WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

САНКТ-ПЕТЕРБУРГСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ

На правах рукописи

ДЕНИСОВА Ирина Владимировна

Движение двух вязких несмешивающихся жидкостей

01.01.02 – дифференциальные уравнения, динамические системы и оптимальное управление

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Санкт-Петербург 2012

Работа выполнена в Учреждении Российской академии наук Институте проблем машиноведения РАН (г. Санкт-Петербург).

Научный доктор физико-математических наук, консультант: профессор Солонников Всеволод Алексеевич ( СанктПетербургское отделение Математического института им. В. А. Стеклова Российской академии наук).

Официальные член-корреспондент РАН, профессор оппоненты: Пухначёв Владислав Васильевич (Институт гидродинамики им. М. А. Лаврентьева СО РАН);

доктор физико-математических наук, профессор Пламеневский Борис Алексеевич (Санкт-Петербургский государственный университет);

доктор физико-математических наук, профессор Мейрманов Анварбек Мукатович (Белгородский государственный национальный исследовательский университет).

Ведущая Московский государственный университет организация: им. М. В. Ломоносова.

Защита состоится 2012 г. в час. мин.

на заседании совета Д 212.232.49 по защите докторских и кандидатских диссертаций при Санкт-Петербургском государственном университете по адресу: 198504, Санкт-Петербург, Петродворец, Университетский пр., 28, математико-механический факультет, ауд. 405.

С диссертацией можно ознакомиться в Научной библиотеке им. М. Горького Санкт-Петербургского государственного университета по адресу:

199034, Санкт-Петербург, Университетская наб., 7/9.

Автореферат разослан 2012 г.

Ученый секретарь диссертационного совета д. ф.-м.н., профессор Архипова А. А.

Общая характеристика работы

Актуальность темы. Задача об эволюции двух вязких несмешивающихся жидкостей с неизвестной поверхностью раздела принадлежит к интенсивно изучаемому в настоящее время классу задач со свободными границами, поскольку в ней наряду с векторным полем скоростей и другими характеристиками обоих жидкостей подлежит определению поверхность их раздела. Теория этих задач для уравнений Навье– Стокса насчитывает в своем развитии лишь около трёх–четырёх десятилетий, хотя их постановка восходит к классическим работам 19-ого века. Большинство авторов, работающих в этом направлении, рассматривает стационарные задачи, исследование которых опирается на теорию эллиптических краевых задач. Это относится и к задаче о движении конечного объема одной жидкости в другой.

Нестационарные задачи о движении жидкостей со свободными границами, более трудные для исследования, изучены в меньшей степени. Проблемой эволюции капли в вакууме много занимался В. А. Солонников. Он доказал локальную разрешимость этой задачи при произвольных гладких данных (вместе с И. Ш. Могилевским[1][2]) и глобальную разрешимость для малых начальных данных в соболевских и гёльдеровских классах функций. Задачу о движении конечной массы сжимаемой жидкости В. А. Солонников рассматривал вместе с А. Тани[3]. Они получили существование единственного решения этой проблемы в соболевских пространствах на малом промежутке времени.

Что касается двухфазной задачи, то для случая несжимаемых жидкостей модельные нестационарные задачи с заданными неподвиж[1] Могилевский И. Ш., Солонников В. А., Разрешимость одной некоэрцитивной начально-краевой задачи для системы Стокса в гёльдеровских классах функций, Z. Anal. Anwendungen 8 (1989), № 4, 329–347.

[2] Mogilevskii I. Sh., Solonnikov V. A., On the Solvability of an Evolution Free Boundary Problem for the Navier-Stokes Equations in Hlder Spaces of Functions, Math. Prob. Relating to Navier-Stokes Equations, Ser. Adv. in Math. Appl. Sci., World Sci. Publ., 11 (1992) 105–181.

[3] Solonnikov V. A., Tani A., Free boundary задача for a viscous compressible flow with surface tension, in: C. Carathodory: An Internat. Tribute, World Sci. (1991), 1270–1303.

ными границами раздела изучали В. Я. Ривкинд и Н. Б. Фридман (1973). В частности, ими было доказано существование обобщенного решения нелинейной нестационарной задачи с заданной неподвижной границей раздела двух жидкостей. В полной постановке эта задача впервые была рассмотрена в конце 80-х годов в ранних работах автора, например[4]. В них была установлена локальная однозначная разрешимость задачи в пространствах Соболева – Слободецкого как с учетом поверхностного натяжения, так и без него. Там использовалась техника вышеупомянутых работ для одной жидкости. Чуть позже, также на основе работ В. А. Солонникова, Н. Танака[5] исследовал глобальную разрешимость задачи для малых данных вблизи положения равновесия в тех же пространствах. В гёльдеровских классах эта задача впервые рассматривается в данной диссертации.

Проблему о движении двух сжимаемых жидкостей в упрощённом случае изучал А. Тани в 80-х годах прошлого века. В общей постановке задача с неизвестной границей двух сред впервые исследуется в данной работе как для случая сжимаемых, так и для случая разнородных жидкостей.

Цель работы состоит в представлении общей картины гладкости решений задач для уравнений Навье–Стокса со свободной поверхностью и с неизвестной границей раздела двух сред. Для этого было проведено исследование разрешимости в пространствах Соболева – Слободецкого и Гёльдера различных задач, описывающих одновременное движение двух разных несмешивающихся жидкостей, и сравнение полученных результатов для жидкостей разных типов.

Методика исследования. В работе использованы идеи, берущие начало в работах О. А. Ладыженской по динамике вязкой жидкости, а также методы, разработанные В. А. Солонниковым для изучения движения конечного жидкого объёма в пустоте. Это переход к лагранжевым координатам, исследования линеаризованной задачи, [4] Денисова И. В., Движение капли в потоке жидкости, Динамика сплошной среды, Новосибирск, СО АН СССР, 1989, 93/94, 32–37.

[5] Tanaka N., Global existence of two phase nonhomogeneous viscous incompressible fluid flow, Commun. Partial Diff. Equat., 18 (1, 2) (1993), 41-81.

построение оператора–регуляризатора для доказательства разрешимости линейной задачи, нахождение и оценка явного решения модельной задачи с плоской границей раздела после преобразования Фурье– Лапласа.

Научная новизна. В диссертации получены следующие новые результаты:

Для двух несжимаемых жидкостей:

1) Существование глобального решения задачи в полной постановке при малых начальных данных как в случае отсутствия капиллярных сил, так и при их наличии.

2) Существование локального по времени единственного решения задачи в гёльдеровских пространствах со степенным весом на бесконечности, при этом интервал времени, на котором существует решение, зависит от данных задачи.

3) Однозначная разрешимость для линейной задачи с замкнутой границей раздела жидкостей на любом конечном интервале времени в обычных гёльдеровских классах функций.

4) Точные гёльдеровские оценки явного решения на бесконечном промежутке времени для линейной задачи с плоской границей раздела без учёта сил поверхностного натяжения.

