разложения функций и .
Соотношения (25) и (24) показывают, что .
(ii) Расширение участка волновода: (фиг. 2б). Пусть . При помощи равенства (22) находим . Введем функцию совпадающую с на но заданную равенством (23) на цилиндре Ω. Эта функция приобретает скачок на поверхности , но при (скачки вычисляются в направлении обратном внешней нормали для тела X). Сразу же получаем соотношение
Поскольку на , аналогично выкладке (25) выводим цепочку равенств
В итоге обнаруживаем, что, как и в ситуации (i), характеристики и имеют разные знаки и не обращаются в нуль.
При построении асимптотик в разд. 3 важную роль играют величины
26)
Предложение 2. 1) В силу предложения 1 справедливо неравенство
т.е. при фиксированной “ширине” и большом объеме волновода X.
2) В ситуациях (i) и (ii) (фиг. 2a и б) величина отрицательна и положительна соответственно, но существуют такие волноводы X, что .
К сожалению, для произвольной формы резонатора Q знаки величин неизвестны. Они непрерывно изменяются при регулярной вариации поверхности [11, гл. 6, 5], и поэтому действительно у волноводов каких-то конкретных форм. Пример области X, для которой , не найден.
Замечание 1. Пусть и — единичная полоса, т.е. w — отрезок единичной длины. Придадим ее стороне пологое локальное возмущение:
(27)
При этом — малый положительный параметр, а профильная функция обладает нулевым средним (см. фиг. 2в) и, значит,
Асимптотику при решения однородной задачи (16) в регулярно возмущенной полосе (27) (см. [11, гл. 6,5]) ищем в виде
(28)
Поскольку
на искривленной стенке волновода, для поправочного члена получаем задачу
(29)
Заметив, что и , находим ограниченное решение задачи Неймана (29)
(30)
а коэффициент вычисляем следующим образом:
(31)
Найдем третий член анзаца (28). При учете формулы Тейлора
обнаруживаем, что правая часть условия Неймана в задаче
принимает вид
Функция обладает нулевым средним, а коэффициент в аналогичном (30) разложении ограниченного решения вычисляется по формуле (ср. выкладку (31))
Следовательно, при пологом возмущении полосы, не изменяющем объем волновода, для величин (26) выполнены соотношения
Подчеркнем, что приемы, разработанные в [18, 19], позволяют построить нетривиальный профиль деформированной стенки волновода (27), при котором
3. Спектр акустического волновода
Алгоритм построения асимптотики собственных пар задачи Неймана (9)–(11) разработан в полной мере (см. [12, гл. 15, 16; 20; 14; 21; 22] и др.). В частности, известно, что главные члены асимптотических анзацев
(32)
(33)
в которых многие ингредиенты далее востребованы не будут, а многоточие замещает младшие члены, “не замечают” малое локальное возмущение тонкой области и удовлетворяют следующей задаче для обыкновенного дифференциального по переменной уравнения на оси цилиндра :
(34)
Следовательно,
(35)
Соответствующие дисперсионные кривые, составляющие бесконечную ферму шириной 2p, изображены на фиг. 3a.
Фиг. 3. Фермы дисперсионных кривых (a) и (в) предельной задачи при разных определениях параметра Флоке. Узлы помечены значками o и g, но масштаб в вертикальном направлении не соблюден. Ферма дисперсионных кривых исходной задачи (б), а лакуны — проекции тонированных прямоугольников на ось ординат. Вспомогательные штрихпунктирные линии (a).
При нахождении поправочного члена анзаца (32) приходится учитывать малые возмущения формы ячейки , для чего применим метод сращиваемых асимптотических разложений (см. [23; 24; 12, гл. 2] и др.), и в качестве внутреннего, приемлемого в непосредственной близости от узла , разложения возьмем линейную комбинацию с неизвестными коэффициентами
(36)
Анзац (33) интерпретируем как внутренние разложения (их два — на отрезках и к которым следует применить формулу Тейлора
(37)
В формуле (37) были приняты во внимание явные выражения (35), но в сумме (36) — только в последнем слагаемом.
