WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 || 3 | 4 |

ельдеру Пусть теперь X = L2(D), X0 = C(D) и множество P состоит из норм 2,m пространств W (D ), где m натуральное число и D фиксированная подобласть области D.

Теорема 4. Пусть выполнены условия H1–H3. Пусть, кроме того, фиксированная подобласть D области D ограничена парой внутренних линий тока и дугами входа S+ и выхода S-. Тогда быстрое течение класса C(D) экспонен2,m циально устойчиво в шкале (L2(D), W (D )) с запаздыванием d = mt.

Сравнив теоремы 2–4 с известными примерами постепенного ухудшения гладкости возмущений (см. [11–14]), можно предположить, что гладкость течения улучшается в той его части, где происходит быстрый снос возмущений, и портится там, где возмущения сносятся медленно.

Доказательства теорем 1–4 приведены в § 3–7.

3. Полугруппа сдвигов и транспортная задача Пусть v поле скорости сквозного стационарного течения в области D, функция тока поля v и X(s, x, t) D положение, которое в момент времени 0 < s < t занимала жидкая частица, находящаяся в момент времени t > 0 в точке x D. Чтобы определить точку X(s, x, t), введем в рассмотрение задачу Коши sX = v X; X|s=t = x. (3.1) Из условий регулярности Н3 следует, что решение X(s, x, t) задачи (3.1) единственно, непрерывно зависит от данных (x, t) и продолжаемо вдоль луча s < t вплоть до пересечения с поверхностью = D {t = 0} {S+ R+}. Далее будем считать, что решения X(s, x, t) для всех x D и t > 0 максимально продолжены. Время (x, t) и место a(x, t) появления жидкой частицы в области течения определим равенствами (x, t) = inf{s > 0 : X(s, x, t) D}; (3.2) 846 A. Б. Моргулис, В. И. Юдович a(x, t) = lim X(s, x, t), s (x, t); (3.3) a(x, t) = x, (x, t) = t, (x, t). (3.4) Функции a и будем также называть местом и временем рождения частицы соответственно. Для примера снова рассмотрим сдвиговое течение. Пусть его вход имеет вид S+ = {(x, y) : x = 0, y (0, 1)}. В этом случае время и место рождения частиц выражаются через профиль течения V равенствами (x, y, t) = [t - x/V (y)]+ и a(x, y, t) = ([x - tV (y)]+, y), где [f]+ = (f + |f|)/положительная часть функции f.

Возраст жидкой частицы определим, полагая (x, t) = t - (x, t). Максимальный возраст частицы, прошедшей через точку x D, обозначим через t+(x), так что t+(x) = sup{(x, t) : t > 0}. Функцию t+ : D R+ + и ее верхнюю грань t = sup{(x, t) : x D, t > 0} назовем временем протекания и временем полного протекания соответственно.

Предложение 3.1. Возраст частиц сквозного течения равномерно ограничен. При этом имеют место равенства (x, t) = min(t, t+(x)), (3.5) (x, t) = [t - t+(x)]+, x D. (3.6) Доказательство. В сквозном течении, удовлетворяющем условия регулярности Н3, длина линий тока равномерно ограничена, а потому равномерно ограничен и возраст частиц. Следовательно, время протекания t+ равномерно ограничено в области D.

+ Зафиксируем x D и рассмотрим множество T = {t > 0 : (x, t) > 0}.

Оно открыто и непусто. Так как поле v не зависит от времени t, в любой точке x D выполняется равенство X(s, x, t) = X(0, x, t - s), t > s > (x, t). Когда s (x, t), имеем X((x, t), x, t) = X(0, x, (x, t)) S+, (3.7) где S+ вход течения. Из равенства (3.7) следует, что во все моменты вре+ мени t T в точку x приходят частицы одного и того же возраста (x, t), + а для таких частиц время рождения (x, t) строго возрастает. Поэтому T = (t+(x), ), откуда следуют равенства (3.5)–(3.6). Предложение доказано.

Для фиксированного t 0 рассмотрим сдвиг at : x a(x, t). Заметим, что, по условию полного протекания определена проекция a+ множества D S+ на вход S+ вдоль линий тока поля v.