5) Локальная однозначная разрешимость задачи термо-капиллярной конвекции для капли в ограниченной и неограниченной жидкой среде.

6) Существование единственного решения двухфазной задачи в ограниченной области в приближении Обербека–Буссинеска на малом интервале времени.

Для одной сжимаемой жидкости:

7) Существование локального по времени единственного решения задачи об эволюции жидкости, ограниченной замкнутой свободной поверхностью, в гёльдеровских классах функций.

8) Существование единственного решения линеаризованной задачи на любом конечном промежутке времени.

Для двух сжимаемых жидкостей:

9) Локальная однозначная разрешимость задачи о движении пузырька в газообразной среде в пространствах Соболева – Слободецкого и в пространствах Гёльдера со степенным весом на бесконечности.

10) Построение и оценка явного решения модельной задачи с плоской границей раздела в соболевских и гёльдеровских пространствах функций на бесконечном промежутке времени.

11) Локальная однозначная разрешимость задачи, моделирующей термо-капиллярную конвекцию для пузырька в сжимаемой среде.

Для двух разнородных жидкостей:

12) Однозначная разрешимость задачи об эволюции капли в газообразной среде, или пузырька в жидкости, на малом промежутке времени в пространствах Соболева – Слободецкого.

13) Существование решения для линеаризованной задачи на любом конечном промежутке времени.

14) Построение и оценка в соболевских пространствах явного решения модельной задачи с плоской границей раздела жидкости и газа на бесконечном промежутке времени.

Теоретическая и практическая ценность. Работа носит теоретический характер. Её методы и результаты могут быть использованы для дальнейшего изучения дифференциальных свойств решений задач о движении двух жидкостей, для исследования, например, устойчивости движения капли или пузырька в жидкой среде, а также для обоснования численных методов расчёта течений, встречающихся в аэродинамической, космической и других областях техники.

Апробация диссертации. Полученные результаты докладывались на Городском семинаре по математической физике им. В. И. Смирнова в Санкт-Петербургском отделении Математического института им. В. А. Стеклова РАН, на семинарах в Институте проблем машиноведения РАН, на многочисленных международных и всероссийских конференциях: 8-ой, 9-ой и 10-ой Международных конференциях Задачи со свободными границами: теория и приложения (Чиба, Япония, 1999, Тренто, Италия, 2002 и Коимбра, Португалия, 2005), 3-ем Европейском математическом конгрессе (Барселона, 2000), конференции Уравнения Навье–Стокса и смежные вопросы (СПб, 2002); конференции Нелинейные уравнения в частных производных и их приложения (Хуангшан, Китай, 2001); “Trends in PDE of Mathematical Physics” (Обидош, Португалия, 2003); “Directions on PDE” (Феррара, Италия, 2003); 17-ой Крымской осенней школе–симпозиуме (Батилиман, Украина, 2006); Геометрические аспекты задач со свободными границами, (СПб, 2006); Параболические уравнения и уравнения Навье–Стокса (Бедлево, Польша, 2006, 2008 и 2010); “Fluidinteraction problems and related topics” (Прага, Чехия, 2007); конференции им. И. Г. Петровского Диф. уравнения и смежные вопросы (Москва, 2007); 3-ей Международной конференции, “Two-Phase System for Ground and Space Applications”, (Брюссель, Бельгия, 2008);

Российско–французском совещании по вопросам математической гидродинамики (Байкал, Россия, 2011) и др..

Работа была поддержана грантами РФФИ № 01-01-00330а, № 0301-00638а, № 05-01-00941а, №08-01-00372а, Фондом Дж. Сороса и Фондом гражданских исследований и развития США (CRDF), № RU-M12596-ST-04, DFG–Немецким фондом научных исследований, Комитетом Европейского математического общества Задачи со свободными границами, а также грантом научной школы НШ-4210.2010.1.

Публикации. Результаты диссертации опубликованы в 17 работах автора (5 из них в соавторстве). В совместной статье [3] с Солонниковым В. А. схема доказательства принадлежит соавтору, который изучал разрешимость задачи о движении одной несжимаемой жидкости, ограниченной свободной поверхностью. Соискатель перенесла эту технику на всё пространство, заполненное двумя жидкостями, разделёнными неизвестной границей, при этом ей пришлось подбирать функциональные пространства с соответствующим степенным весом на бесконечности. В работе [7], совместной с Солонниковым В. А., построение решения принадлежит соавтору. Оценки гёльдеровских норм полученного решения принадлежат соискателю. В [8] используется схема доказательства, аналогичная той, что предложил В. А. Солонников для изучения задачи о движении изолированной массы несжимаемой жидкости. Денисова И. В. адаптировала эту схему на случай сжимаемой жидкости, причём она получила дополнительную гладкость решения по времени. В статье [14], совместной с Ш. Нечасовой, соавтору принадлежит участие в постановке задачи и оценке давления в параграфе 3, все остальные результаты принадлежат соискателю. В работе [15] (совм. с Солонниковым В. А.) Соавтору принадлежит идея построения функционала обобщённой энергии для получения экспоненциальной оценки решения через начальные данные. Соискатель построила конкретный функционал и получила его оценки. На этой основе ею доказано существование глобального решения задачи в гёльдеровских пространствах с предельной гладкостью по времени.

Список публикаций автора приведён в конце основного текста.

Объём и структура диссертации: Диссертация объёмом 3страницы машинописного текста состоит из введения и трёх частей, которые разбиты на 16 параграфов. Библиография содержит 89 наименований.

Краткое содержание диссертации Во введении приведён обзор литературы, связанной с диссертацией по предмету или методу исследования, и сформулированы основные результаты.

В части I изучается задача о движении двух несжимаемых жидкостей, где получено существование локального по времени единственного решения этой задачи в гёльдеровских пространствах со степенным весом на бесконечности [3, 16]. При условии малости начальных данных мы доказываем существование глобального решения в случае, когда жидкости заключены в контейнер [11, 12, 15]. Кроме того, в конце этой части рассматриваются задачи с учётом температурных зависимостей [10, 14].

Сформулируем задачу для двухфазной жидкости в полной её математической постановке.

R+ t S t t t Пусть в начальный момент времени t = 0 жидкость с вязкостью + > 0 и плотностью + > 0 занимает ограниченную область + R3, а жидкость с вязкостью - > 0 и плотностью - > 0 находится в области -, окружающей +. Обозначим + через 0. Граница S 0 0 (+ 0 -) – заданная замкнутая поверхность, где выполняются 0 условия прилипания, S 0 = . Она может отсутствовать. Тогда на ставятся условия убывания.