Произведем сращивание принятых разложений в промежуточных зонах и обнаружим, что в силу представления (17) решения задачи (16) слагаемые порядка единицы уже согласованы, а согласование слагаемых порядка приводит к соотношениям
которые превращаем в условие скачка решения
(38)
При сращивании разложений на уровне нужно учесть формулы (37) и (36), (19). Слагаемые порядка оказываются согласованными автоматически, а согласование слагаемых порядка порождает соотношения
В итоге выводим условие скачка производной решения
(39)
замыкающее задачу для поправочных членов анзацев (32) и (33):
(40)
Если — простое собственное значение, то выполнение (единственного) условия разрешимости задачи (38)–(40)
влечет за собой формулу для поправочного слагаемого анзаца (32)
(41)
Соотношение (41) показывает, что в зависимости от знака величины (см. определение (26), а также предложение 2 и замечание 1) участки дисперсионных кривых между точками их пересечений и изломов, помеченных значками и половинками значков на фиг. 3a, сдвигаются вверх или вниз на фиг. 3б. Нижняя дисперсионная дуга также деформируется, но точка остается неподвижной по причине последнего сомножителя в правой части (41). Вместе с тем поведение кривых около самих узлов
(42)
(напоминаем, что 2p-периодичность отождествляет точки ±p), требует более тщательного анализа хотя бы потому, что собственные значения
(43)
двукратные. Подчеркнем, что узлы (42), заданные разными выражениями, по сути не отличаются один от другого — это нетрудно усмотреть на фиг. 3в, где новая ферма, полученная допустимой заменой параметра Флоке содержит целые значки , но рассеченные значки
Следуя [25] (см. также [26, 27, 19] и др.), согласованно с формулой (42) введем “быструю” переменную Флоке
Рассмотрим узлы на оси ординат — узлы обрабатываются по той же схеме (см. замечание 2 и ср. [25], где была использована именно “ферма” на фиг. 3в). Индекс по возможности не пишем.
Общее решение задачи (34) с параметром (новое обозначение) принимает вид
(44)
В окрестности каждого из узлов у задачи (9)–(11)N имеется пара собственных значений, для которых примем асимптотические анзацы
(45)
Внешние разложения для соответствующих собственных функций ищем в виде
(46)
где — линейная комбинация (44) с неизвестным столбцом коэффициентов . Выражение (36) с понятными изменениями по-прежнему выберем как внутреннее разложение около мелкого узла Gh. В результате для поправочных членов анзацев (45) и (46) выводим уравнение
(47)
с полученными прежним способом условиями скачков
(48)
При условия квазипериодичности (10) становятся обычными условиями периодичности, однако ввиду малого возмущения параметра Флоке и формулы они теперь оказываются неоднородными:
(49)
Поскольку собственное значение двукратное, у задачи (47)–(49) появляются два условия разрешимости, которые при помощи формулы Грина, а также неоднородных точечных условий превращаем в систему двух ( ) алгебраических уравнений для столбца :
с матрицей
собственные значения которой имеют вид
(50)
Эта формула содержит обе величины (26), причем предположение показывает, что
В итоге видим, что вблизи узла две пересекающиеся предельные дисперсионные кривые (см. формулу (42) и фиг. 3a) распадаются и согласно определению (15) раскрывают лакуну при малом так, как указано на фиг. 3б для случая . При такой вывод сделать нельзя, поскольку согласно (50) графики функций остаются пересекающимися прямыми, а их общая точка пересечения сдвигается вдоль оси ординат по закону (41).
Замечание 2. Узлу и соответствующему собственному значению
(51)
из списка (43) отвечают следующие две собственные функции предельной задачи (34):
Повторение вычислений показывает, что выражение (50) для поправочного члена анзаца (45) сохраняется, но содержит новый множитель (51).
Сформулируем результат проведенного асимптотического анализа, а затем прокомментируем процедуру обоснования асимптотических формул.
Теорема 1. Пусть (см. формулы (26), (17), (19) и предложение 2). Для каждого найдутся такие положительные и , что при в спектре (6) оператора задачи (3), (4) раскрыта лакуна
шириной . При количество раскрытых лакун (15) неограниченно возрастает, а соседние и отделены одна от другой спектральным сегментом с длиной .