Предложение 3.2. Семейство cдвигов v = {at, t 0} нильпотентная однопараметрическая полугруппа отображений множества D S+ в себя, причем ее показатель нильпотентности равен времени полного протекания t, а двусторонний нуль является проекцией a+.

Напомним, что двусторонним нулем полугруппы называется такой ее элемент, что q = q = для всех q. По определению однопараметрическая полугруппа = {qm}m>0 нильпотентна, если и только если найдется число n 0 (показатель нильпотентности) такое, что qm = для всех m > n.

Доказательство предложения 3.2. В силу представления (3.5) имеем (x, t + s) = (x, s) + (as(x), t).

Асимптотическая устойчивость стационарного режима Вместе с тем из определения отображения at следует, что at(as(x)) = X(0, as, (as, t)) = X(0, x, (x, s) + (as, t)) = at+s(x), и при этом для всех t > t выполняется равенство at = a+. Предложение доказано.

Вернемся к транспортной задаче (2.2). Введем множество C+ (D), состоящее из гладких функций, обращающихся в нуль в окрестности объединения вхо да S+ и твердой стенки S0, так что C+ = {f C(R2) : supp f (S+ S0) = }.

Рассмотрим транспортную задачу (2.2) с начальной функцией C+ (D). Ее решение 0 записывается в виде 0(x, t) = (at(x)), так что определено действие полугруппы сдвигов v на функции класса C+ (D):

U0(t) : at, at v. (3.8) В силу несжимаемости жидкости сдвиг at жидкой области E не увеличивает площадь, но может уменьшить ее из-за того, что некоторая часть области проектируется на вход. Точнее, пусть D+(t) прообраз входа S+ при отображении at. Отображение at сокращает плошадь в следующем смысле: для любого измеримого множества E D выполняются неравенствa mes at(E) = mes(E \ D+(t)); mes at(E D+(t)) = 0. (3.9) Следовательно, cоответствие (3.8) допускает продолжение до непрерывного cжимающего оператора U0(t) : L2(D) L2(D), а полугруппа v действует в L2(D) как сильно непрерывная полугруппа операторов сдвига U0 = {U0(t)}t 0.

Генератор этой полугруппы -Lv = -(v, ) определен и замкнут на множе стве Domv, которое представляет собой замыкание множества C+ (D) по норме f + Lvf, где f норма f в L2(D).

Вместе с полугруппой v нильпотентна и полугруппа U0, причем ее показатель нильпотентности равен времени полного протекания t, так что для всех t 0 имеем U0(t) (t - t), U0(t) U0. (3.10) Здесь функция Хевисайда: (s) = 0, s < 0, (s) = 1, s 0. В частности, сквозное течение с постоянным вихрем нильпотенто устойчиво: любое его возмущение обращается в нуль за время, не превосходящее времени полного протекания t.

4. Грубость условий полного протекания и быстроты течения Начнем с примера. Пусть область течения D прямоугольный канал, так что в подходящих декартовых координатах D = {(x, y) : x (0, l), y (0, 1)}, а граничные данные +, стационарной задачи Y имеют вид (l, y) = -(0, y) = + 0y > 0; (x, 0) = (x, 1) = 0; (4.1) + = -0 + f(y), (4.2) где f, g C1[0, 1], а 0,, положительные постоянные. Согласно [7] данные (4.1), (4.2) порождают слабое стационарное решение v такое, что его вихрь удовлетворяет неравенствам sup f (x, y) + 0 inf f (4.3) 848 A. Б. Моргулис, В. И. Юдович почти всюду в D и это течение оказывается сквозным, когда / достаточно мало.

Последнее утверждение нетрудно проверить непосредственно. В самом деле, проекция vx скорости v на ось x имеет вид vx = +0y +(yG(0 +))(x, y).