Пусть S отсутствует. При t > 0 необходимо найти границу раздела t между областями + и -, а также поле скоростей v(x, t) = t t (v1, v2, v3), функцию p, отклонение от гидростатического давления P0, для обеих жидкостей, которые удовлетворяют следующей начальнокраевой задаче:

Dtv + (v · )v - ±2v + p = f, · v = 0 в ±, t > 0, t ± v|t=0 = v0 в - +, v - 0, p - 0, (1.1) -- -0 |x| |x| [v]|t lim v(x) - lim v(x) = 0, [Tn]|t = Hn.

xx0t, xx0t, x+ xt t (Если S присутствует, то v|S = 0.) Здесь Dt = /t, = (/x1, /x2, /x3), ±, ± – ступенчатые функции вязкости и плотности, соответственно, f – заданное поле массовых сил, v0 – начальное распределение скоростей, тензор напряжений задаётся формулой T(v, p) = -pI + µ±S(v), S(v) – это удвоенный тензор скоростей деформации с элементами (S(v))ik = vi/xk + vk/xi, i, k = 1, 2, 3; I – это единичная матрица; µ± = ±±, 0 – коэффициент поверхностного натяжения, n – внешняя нормаль к +, H – удвоенная средняя кривизна t t (H < 0 в точках выпуклости t в сторону -). Мы предполагаем, t что в R3 введена декартовая система координат {x}. Точка означает декартово скалярное произведение.

Кроме того, относительно поверхности раздела t предполагается, что на ней находятся все время одни и те же частицы жидкости.

С помощью этого предположения исключается возможность переноса массы через поверхность t. Аналитически это записывается так: t состоит из таких точек x(, t), соответствующий радиус-вектор которых x(, t) является решением задачи Коши Dtx = v(x(t), t), x|t=0 = , 0, t > 0, (1.2) где 0 = + заданная в начальный момент поверхность. Значит, t = {x(, t)| 0}, ± = {x(, t)| ±}.

t Перейдём от эйлеровых координат к лагранжевым по формуле t x = + u(, ) d Xu(, t) (1.3) (здесь u(, t) – поле скоростей в лагранжевых координатах) и воспользуемся хорошо известным соотношением Hn = (t)x, (1.4) где (t) обозначает оператор Бельтрами-Лапласа на t. В результате мы придём к задаче для u, q = p(Xu, t) с заданной поверхностью 0. Если угол между n и внешней нормалью n0 к острый, то полученная система эквивалентна следующей:

Dtu - ±2 u + uq = f(Xu, t), u ± u · u = 0 в Q± = ± (0, T ), T u|t=0 = v0 в - +, u - 0, q - 0, (1.5) -- -0 || || [u]|GT = 0, [µ±0Su(u)n]|GT = 0 (GT (0, T )), [n0 · Tu(u, q)u]|GT - n0 · (t)Xu|GT = 0.

Здесь мы использовали следующие обозначения: u = A, A – j матрица алгебраических дополнений Aij к элементам aij(, t) = i + t ui dt якобиевой матрицы преобразования (1.3), вектор n связан 0 j с n0 соотношением n = An0/|An0|; = - n(n · ), 0 = - n0(n0 · ) – проекции вектора на касательные плоскости к t и к , соответственно; Tu(w, q) = -qI + µ±Su(w), (Su(w))ij = Ajk wi + Aik wj, i, j = 1, 2, 3. Мы подразумеваем суммирование от k k до 3 по повторяющимся индексам.

Сформулируем теорему о локальной однозначной разрешимости задачи (1.5), полагая DT = Q- Q+, R3 = R3 (0, T ).

T T T Теорема 1.1. Предположим, что для некоторых , (0, 1), 1+- , 2+ и T < C3+, f, Dxf C2 2 (R3 ), v0 C1+ (- +), T функция C1+(), (x) 0 для x . Пусть, кроме того, выполнены условия согласования · v0 = 0, (1.6) [v0]| = 0, [µ±0S(v0)n0]| = 0, 0(±2v0 - q0 = 0, ± где функция q0() q(, 0) является решением задачи дифракции 2q0() = · (f(, 0) + DtB(v0)v0()), - +, (1.7) ± v0 [q0]| = 2µ± · n0 - H0, q0/n0 = [±n0 · 2v0]|.

n0 ± (Здесь B – матрица, транспонированная к B = A - I, I – единичная матрица, а H0() = n0 · (0) – удвоенная средняя кривизна поверхности .) При этих условиях задача (1.5) однозначно разрешима на некотором конечном интервале времени (0, T0), T0 T, величина которого зависит от норм f, v0 и от кривизны поверхности . Ре2+,1+/2 (,1+) шение (u, q) таково, что u C1+ (DT ), q C1, (DT ), ,/q C1+ (DT ).

, Здесь мы использовали обозначение C1+/2(DT ) для анизотропного гёльдеровского пространства с гладкостью функций порядка по x и /2 по t со степенным весом |x|1+ на бесконечности (более подробное определение этих пространств см. в [3]). В заключении теоремы утверждается, что вектор скорости со своими вторыми производными и градиент давления убывают на бесконечности по пространственным переменным, как |x|-(1+), а сама функция давления только, как |x|-1.

Исследование задачи (1.5) основано на изучении её линеаризации:

Dtw - ±2 w + us = f, u · w = r в DT, u ± w|t=0 = w0, w - 0, s - 0, (1.8) -- -|| || [w]|GT = 0, [µ±0Su(w)n]|GT = 0a, t t [n0 · Tu(w, s)n]|GT - n0 · (t) w dt |GT = b + B dt.

0 Теорема 1.2. Допустим, что для некоторых , (0, 1), , 0 < T < , поверхность C2+, функция C1+(), 0 > 0, 2+,1+/а вектор u C1+ (DT ), [u]|GT = 0, подчиняется неравенству /(T + T )|u|(2+,1+/2) 1+,DT с достаточно малым > 0.

Предположим, кроме того, что выполнены четыре группы условий:

1+ 1+, ,/2+ 1) f C1+ (DT ), r C1+ 2 (DT ), w0 C1+ (±), a 1+ C1+, 2 (GT ), b C(,1+)(GT ), B C,/2(GT );

2) · w0() = r(, 0) = 0, [w0]| = 0, [µ±0S(w0())n0]| = 0a(, 0), , 0 f(, 0) - s(, 0) + ±2w0() = 0;

± ,/3) существуют вектор g C1+ (DT ) и тензор G = {Gik}3, i,k=(,1+) ,Gik C1, (DT ) C1, (DT ) такие, что имеют место представления Dtr - u · f = · g, g = · G (gi = Gik/k, i = 1, 2, 3), (эти равенства понимаются в обобщённом смысле) и, помимо того, [(g + Af) · n0]|GT = 0;

4) s0() = s(, 0) является решением задачи 2s0() = · DtB|t=0w0() - g(, 0) в - +, ± w[s0] = 2µ± · n0 - b|t=0, n0 1 s= n0 · (f|t=0 + ±2w0).