Обоснование индивидуальных асимптотик собственных пар задачи (9)–(11) , т.е. вывод оценок асимптотических остатков в представлении (32) собственного значения и в подходящим образом “склеенных” разложениях (33) и (36) собственной функции (см. [24; 12, гл. 2] и др.) проводится по стандартной, неоднократно опубликованной и подробно прокомментированной схеме, включающей применение леммы о “почти собственных” значениях и векторах (см. [28]), а также проверке утверждения о сходимости
Реализация этих элементов схемы для рассмотренной задачи Неймана не встречает сколь-нибудь заметных затруднений (ср. [14, 16]). Осложнения возникают при асимптотическом анализе спектральных сегментов и лакун: для оправдания асимптотики концевых точек интервалов (15) нужны равномерные относительно параметра оценки. В [18] и [19] предложено несколько подходов к преодолению препятствий. Каждый из них вполне доступен в рассматриваемой задаче (например, достаточно проверить простой факт: для пар , взятых со штрихпунктирных линий на фиг. 3в и удаленных от предельных дисперсионных кривых, задача (9)–(11) однозначно разрешима). Вместе с тем их исполнение достаточно громоздко, но в значительной степени повторяет уже публиковавшиеся рассуждения и выкладки. Избегая крупных заимствований, воспроизведем в п. 5, лишь наиболее краткий из способов вывода равномерных по параметру Флоке оценок асимптотических остатков в представлениях собственных значений.
4. Пограничный слой в задаче Дирихле
Спектр квантового волновода X (фиг. 1a), описываемого задачей Дирихле
(52)
исследован полностью (см., например, обширный список литературы в [1]). Сообщим сведения, используемые в следующем разделе.
Непрерывный спектр оператора задачи (52) — луч точка отсечки которого — первое собственное значение задачи Дирихле для оператора Лапласа на сечении w цилиндра W; соответствующую собственную функцию нормируем в пространстве Лебега
В ситуации (i) (фиг. 2a) дискретный спектр пустой (следствие неравенства Фридрихса: первое собственное значение смешанной краевой задачи для оператора Лапласа на резонаторе превосходит но в ситуации (ii) (фиг. 2б) в есть хотя бы одна точка. Более того, размерность дискретного спектра волновода с увеличивающимся резонатором неограниченно возрастает при (см. [29]). Ввиду устойчивости собственных значений внутри дискретного спектра его насыщение может происходить исключительно вследствие отцепления собственных значений от точки отсечки непрерывного спектра, которое обязательно сопровождается возникновением порогового резонанса (см. [30, 14, 31] и др.). Сам пороговый резонанс случается тогда, когда у задачи (52) с параметром имеется ограниченное решение
(53)
где помимо привлечения собственной функции и коэффициентов обозначения вполне аналогичны использованным в формуле (17), в частности, — срезки (18). Если и функция (53) затухает на бесконечности, то — истинная собственная пара задачи (52). Если же и функция (53) только стабилизируется при , то пороговый резонанс называется правильным (терминология из [31]). Как неоднократно отмечалось в предшествующих публикациях (см., например, [13; 14; 12, гл. 16]) и станет понятно в разд. 5, отсутствие или наличие порогового резонанса, а также его качество существенно влияют на асимптотическое строение спектра задачи (9), (10).
Пороговый резонанс заведомо отсутствует для волновода на фиг. 2a, т.е. в ситуации (i) (см. достаточное условие из [32] или первый критерий в [33]). Пример волновода с раздувающимся резонатором показывает, что существует такая положительная неограниченная монотонно возрастающая последовательность что в волноводах реализуются пороговые резонансы. Другой способ образования резонанса состоит в возмущении прямого цилиндра , для которого наличие простого правильного порогового резонанса очевидно: нужное решение (53) имеет вид и . Именно, в [31] разработана процедура поиска такой профильной функции (ср. замечание 1), что при малом деформация стенки вдоль нормали на величину порождает правильный пороговый резонанс или делает точку отсечки собственным значением задачи (52) в . Вместе с тем следует подчеркнуть, что пороговый резонанс в задаче Дирихле — явление редкое и неустойчивое, т.е. ситуация общего положения — его отсутствие.