В силу ограниченности оператора G : L(D) C(D) из последнего равенства и неравенств (4.3) следует оценка t l-1(1 - O(/))-1, / 0. (4.4) При условии полного протекания стационарная задача Y сводится к задаче Дирихле для эллиптического уравнения. Действительно, для любого сквозного стационарного течения v проекция a+ : D S+ вдоль линий тока сохраняет величины, постоянные на линиях тока. Поэтому вихрь и функция тока поля v выражаются через свои входные значения + и + формулами (x) = +(a+(x)), (x) = +(a+(x)), x D. С другой стороны, по определению на входе S+ имеем < 0 и d+ = ds (s длина дуги входа), а потому a+(x) однозначно выражается через (x) для любого x D. Следовательно, зависимость вихря от функции тока в сквозном стационарном течении однозначна и определена данными задачи Y, так что (x) = +((x)), + = + (+)-1, x D. (4.5) Заметим, что функция + определена данными +, стационарной задачи Y лишь на интервале I+ значений функции +. Продолжив функцию +, определенную в (4.5), до функции, заданной на оси R, найдем, что независимо от выбора продолжения функция тока сквозного стационарного течения решение краевой задачи - = (), |S = +. (4.6) Обратное верно лишь отчасти: любому решению задачи (4.6) соответствует решение v = стационарной задачи Y, которое, вообще говоря, не удовлетворяет условию полного протекания и зависит от выбора продолжения функции +. При этом равенство = +() имеет место лишь на прообразе интервала I+ = +(S) при отображении : D R.

Вернемся к рассматриваемому примеру (4.1)–(4.2). Зависимость y от на входе S+ = {(x, y), x = 0, y (0, 1)} определим из уравнения 0y2/2+y- = 0, > 0. Продифференцировав функцию (4.5) и применив неравенство (4.4), получим оценку величины (2.4):

qv lO(/)(1 - O(/))-1, / 0, причем эта оценка равномерна относительно величины 0. Следовательно, независимо от выбора этого параметра данные (4.1)–(4.2) порождают быстрое течение, когда / достаточно мало.

Последнее утверждение обобщается на случай стационарной задачи Y в криволинейном канале. Например, в [8] было установлено, что условие полного протекания сохраняется при малых возмущениях данных задачи Y, если невозмущенное течение потенциально. Это утверждение остается истинным и в случае вихревого сквозного течения по крайней мере при естественном условии невырожденности, которое мы сейчас сформулируем.

Линеаризовав задачу (4.6) на cквозном решении v =, будем иметь - =, |S = 0. (4.7) Асимптотическая устойчивость стационарного режима Здесь функция производная вихря по функции тока, так что (x) = (/)(x) = (d+/d+)((x)), x D, (4.8) где функция + определена в (4.5). Функция определена формулой (4.8) всюду в D вследствие условия полного протекания. Сквозное течение c функцией тока назовем невырожденным, если линеаризованная задача (4.7)–(4.8) не имеет нетривиальных решений 0.

Предложение 4.1. Пусть стационарная задача Y с данными +, удовлетворяет условиям H1–H3 и при этом имеет невырожденное сквозное решение v. Дополнительно предположим, что C(S+) C(S-), где > 0.

Пусть возмущения данных задачи Y удовлетворяют условиям: (1) возмущения нормальной скорости не изменяют ни входа, ни выхода; (2) возмущения входного вихря + малы в C1(S+), и возмущения нормальной скорости малы в C(S+)C(S-). Тогда возмущенная задача Y имеет единственное решение v1, близкое к v по норме пространства C(D). При этом поле v1 удовлетворяет условию полного протекания, а возмущение вихря 1 - мало в C1(D).

Замечание. Если все углы области D острые или прямые, то при дополнительных предположениях о регулярности данных, можно установить, что возмущение v1 - v мало в C1-метрике. Если углы острые, то достаточно положить > 1, при наличии прямых углов требуются дополнительные условия согласования.

Доказательство. Предложение устанавливается двукратным применением теоремы о неявной функции. Зависимость вихря невозмущенного течения от его функции тока имеет вид = +(), где функция + определена невозмущенными данными +, стационарной задачи Y по формуле (4.5) на + интервале I+ граничных значений функции. По возмущенным данным 1, + + + 1 определим функцию + = 1 (1 )-1, где d1 = 1(s)ds, s S. Функцию + 1 выберем так, чтобы ее минимальное значение совпадало с минимальным значением функции. Применив теорему о неявной функции, покажем, что + + функция + определена на интервале I1 = 1 (S), близком к I+, и близка к + +), + функции по норме пространства C1(I2 где I2 = I+ I1.