± n0 При этих предположениях задача (1.8) имеет единственное решение 2+,1+ , (,1+) (w, s), w C1+ 2 (DT ), s C1, (DT ), s C1+(DT ). Для него верно неравенство 1+- ( ) |w|(2+,1+/2) + |s|(,/2) + |s|t,1,Dt + s (,1+) 1+,Dt 1+,Dt 1+,Dt 1+ (, ) (1+, ) (, ) 2 c1(t ) |f|1+,Dt + |r|1+,Dt 2 + |w0|(2+) + |g|1+,Dt 1+,± 1+ (1+, ) | | | | | |1,,Dt 1,,Dt | | | | + ||G||(,1+) + |G|(,0) + |a|Gt 2 + |b|Gt | | | | (, ) (, ) | | | | | |Gt | | | | + ||b||(,1+) + |b|Gt 2 + |B|Gt | | | | 1- + t 2 |u|1+,Dt + |u|(,/2) |w0|(1).

1+,Dt 1+,± где c1(t ) – неубывающая функция t T, = 0.

Техника доказательства теоремы 1.2 основана на методе последовательных приближений и на коэрцитивных оценках для линейной задачи:

Dtv - ±v + p = f, · v = r в - +, t > 0, ± v|t=0 = v0 в - +, v - 0, -|x| [v]| = 0, [0Tn]| = b, b · n = 0, (1.9) t t [n · Tn] - n · vdt = b + Bdt, 0 где f, r, b, b, B, v0 заданные функции.

Специфика задачи (1.9) заключается в наличии интегрального t члена n · vdt. При > 0 эта задача некоэрцитивна, поскольку в последнем краевом условии присутствуют два члена разных порядков, ни один из которых не может быть рассмотрен как старший по отношению к другому. Доказательство разрешимости тем не менее проводится методом построения регуляризатора на основе априорных оценок и существования решения задачи с плоской границей, как и для линейных параболических уравнений. Поэтому в §2 мы анализируем модельную задачу (1.9), где поверхностью раздела жидкостей является плоскость {x3 = 0} [2]. Знак коэффициента при этом играет существенную роль: при 0 оценки, полученные в п.2.5, становятся невозможными. Основой доказательства служат теоремы о мультипликаторах Фурье в пространствах Гёльдера. В §3 мы изучаем модельную задачу с плоской границей раздела при = 0 [11].

Задача (1.9) с замкнутой границей раздела рассматривается в §4. Там доказывается её разрешимость для любого конечного промежутка времени в гёльдеровских классах функций [1]. Далее, в §5, проводятся оценки для линейной и линеаризованной задач в весовых пространствах Гёльдера [3].

В §5.4 мы доказываем локальную по времени однозначную разрешимость задачи (1.5). На этом основании удаётся получить глобальную разрешимость для малых начальных данных как при отсутствии поверхностного натяжения (§6), так и при его наличии (§7).

Теорема 1.3. Пусть , (0, 1). Предположим, что C2+ и 1+- v0 C2+(-+), f, f C, 2 (Q) удовлетворяют условиям 0 согласования (1.6) и v0 S = 0, S f(, 0) - p0() + -2v0() = 0, - S где p0 = p(, 0) – это решение задачи дифракции (1.7) с = 0 и 1 p = nS · -2v0 + f t=0.

- nS S S (Здесь Sb = b - nS(nS · b), nS – внешняя нормаль к S.) Кроме того, допустим, что данные достаточно малы, т.е.

1+- (, ) |v0|(2+) + |f|Q 2 + |f|Q + f dt 1.

L2(Q) ± Тогда при = 0 задача (1.1) в ограниченной области с v S = однозначно разрешима на всей положительной полуоси t > 0, а решение (v, p) обладает свойствами: v C2+,1+/2, p C(,1+), p C,/2, при этом граница t – из класса C2+. Это означает, что любом t0 (0, ) решение (u, q) и его производные в лагранжевых координатах лежат в соответствующих пространствах от Q± для достаточно малого временного интервала (t0, t0 + ).

(t0,t0+) При достаточно малой начальной скорости и малом отличии начальной поверхности от сферы мы доказываем в §7 однозначную разрешимость задачи (1.1), (1.2) и при > 0 для всех t > 0. Мы показываем с помощью равномерной экспоненциальной оценки решения, что скорость капли в жидкости стремится к нулю, давление – к ступенчатой функции, а её форма – к шару определённого радиуса.

Итак, будем считать, что + близка к шару BR0, объём которого равен её объёму. Для удобства оценок решения введём новую функцию давления: p1 = p в + и p1 = p + в -, при этом в системе t R0 t (1.1) изменится только последнее краевое условие:

[T(v, p1)n]|t = H + n. (1.10) RТеорема 1.4. Пусть выполнены условия теоремы 1.3 с q0 = p1(x, 0) и пусть при t = 0 C3+ задаётся уравнением x |x| = R, |x| на единичной сфере S1. Предположим, кроме того, что начальные данные достаточно малы, т. е.

|v0|(2+) + |r0|(3+) 1, ± Sгде r0(x/|x|) = R(x/|x|, 0) - R0, R0– радиус шара BR0: |+| = 4R0/3.

Тогда задача (1.1), (1.10), (1.2) в ограниченной области с v S = 0 однозначно разрешима на всей положительной полуоси t > 0, а решение (v, p1) обладает свойствами: v C2+,1+/2, p1 C(,1+), p1 C,/2, при этом граница t задаётся при каждом t функцией R(·, t) класса C3+:

x - h |x - h(t)| = R, t |x - h| (где h(t) положение центра тяжести + в момент времени t), t и стремится к сфере радиуса R0 с центром в некоторой точке h, а давление определяется с точностью до ограниченной функции времени. Это означает, что при любом t0 (0, ) решение (u, q) и его производные в лагранжевых координатах лежат в соответствующих пространствах от D(t0,t0+ ) Q± для достаточно ма(t0,t0+) лого временного интервала (t0, t0 + ). Помимо того, имеет место оценка | | | | | |D(t ) | | | | |u|(2+,1+/2) + |q|(,/2) + ||q||(,1+) + sup |r(·, t)|(3+) | | | | D(t0,t0+ ) D(t0,t0+ ) S0,t0+ t(t0,t0+) ce-bt0 |v0|(2+) + |r0|(3+), (1.11) ± Sгде r(, t) = R(, t) - R0, S1.

Из этой теоремы следует вывод об единственности тривиального решения в случае, когда отсутствует начальная скорость, а начальная поверхность раздела жидкостей совпадает со сферой. Имеет место и устойчивость этого решения в том смысле, что при малых отклонениях начальных данных от нулевых решение будет мало отличаться от нуля. Тем не менее центр предельной сферы SR0(h) может быть смещён относительно исходного центра тяжести + даже при сколь угодно малых начальных скоростях v0. Неравенство (1.11) даёт возможность оценить сверху необходимое начальное расстояние между внешней поверхностью и границей раздела жидкостей.