При зеркальной симметрии цилиндра Ω и резонатора G относительно гиперплоскости можно превратить порог в собственное значение задачи (52) в при раздутии резонатора путем постановки искусственных условий Дирихле на рассекающей поверхности (см. [34]), которые сдвигают вверх точку отсечки а увеличение размера резонатора отцепляет от точки собственные значения задачи Дирихле в верхней половине волновода и спускает их вниз до нуля при . Таким образом, они многократно пересекают исходную точку отсечки а нечетное продолжение соответствующих собственных функций через порождает собственные пары в исходном волноводе . Разумеется, при богатой геометрической симметрии сечения w точку отсечки можно сделать кратным собственным значением, т.е. придать пороговому резонансу любую заданную наперед кратность.
Кратность правильного порогового резонанса не может превосходить двух, т.к. в разложении незатухающего решения (53) фигурирует лишь пара коэффициентов и К сожалению, до сих пор не опубликован пример квантового волновода с двумя цилиндрическими выходами на бесконечность, у которого реализуется правильный пороговый резонанс с кратностью 2, т.е. у задачи (52) есть решения (53) с векторами коэффициентов и Отметим, что у задачи Неймана пороговый резонанс в точке всегда имеет кратность 1 и является правильным, что и породило возникшие в разд. 3 асимптотические анзацы. В [35] приведен акустический волновод довольно причудливой формы, у которого на втором простом пороге внутри непрерывного спектра возникает двукратный правильный пороговый резонанс, однако соответствующие конструкции непригодны для условий Дирихле.
Если правильный пороговый резонанс отсутствует, то у задачи (52) появляются два ( ) решения с линейным ростом в рукавах и , а именно
(54)
Матрица K, составленная из (вещественных) коэффициентов разложений (54) и имеющая размер , симметричная (см. [36]). Если же правильный пороговый простой (его кратность равна 1), то в дополнение к ограниченному решению (53) у задачи (52) есть решение с таким поведением на бесконечности:
(55)
Коэффициенты разложений (55) и (53) подчинены связям
(56)
причем первая возникает по необходимости (проверяется применением формулы Грина в усеченном волноводе и предельным переходом ср. разд. 2), а последняя достигается прибавлением слагаемого с подходящим множителем C и фиксирует функцию .
Подчеркнем, что размерность пространства решений с полиномиальным ростом на бесконечности у однородной задача (52) на пороге равна двум (количество выходов на бесконечность у X), т.е. во всех рассмотренных ситуациях указан базис в этом пространстве. К сожалению, из-за того, что в уравнении Гельмгольца из задачи Дирихле (52), для коэффициентов представлений указанных специальных решений недоступны сколь-нибудь полезные интегральные формулы, похожие на полученные в разд. 2 для задачи Неймана (16), в которой в уравнении Лапласа. Таким образом, асимптотические конструкции в разд. 5 носят условный характер.
5. Спектр периодического квантового волновода
Как упоминалось, асимптотическое строение спектра задачи Дирихле (9)–(11) существенно зависит от того, есть ли дискретный спектр у задачи (52) в бесконечном квантовом волноводе X и возникает ли у нее пороговый резонанс. Разберем несколько ситуаций, упомянутых в разд. 4.
5.1. Точки дискретного спектра
Как упоминалось, асимптотическое строение спектра задачи Дирихле (9)–(11) существенно зависит от того, есть ли дискретный спектр у задачи (52) в бесконечном квантовом волноводе X и возникает ли у нее пороговый резонанс. Разберем несколько ситуаций, упомянутых в разд. 4.
5.1. Точки дискретного спектра
Пусть дискретный спектр задачи (52) состоит из точек
(57)
на интервале Согласно [14] (см. также [13] и [12, гл. 16]), в этом случае формальная асимптотика собственных пар задачи (9)–(11) выглядит просто:
(58)
Здесь — собственная функция задачи (52), отвечающая ее собственному значению а равная единице при Благодаря экспоненциальному затуханию функций при результаты из [14; 12, гл. 16], а также упоминавшаяся в конце разд. 3 лемма о “почти собственных” значениях и векторах (см. [28]) позволяет при фиксированном параметре Флоке установить оценки для асимптотических остатков в представлениях (58)
(59)
где — некоторые положительные показатели. Выбрать общий для всех множитель в оценках (59) позволяет следующее утверждение.