Далее, продолжим функции + и + до функций и 1 класса C1(R), 1, близких по норме пространства W (R). Рассмотрим в области D краевую + задачу -1 = 1(1), 1|S = 1. К ней ввиду предполагаемой невырожденности невозмущенного решения снова применима теорема о неявной функции, которая влечет существование решения 1, близкого к по норме C1(D).

Но невозмущенное течение v сквозное, а потому поле v1 = 1 сквозное решение возмущенной стационарной задачи Y, притом не зависящее от выбора продолжения 1 функции +.

5. Полугруппа задачи LY Вернемся к задаче LY (см. (1.1)). Она отличается от транспортной задачи (2.2) возмущающим членом K. Оператор K : G, очевидно, вполне непрерывен L2(D) L2(D). Поэтому соответствие Ev = (Lv + K) (5.1) определяет на множестве Domv оператор Ev : L2(D) L2(D), который, как и Lv, замкнут. Таким образом, задачу LY можно трактовать как задачу Коши 850 A. Б. Моргулис, В. И. Юдович для обыкновенного дифференциального уравнения в пространстве L2(D):

t = -Ev; |t=0 = Domv. (5.2) Оператор -Lv порождает сильно непрерывную полугруппу U0. Поэтому и оператор -Ev порождает сильно непрерывную полугруппу U ограниченных операторов U(t) = exp(-tEv) cогласно теоремам о возмущении полугрупп операторов (см. [15, гл. XIII]).

Представим полугруппу задачи LY в виде ряда теории возмущений, так что U(t) = Uk(t) для всех t 0, где оператор-функция U0 параметризует k=полугруппу сдвигов U0, а оператор-функции Uk (k = 1,..., ) определены рекуррентными соотношениями t Uk(t) = - U0(t - s)KUk-1(s) ds. (5.3) Напомним, что время полного протекания t показатель нильпотентности полугруппы сдвигов U0, а потому возмущения Uk(t) отличны от нуля, лишь когда t < (k + 1)t. Это примечательное следствие нильпотентности полугруппы сдвигов вдоль сквозного течения лежит в основе теорем о затухании и сглаживании возмущений. Начнем с доказательства утверждения (1) теоремы 2 о компактности эволюционного оператора U(t) задачи LY.

Заметим, что оператор-функция U(t) решение сверточного уравнения U(t) = U0(t) - (U0K U)(t). (5.4) Но оператор-функция U0 исчезает на временах, больших времени полного протекания t, и для таких t равенство (5.4) имеет вид U(t) = ((U0K) U)(t), t > t. Напомним, что оператор K вполне непрерывен. Поэтому для любого фиксированного t > 0 оператор-функция Q(s) = U0(t - s)K непрерывна по норме на сегменте [0, t] и принимает вполне непрерывные значения. Вместе с тем из сильной непрерывности полугруппы U при t 0 и рефлексивности пространства L2(D) следует, что сопряженная оператор-функция U(t) стремится к Id слабо, когда t +0. Но это предельное равенство влечет сильную непрерывность полугруппы U(t) при t 0 (см., например, [15, гл. X]). Следовательно, для любого фиксированного t > 0 оператор-функция UQ непрерывна по норме на сегменте [0, t] и принимает вполне непрерывные значения, и тем же свойством обладает функция QU. Поэтому свертка ((U0K) U)(t) вполне непрерывна как равномерный предел вполне непрерывных интегральных сумм.

Следовательно, оператор U(t) вполне непрерывен при t > t, что и требовалось.

Доказательство теоремы 2 будет завершено в § 7.

6. Устойчивость быстрых течений в метрике энстрофии Приступим к доказательству теоремы 1. Напомним, что стационарное течение v с вихрем называется быстрым, если (и только если) оно удовлетворяет условию qv = ;Dt-1/2(D) < 1, (6.1) где 1(D) минимальное собственное значение первой краевой задачи для оператора (-) в области D.

Pages:     | 1 || 3 | 4 |



© 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.