В последних параграфах этой части мы рассматриваем движение двух жидкостей с учётом температурного фактора. Сначала мы допускаем зависимость коэффициента поверхностного натяжения от температуры (§8). Опираясь на результаты §§2, 4, 5, мы получаем локальную однозначную разрешимость задачи в классах Гёльдера [10], при этом развивается техника М. В. Лагуновой и В. А. Солонникова[6], разработанная ими для изучения эффекта термо-капиллярной конвекции для капли в вакууме. Для двух жидкостей формулировка задачи характеризуется тем, при лучшем описании влияния температуры на поверхностное натяжение в краевых условиях появляются новые члены, которые надо дополнительно оценивать. Заметим также, что результаты по разрешимости задачи без учёта температуры, полученные для всего R3 в весовых пространствах (§5), позволяют нам доказать существование единственного решения и для задачи термо-капиллярной конвекции во всём пространстве, когда начальная скорость жидкостей убывает, а функция температуры стремится к константе при |x| (§8.4), при этом поведение решения на бесконечности будет совпадать с поведением начальных данных.

Пусть при t = 0 – заданная замкнутая поверхность. При t > нужно найти границу t между областями + и -, вектор скорости t t v(x, t) = (v1, v2, v3), функцию давления p и функцию температуры [6] Lagunova M. V., Solonnikov V. A., Nonstationary problem of thermo-capillary convection, Ленинградское отделение Математического института (ЛОМИ), препринт E-13-89, Ленинград 1989, 28 с.

для обеих жидкостей, удовлетворяющих следующей системе:

Dtv + (v · )v - ±2v + p = f, · v = 0, ± Dt + (v · ) - k±2 = 0 в ±, t > 0, t v|t=0 = v0, |t=0 = 0 в - +, (1.12) 0 [v]|t = 0, []|t = 0, v - 0, - , -- -|x| |x| [Tn]|t = ()Hn + t(), k± + t · v = 0 на t.

n t Здесь f – заданный вектор массовых сил, v0, 0 – начальные распределения скорости и температуры, () = 1 - ( - 1) > 0, 1, , – положительные постоянные, k± – ступенчатая функция теплопроводности. Как и раньше, мы предполагаем выполнение (1.2).

,(+)/Теорема 1.5. Допустим, что C3+, f, Dxf C2 R3 2+ 2+ (0, T ), v0 C1+ (- +), 0 C1+ (- +), C3+(R+), 0 0 0 0 > 0, с некоторыми (0, 1), , (0, 1 - ), T < . Кроме того, пусть выполнены условия согласования · v0 = 0, [v0]| = 0, v0 - 0, 0 - , [0]| = 0, -- -|x| |x| µ±0S(v0)n0 = 0(0), 0(±2v0 - q0) = 0, ± k±20 = 0, k± + 0(0) · v0 = 0 на , n0 где q0() q(, 0) – решение задачи дифракции (1.7) с = (0).

Тогда существует положительное число T0 T такое, что задача (1.12), (1.2) в лагранжевых координатах имеет единствен2+,1+/ ное решение (u, q, ) со свойствами: u C1+ (DST0), q (,1+) ,/2 2+,1+/ C1, (DT0) q C1+ (DT0), - C1+ (DT0). Значение T0 зависит от норм заданных функций и от кривизны .

Далее, в 9-ом параграфе изучается движение двух жидкостей с учётом температурной зависимости массовых сил в приближении Обербека–Буссинеска, при этом используется материал статьи [14].

Жидкости занимают ограниченный объём с твёрдой границей S, S = . На границе раздела t учитывается сила поверхностного натяжения.

При t > 0 необходимо найти границу раздела t между областями + и -, а также поле скоростей v(x, t) = (v1, v2, v3), функцию t t p, отклонение от гидростатического давления P0, и функцию , отклонение от среднего значения температуры, для обеих жидкостей, которые удовлетворяют следующей начально–краевой задаче:

Dtv + (v · )v - ±2v + p = f(x, t) - ±g, · v = 0, ± Dt + (v · ) - k±2 = 0 в - +, t > 0, t t v|t=0 = v0, |t=0 = 0 в - +, (1.13) 0 [v]|t = 0, [Tn]|t = Hn, v|S = 0, |S = a, []|t = 0, k± = 0 на t.

n t Здесь мы использовали обозначения, введённые в задачах (1.1) и (1.12), кроме того, ± > 0 – ступенчатая функция коэффициента температурного расширения, g = g(0, 0, 1), где g – ускорение свободного падения, a – заданная температура на поверхности S, 0 – начальное распределение температуры. Замыкает задачу (1.13) условие (1.2).

Результатом исследования (1.13), (1.2) является локальная по времени разрешимость задачи в гёльдеровских классах функций. Основой доказательства служит теорема существования, аналогичная теореме 1.2, для задачи (1.8) в ограниченной области.

В части II исследуются задачи о движении одной, а также двух сжимаемых жидкостей и доказывается их локальная однозначная разрешимость. В последнем параграфе изучается модельная задача для термо–капиллярной конвекции в случае двух сжимаемых жидкостей.

В 11-ом параграфе мы рассматриваем задачу о движении в вакууме конечного объёма сжимаемой жидкости, ограниченной свободной поверхностью. Жидкость, как и прежде, считается баротропной, на свободной поверхности учитываются силы поверхностного натяжения. Мы доказываем локальную однозначную разрешимость этой задачи в гёльдеровских классах функций. Этот материал опубликован в [7], где доказана разрешимость линейной задачи в полупространстве на любом конечном интервале времени, и в [8], где рассмотрена задача с замкнутой свободной границей. Аналогичный результат в соболевских пространствах был получен В. А. Солонниковым и А. Тани.

Пусть при t = 0 жидкость заполняет известную область R3.

Через обозначим границу этой области . Для t > 0 нужно найти свободную границу t = t, поле скоростей v(x, t) = (v1, v2, v3) и функцию плотности (x, t) > 0 жидкости, удовлетворяющие начально – краевой задаче для системы Навье – Стокса:

(Dtv + (v · )v) - · T = f, Dt + · (v) = 0 в t, t > 0, (2.1) v|t=0 = v0(x), |t=0 = 0(x), x , Tn|t = Hn - pen на t, (2.2) где тензор напряжений задаётся формулой T = (-p() + µ · v)I + µS(v), а S – это удвоенный тензор скоростей деформации; µ, µ – коэффициенты динамических вязкостей; p() давление жидкости, заданное известной гладкой функцией плотности; f заданное поле внешних сил, pe = pe(x, t) функция внешнего давления при x R3, t > 0, и v0 начальные значения плотности и скорости жидкости, n вектор внешней нормали к t, 0 коэффициент поверхностного натяжения; H(x, t) удвоенная средняя кривизна поверхности t. Запись Tij · T обозначает вектор с компонентами ( · T)j =, j = 1, 2, 3.

xi Чтобы исключить потерю массы через свободную границу, предположим, что t состоит из точек x(, t), удовлетворяющих задаче (1.2). Это условие позволяет нам избавиться от неизвестной границы путём перехода от эйлеровых координат {x} к лагранжевым {} согласно формуле (1.3), точно так же, как это было сделано в части I.