Предложение 3. Пусть при некоторых , и . Тогда найдутся такие положительные и не зависящие от параметра числа , и , что при для нормированной в пространстве собственной функции задачи (9)–(11) верна весовая оценка
(60)
Доказательство. Индексы , и параметр не пишем. Введем кусочно-гладкую непрерывную весовую функцию , равную при , при и на мелком узле . Заметим, что
(61)
В интегральное тождество (12) подставим пробную функцию , где . Условия квазипериодичности сохраняются потому, что весовая функция приобретает одинаковые постоянные значения около торцов ячейки . После неоднократного коммутирования оператор-градиента с весовой функцией приходим к равенству
Отсюда при учете условия нормировки (14), формул (61) и неравенства Фридрихса
проинтегрированного по , выводим оценку
(62)
В силу условия, наложенного на собственное значение, видим, что левая часть соотношения (62) не превосходит . Числа , и берем настолько малыми, чтобы множитель, выделенный фигурными скобками в последней строке формулы (62), был положителен при . Для проверки неравенства (60) осталось сделать несложные преобразования, причем при оценивании нормы производной еще раз применить формулы (61). Предложение доказано.
Убедимся в равномерной относительно параметра ограниченности множителя из оценок (59). Благодаря установленному экспоненциальному затуханию собственных функций максиминимальный принцип (см., например, [5, теорема 10.2.2])
(63)
в котором — любое подпространство в с коразмерностью p – 1, позволяет доказать неравенство с общей для всех мажорантой
(64)
В самом деле, согласно предложению 3 и условиям ортогональности и нормировки (14), произведения удовлетворяют соотношениям
Следовательно, эти произведения остаются линейно независимыми. В итоге каждое подпространство из (63) содержит нетривиальную линейную комбинацию
которая попадает в пространство при любом параметре q2, так как согласно определению срезающей функции c указанные произведения обращаются в нуль около торцов ячейки и потому удовлетворяют условиям квазипериодичности (11) при любом q. Наконец, весовая оценка (60) позволяет обработать дробь Рэлея из формулы (63) и получить соотношение
Поменяв ролями параметры и q1, приходим к неравенству (64), которое вместе с первой оценкой (59) обеспечивает первую часть формулируемой ниже теоремы 2.
5.2. Пороговый резонанс отсутствует
В силу результата из [14] (см. также [13; 12, гл. 16] по поводу общих краевых задач) в указанном случае предельными краевыми условиями в точке оказываются условия Дирихле. Поэтому примем следующие асимптотические анзацы для собственных пар задачи (9)–(11)D:
(65)
(66)
Как упоминалось, функция удовлетворяет условиям
(67)
но функции разрешено иметь скачок в точке . При этом в качестве внутреннего разложения около узла возьмем линейную комбинацию решений (54) задачи (52)
(68)
Подстановка анзацев (65) и (66) в равенства (9)–(11) на ячейке и ее границе вне ядра дает соотношения
(69)
(70)
а решениями задачи (69), (70), (67) служат такие пары при :
Зависимость собственных функций от переменной Флоке фиктивная — она устраняется естественным переходом к задаче Дирихле на интервале .
Поправочные члены анзацев определяются из уравнения
с прежними условиями квазипериодичности (70) и неоднородными условиями Дирихле, проистекающими от согласования внешних разложений (66) с внутренним (68) при учете представлений (54) решений задачи (52), а именно
(71)
Как обычно, условие разрешимости сформированной задачи, единственное в силу простоты собственного значения, вместе с соотношениями (70) и (71) обеспечивают формулу
(72)
для поправочного члена порядка в анзаце (65). Оценка асимптотического остатка в анзаце обеспечена, например, результатами из [14], а равномерная относительно ограниченность множителя проверяется при помощи подходов из [18] или [16].
Сформулируем утверждение, заканчивающее асимптотический анализ из этого и предыдущего пунктов.
Теорема 2. Пусть дискретный спектр задачи (52) состоит из точек (57) и у нее отсутствует пороговый резонанс.
1. При и сегменты в спектре задачи (9)–(11) содержатся в отрезках . Здесь hj, и — некоторые положительные числа. Если (например, j = 1), то между сегментами и раскрыта спектральная лакуна шириной .