Только теперь якобиан преобразования (1.3) Ju(, t) = det{aij}3 не ij=равен единице:

t Ju(, t) = 1 + A · u d.

Для функций плотности и скорости u в лагранжевых координатах мы получаем задачу, где можно проинтегрировать уравнение для плотности. В результате имеем:

t -(, t) = 0() exp - u · u d = 0()Ju (, t), i -где u = Ju A. Мы подставляем это выражение xk i k=во второе уравнение в системе, пользуемся формулой для удвоенной средней кривизны поверхности (1.4), проектируем затем последнее краевое условие в (2.2) на касательную плоскость сначала к t, а затем – к . В результате мы получим начально-краевую задачу относительно одной неизвестной функции – скорости u, которая эквивалентна (2.1), (2.2) при n · n0 > 0:

-Dtu - -1()A · T u(u) = f - -1()Ap(0Ju ) в , t > 0, 0 u|t=0 = v0, µ0Su(u)n| = 0, (2.3) -n0 · T u(u)n - n0 · (t)Xu = (n0 · n) p(0Ju ) - pe(Xu, t).

Здесь T u(w) = (µ u · w)I + µSu(w).

Сформулируем теорему существования для системы (2.3) пространствах Гёльдера. Положим R3 = R3 (0, T ), R+ = {x R|x > 0}.

T Теорема 2.1. Предположим, что при (0, 1) и T < поверхность C3+, начальная плотность 0 C1+(), 0() r0 > 0, константа 0, v0 C2+(), f, Dxf C,/2(R3 ), давление T 1+ p C3(R+), а внешнее давление pe, Dxpe C1+, 2 (R3 ). Пусть, T кроме того, выполнено условие согласования:

- p(0)n0 + µ ( · v0)n0 + µS(v0)n0| = Hn0 - pen0|t=0.

Тогда на интервале (0, T0), T0 T задача (2.3) имеет единственное решение u C2+,1+/2(QT ). Величина T0 зависит от норм f, v0, p, pe, 0 и от кривизны .

Замечание 2.1. Теорема 2.1 остаётся справедливой, если – неотрицательная функция класса C1+().

Кроме того, в этой части мы рассматриваем задачу об одновременной эволюции двух сжимаемых капиллярных баротропных жидкостей, заполняющих всё пространство R3. В параграфе 10 мы доказываем локальную однозначную разрешимость этой задачи в пространствах Соболева – Слободецкого [17, 4], а в 12-ом параграфе – в весовых гёльдеровских классах функций [9]. И, наконец, в §13 мы изучаем проблему, аналогичную задаче (1.12) для несжимаемых жидкостей [13]. Эта задача моделирует эффект Марангони для двух слабо сжимаемых жидкостей. Полная постановка задачи термо-капиллярной конвекции для сжимаемой жидкости очень сложна.

Предположим, что в начальный момент времени t = 0 в ограниченной области + находится жидкость с динамическими вязкостями µ+ > 0, + +µ+, а во “внешней области” - R3 \ + нахо0 дится жидкость с динамическими вязкостями µ- > 0, - -µ-.

При t > 0 нужно найти свободную поверхность раздела жидкостей t = +, а также их плотность (x, t) > 0 и поле скоростей v(x, t) = t (v1, v2, v3), удовлетворяющие начально-краевой задаче для системы Навье Стокса Dt + · (v) = 0, (Dtv + (v · )v) - · T = f в - +, t > 0, t t |t=0 = 0(x), v|t=0 = v0(x) в - +, v - 0, (2.4) -0 |x| [v] t = 0, [Tn]|t = Hn на t, где T = (-p() + ± · v)I + µ±S(v) – тензор напряжений, µ±, ± ступенчатые функции динамических вязкостей, равные µ+, + в + и µ-, t - в -, соответственно; p() давление жидкостей, заданное известt ной гладкой функцией плотности; f – заданное поле внешних сил, и v0 – начальные распределения плотности и скорости жидкостей, n – вектор внешней нормали к +, 0 коэффициент поверхностного t натяжения; H(x, t) удвоенная средняя кривизна поверхности t.

Замыкает систему (2.4) кинематическое условие (1.2) на границе t.

На протяжении всей второй части мы предполагаем, что для вязкостей жидкостей выполнены следующие неравенства:

µ µ+ 2µ-, 0 < ± 1. (2.5) На самом деле, полученные результаты будут верны и при более широких предположениях, в частности, при -1 ± < 0. Однако физический смысл вторых вязкостей ±, которые должны быть неотрицательными, заставляет нас ограничиться условиями (2.5).

После перехода к лагранжевым координатам и тех же преобразований, что мы проводили для одной жидкости, получаем задачу, аналогичную (2.3). Для этой задачи верна локальная теорема существования.

5/2+l Теорема 2.2. Допустим,что при некотором l (1/2, 1) W2, 1+l 0 W2 (±), 0() R0 > 0, p C3(R+); кроме того, f(·, t) C2(R3) для t [0, T ], f(, ·), f(, ·) C(0, T ) для R1+l при некотором (1/2, 1), v0 W2 (i), [v0] = 0, и выполнено условие согласования [-p(0)n0 + ±( · v0)n0 + µ±S(v0)n0] = Hn0 t=0.

Тогда существует T0 (0, T ] такое, что задача, аналогичная (2.3) для двух жидкостей, однозначно разрешима на промежутке 2+l,1+l/(0, T0) и её решение u W2 (DT0), при этом величина T0 зависит от норм f, v0, 0 и от кривизны поверхности .

Сформулируем теперь основной результат для линеаризованной задачи. Для этого нам нужны будут нормы, квадраты которых определяются формулами -l u (l,l/2) = u 2 + T u, l,l/DT DT W2 (DT ) u (2+l,1+l/2) = u 2+l,1+l/DT W2 (DT ) -l 2 +T Dtu + Dx u + sup u(·, t) 2.

1+l DT DT W2 (ii) t T ||=(l,l/2) Заметим, что норма u эквивалентна u W2 (DT ) при l < l,l/DT и при T < .

3/2+l 1+l Теорема 2.3. Предположим, что W2, 0 W2 (±) при l (1/2, 1), 0() R0 > 0. Кроме того, пусть для T < вектор u непрерывен при переходе через границу и удовлетворяет неравенству 1/T u (2+l,1+l/2) (2.6) DT с некоторым малым числом .

l,l/2 l+1/2,l/2+1/Тогда для любых f W2 (DT ), a W2 (GT ), w0 l+1/2,l/2+1/4 l-1/2,l/2-1/1+l W2 (±), b W2 (GT ) и B W2 (GT ), подчиняющихся условиям согласования [w0] = 0, [µ±0S(w0)n0] = 0a t=0, [n0 · T (w0)n0] = b t=0, линеаризованная задача, аналогичная (2.3) для двух жидкостей, од2+l,1+l/нозначно разрешима в пространстве W2 (DT ), и для её решения w верна оценка l l (2+l,1+ ) (l, ) w DT 2 c2(T ) f + w0 W2 (±) + a 1 l 1+l l+, + DT W2 2 2 4 (GT ) + b 1 l 1 + B 1 l l+, + l-, W2 2 2 4 (GT ) W2 2 2 4 (GT ) с неубывающей функцией c2(T ).

Доказательство сформулированных теорем опирается на явное решение модельной задачи с плоской границей раздела жидкостей, которое мы строим и оцениваем в подпараграфах § 10.2 и 10.3.

В параграфе 12 мы снова обратимся к задаче (2.4). Используя технику предыдущего параграфа, мы докажем локальную разрешимость задачи, аналогичной (2.3) для двух жидкостей, в весовых гёльдеровских классах функций.

Теорема 2.4. Допустим, что для , (0, 1) и 0 < T < поверх1+ ность C3+, а 0 - C (- +), R1 0() R0 > 0, 0 , 2+ > 0, p C3(R+), f, Dxf C 2 (RT ), v0 C (- +), 0 C1+(), (x) 0 > 0 при x . Кроме того, пусть динамические вязкости и константы R1, R0 удовлетворяют неравенствам (2.5) и R1 2R0. Предположим также, что выполнены условия согласования [v0]| = 0, -1() · T(v0, 0) = 0, [T(v0, 0)n0]| = H0n0.

Здесь H0() = n0·(0) – удвоенная средняя кривизна поверхности .

Тогда задача, аналогичная (2.3) для двух жидкостей, однозначно разрешима на некотором конечном интервале (0, T0), T0 T, длина которого зависит от норм f, v0, p, 0 и от кривизны . Решение 2+,1+/u C (DT0).

Эта теорема доказывается на основании теоремы Банаха, при этом задача, аналогичная (2.3) для двух жидкостей, рассматривается как возмущение линейных систем, существование решения которых устанавливается путём построения регуляризатора, в то время как единственность следует из коэрцитивных априорных оценок, полученных по методу Шаудера. Доказательство, как всегда, начинается с оценок решения модельной задачи (§12.2 и §12.3).

Третья часть посвящена исследованию задачи о движении двух разнородных жидкостей, при этом сжимаемая жидкость может быть как внутри, так и снаружи несжимаемой. Изучение задач такого типа интересно, во-первых, с точки зрения чистой математики, так как они занимают промежуточное положение между задачами об эволюции жидкостей одного типа. Для модельной задачи с плоской границей раздела жидкостей даже возможно сделать предельный переход в уравнениях и в формулах для решения от сжимаемой к несжимаемой жидкости. Во-вторых, эта задача возникает из многих физических явлений. Эволюция пузырька в несжимаемой жидкости появляется, например, в случае впрыскивания газа в воду, или после взрыва в океане, или после извержения вулкана на морском дне. Другой пример физической интерпретации нашей задачи может дать присутствие множества маленьких пузырьков в большом объёме жидкости, когда расстояния между ними много больше их размеров. Тогда мы тоже можем рассматривать это локально как отдельное движение одного пузырька в бесконечной жидкой среде. Аналогичная ситуация возникает при появлении капель в газе.

К сожалению, мы получаем наши результаты при некоторых ограничениях на коэффициенты вязкости жидкостей, которые возникают из математических соображений и реализуются для жидкостей со слабой вязкостью.

Материал данной части опубликован в [5, 6]. Как и в предыдущих частях, мы изучаем задачу о движении двух различных жидкостей в полной постановке. Главный результат – это локальная однозначная разрешимость задачи в пространствах Соболева – Слободецкого. Существенное отличие в доказательстве существования решения задачи содержится в анализе линейной модельной задачи с плоской границей раздела между жидкостями, поэтому в §15.1 мы подробно разбираем однородную модельную задачу, получаем для неё явное решение в пространстве образов Фурье–Лапласа, выводим оценки для него, а в §15.2 анализируем неоднородную задачу. В 16-ом параграфе мы кратко приводим доказательство разрешимости нелинейной задачи.

Итак, рассмотрим, для определённости, случай, когда в начальный момент t = 0 сжимаемая жидкость находится внутри ограниченной области + R3. Пусть µ+ > 0, + > 0 – динамические вязкости.

Допустим, что внешняя область - R3 \ + занята несжимаемой 0 жидкостью с кинематической вязкостью - > 0 и плотностью - > 0.

Мы предполагаем сжимаемую жидкость баротропной.

При t > 0, нужно определить поверхность t между областями + и -, найти функцию плотности +(x, t) > 0 сжимаемой жидкоt t сти, функцию давления p-(x, t) несжимаемой жидкости, а также поле скоростей для обеих жидкостей v(x, t) = (v1, v2, v3), удовлетворяющие начально–краевой задаче для системы Навье–Стокса:

+(Dtv + (v · )v) - · T(v, p) = +f, Dt+ + · (+v) = 0 в +, t > 0, t Dtv + (v · )v - · T(v, p) = f, · v = 0 в -, t > 0, t +|t=0 = +, v|t=0 = v0 в +, (3.1) 0 v|t=0 = v0 в -; v - 0, p- - 0;

-- -|x| |x| [v] t = 0, [T(v, p)n] t = Hn на t, t > 0. (3.2) Здесь тензор напряжений задаётся формулой - p+(+) + · v I + µ+S(v) в +, t T(v, p) = -p-I + µ-S(v) в -, t µ- = --; p+(+) давление сжимаемой жидкости, задаваемое гладкой функцией плотности; f – заданное поле внешних сил; v0 – начальное поле скоростей; + – начальное распределение плотности сжимаемой жидкости; 0 – коэффициент поверхностного натяжения и т.

д. Мы сохраняем предыдущие обозначения.

Пусть Bd – это шар {x : |x| < d}. Выберем координатную систему {x} так, чтобы область + содержала Bd, d < , и положим BdT (Bd \ +) (0, T ).

Теорема 3.1. Предположим, что для некоторого l (1/2, 1) поверх5/2+l 1+l ность W2, а + W2 (+), 0 < R0 +() R < , 0 0 l,l/ +, p+ C3(R+), f W2 (R3 ), 0 < T < , f(·, t) C2(R3) 0 T при t [0, T ], f(, ·), f(, ·) C(0, T ) при R3 с некоторым (1/2, 1). Кроме того, допустим, что начальная скорость 1+l v0 W2 (i=-,+i ) удовлетворяет условиям согласования · v0 = 0 в -, [v0] = 0, [µ±0S(v0)n0] = 0, а вязкости жидкостей подчиняются неравенствам µ- > µ+, - < µ+/R. (3.3) При выполнении всех этих условий существует число T0 (0, T ] такое, что задача (3.1), (3.2) после перехода к лагранжевым координатам однозначно разрешима на интервале (0, T0), и её решение 2+l,1+l/2 l,l/(u, q) обладает свойствами: u W2 (DT0), q W2,loc(Q- ), Tl,l/2 l+1/2,l/2+1/q W2 (Q- ), q|GT0 W2 (GT0) и T(l,l/2) (l,l/2) u (2+l,1+l/2) + q + q + q Wl+1/2,l/2+1/DTQ- BdT (GT0 ) T1-l c1(c2 + c3T0 2 v0 W2 (ii )) |f|(1,) + v0 W2 (ii ) + 1+l 1+l R0 T+ H0 W2 () + p+ + p+(+) W2 (+).

l+1/2 l 1+l 0 + W2(+) Величина T0 зависит от норм f, v0, 0, p+ и от кривизны .