2. При и найдутся такие положительные числа и cq, что при справедливо включение где — точка отсечки непрерывного спектра задачи (52), а — коэффициент в разложениях (54) ее решений Между соседними сегментами и раскрыта спектральная лакуна шириной .
3. Лакуна раскрыта наверняка и имеет ширину
Замечание 3. 1. Если — собственное значение задачи (52) с кратностью то осталось неизвестным, раскрыты или нет лакуны между спектральными сегментами В случае симметрии волновода X относительно плоскостей несколько сегментов совпадают и лакун между ними, разумеется, нет. В общей ситуации для ответа на вопрос о раскрытии лакун нужно построить младшие асимптотические члены собственных значений (8) задачи (9)–(11)D, которые (члены) привлекают характеристики волновода X, отличающиеся от введенных в разд. 4, и потому в данной статье не вычисляются, хотя соответствующие итерационные процессы известны (см., например, [12]).
2. Если — собственное значение оператора задачи (52), вкрапленное в его непрерывный спектр но правильный пороговый резонанс отсутствует, то в спектре (6) задачи (9)–(11)D появляется сегмент с некоторым числом Первое утверждение теоремы 2 сохраняется полностью, во втором нужно сделать замену а вместо одной лакуны в третьем утверждении обнаруживаются две лакуны и у которых ширина равна и соответственно.
3. Согласно формуле (72), диагональные элементы матрицы коэффициентов представлений (54) определяют положение сегментов а антидиагональные элементы — их размеры. В случае длина сегментов уменьшается по крайней мере до
5.3. Простой правильный пороговый резонанс
Пусть у задачи (52) с параметром имеются решения (54) и (55), но захваченных волн нет, т.е. точка отсечки не является собственным значением. Тогда асимптотические анзацы (65) и (66) для собственных пар задачи (9)–(11)D остаются прежними. Для главных асимптотических членов и по-прежнему верны уравнения (69) и условия квазипериодичности (70), однако процедура сращивания обеспечивает новые условия скачков в точке Именно, согласование внутреннего разложения
с внешними разложениями (66), к главным членам которых применена формула Тейлора
после исключения неизвестных коэффициентов и приводит к таким равенствам:
(73)
Оба коэффициента не могут обратиться в нуль, так как по предположению решение (53) не попадает в пространство . Если
то соответственно , или , в согласии с первой связью (56). Следовательно, условия сопряжения (73) распадаются и, превращаясь в краевые условия
делают задачу (69), (70), (73) с вещественным параметром Флоке формально самосопряженной, а дисперсионные кривые в этой задаче — прямыми отрезками , . В итоге, как и при отсутствии порогового резонанса, спектр (6) исходной задачи (9)–(11) на тонкой ячейке периодичности состоит из коротких сегментов (7), разделенных широкими лакунами (15). Вычисление размеров сегментов и лакун почти дословно повторяет выкладки из п. 3, 2°, — воспроизводить их не будем.
Обратимся теперь к ситуации
(74)
и перепишем условия сопряжения (73) следующим образом:
(75)
Задача (69), (70), (75) с параметром Флоке по-прежнему формально самосопряженная, а ее дисперсионные кривые находятся из трансцендентного уравнения:
(76)
В случае соотношения (75) превращаются в условия непрерывности, а решения уравнения (76) заданы первой формулой (35), т.е. ферма дисперсионных кривых принимает тот же вид, что и на фиг. 3a. При ферма искажается, а простые выражения (42) для ее узлов пропадают. Несмотря на то, что в целом изучение расцепления узлов искаженной фермы требует применения той же асимптотической процедуры, что и в разд. 3, отсутствие необходимой информации о кратных собственных значениях и специальных решениях (55), (54) (ср. выражения (41)–(43) и предложения 1, 2 в случае условий Неймана) делает доступные результаты условными, а финальные формулы — излишне громоздкими и потому бесполезными. Впрочем, имеется один случай в формуле (74), для которого выкладки и результаты мало отличаются от представленных в разд. 3. При этом требуемое соотношение реализуется, например, тогда, когда правильный пороговый резонанс возникает в задаче Дирихле на уполовиненном волноводе .