Эта теорема доказывается методом последовательных приближений подобно тому, как были доказаны аналогичные теоремы в случае несжимаемых жидкостей или в случае одной сжимаемой жидкости.

Мы рассматриваем основные этапы доказательства в §16. Важную роль при этом играет следующая линеаризованная задача:

Dtw - A · T u(w) = f в Q+, T +() Dtw - -2 w + us = f, u · w = r в Q-, (3.4) u T w t=0 = w0 в - +, w - 0, s - 0, -- -0 || || [w] GT = 0, [µ±0Su(w)n] GT = 0a, t t [n0 · T u(w, s)n] - n0 · (t) w d = b + B d, t (0, T ).

0 3/2+l 1+l Теорема 3.2. Пусть W2, + W2 (+) для некоторого 0 l (1/2, 1) и пусть 0 < R0 +() R < , +. Кроме 0 того, допустим, что векторное поле u непрерывно при переходе через границу и для некоторого T < удовлетворяет неравенству (2.6) с малым . Предположим также, что для вязкостей µ±, выполняются неравенства (3.3).

l,l/2 1+l,1/2+l/Тогда для любых f W2 (DT ), r W2 (Q-), r = · T l 1 l 0,1+ l+, + 1+l R, R W2 2 (Q-), w0 W2 (ii ), a W2 2 2 4 (GT ), b T l+1/2,l/2+1/4 l-1/2,l/2-1/W2 (GT ) и B W2 (GT ), для которых выполнены условия согласования [w0] = 0, [µ±0S(w0)n0] = 0a t=0, · w0 = r t=0 в -, существует единственное решение (w, s) задачи (3.4) такое, что l l l 2+l,1+ l, l, w W2 2 (DT ), s W2,loc(Q-), s W2 2 (Q-), s GT T T 1 l l+, + W2 2 2 4 (GT ) и (l,l/2) (l,l/2) w (2+l,1+l/2) + s + s + s Wl+1/2,l/2+1/DT Q- BdT (GT ) T (l,l/2) c1(T ) f + w0 W2 (ii ) + r W2 (Q-)+ 1+l 1+l,DT T l + R W2 (Q-) + T DtR + a 0,1+l/2 l+1/2,l/2+1/Q- W(GT ) T T -l/+ b W2 + T b W2 (GT )+ l+1/2,l/2+1/4 1/2,(GT ) + B W2, l-1/2,l/2-1/(GT ) 1-l причём c1(T ), если w0 = 0, имеет вид: c2 + c3T u(·, 0) W2 (-), где c2, c3 неубывающие функции от T, в противном случае c1(T ) = c2(T ).

Доказательство существования единственного гладкого решения задачи (3.4) основано на анализе модельной задачи, когда u 0 и граница раздела совпадает с плоскостью (§15):

+ Dtw - +2w + q = f, · w = g в DT = R3 (0, T ), + + Dtw - -2w - (- + -)( · w) = f в DT = R3 (0, T ), w t=0 = 0, w - 0, q - 0, [w] x3=0 = 0, (3.5) -- -|x| |x| w w- µ± + = a(x, t), x = (x1, x2), = 1, 2;

x3 x x3=t w-(q + - · w) x3=0 + 2µ± + w3 x3=0d = x3 x3=t = a3 + A d на R2 R2 (0, T ).

T Неоднородная задача (3.5) сводится к однородной, решение которой находится явно в пространстве образов Фурье–Лапласа.

Статьи в рецензируемых журналах и изданиях:

1. Разрешимость в гёльдеровских пространствах линейной задачи о движении двух жидкостей, разделённых замкнутой поверхностью, Алгебра и анализ, 5 (1993), № 4, 122–148.

2. Problem of the motion of two viscous incompressible fluids separated by a closed free interface, Acta Appl. Math. 37 (1994), 31–40.

3. (совм. с Солонниковым В. А.) Классическая разрешимость задачи о движении двух вязких несжимаемых жидкостей, Алгебра и анализ, 7 (1995), № 5, 101–142.

4. Задача о движении двух сжимаемых жидкостей, разделённых замкнутой свободной поверхностью, Зап. научн. семин. ПОМИ 243 (1997), 61–86.

5. Evolution of compressible and incompressible fluids separated by a closed interface, Interfaces Free Bound., 2(3) (2000), 283–312.

6. Evolution of closed interface between two liquids of different types, Proc. 3ECM, Barcelona, 2000, Progress in Maths, 202 (2001), 263– 272.

7. (совм. с Солонниковым В. А.) Классическая разрешимость модельной задачи в полупространстве, связанной с движением изолированной массы сжимаемой жидкости, Зап. научн. семин. ПОМИ, 271 (2000), 92–113.

8. (совм. с Солонниковым В. А.) Классическая разрешимость задачи о движении изолированной массы сжимаемой жидкости, Алгебра и анализ, 14 (2002), № 1, 71–98.

9. Solvability in weighted Hlder spaces of a problem governing the evolution of two compressible fluids, Зап. научн. семин. ПОМИ, 295, 57–89 (2003).

10. On the problem of thermocapillary convection for two incompressible fluids separated by a closed interface, Progr. Nonlin. Diff. Eq. and Their Appl., 61, 45–64 (2005).

11. Model problem connected with the motion of two incompressible fluids, Adv. in Math. Sci. Applic., 17 (2007), No.1, 195–223.

12. Global solvability of a problem on two fluid motion without the surface tension, Зап. научн. семин. ПОМИ 348, 2007, 19–39.

13. Thermocapillary convection problem for two compressible immiscible fluids, Microgravity Sci. Tec. 20(3–4) (2008), 287–291.

14. (совм. с Нечасовой Ш.) Движение двух несжимаемых жидкостей в приближении Обербека–Буссинеска, Зап. научн. семин. ПОМИ, 362 (2008), 92–119.

15. (совм. с Солонниковым В. А.) Глобальная разрешимость задачи о движении двух несжимаемых капиллярных жидкостей в контейнере, Зап. научн. семин. ПОМИ, 397 (2011), 20–52.

Другие публикации автора по теме диссертации:

16. Classical solvability of the problem describing the evolution of a drop in a liquid medium, Navier–Stokes Equations and Related Nonlinear Problems ed. A. Sequeira, Plenum Press, New York, 1995, 191–199.

17. Motion of two compressible fluids separated by a free closed interface, Free Boundary Problems News (Europ. Sci. Foundation) 10, April 1996, 5–6.




© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.