Directory UMM :Journals:Journal_of_mathematics:VMJ:
Владикавказский математический журнал
2010, Том 12, Выпуск 3, С. 56–66
УДК 517.633
О ВЗАИМОСВЯЗИ ДВУХ КЛАССОВ РЕШЕНИЙ
УРАВНЕНИЙ НАВЬЕ — СТОКСА1
В. Б. Левенштам
В работе рассмотрена начально-краевая задача для уравнений Навье — Стокса с полиномиально зависящей от неизвестной (скорости) массовой силой. Введены определения ее решения и обобщенного
решения. Получены условия, при которых обобщенное решение является решением.
Ключевые слова: уравнения Навье — Стокса, решение, обобщенное решение.
В работе рассматривается начально-краевая задача для эволюционной системы дифференциальных уравнений, которую мы, следуя некоторым авторам (см., например, [1]),
называем уравнениями Навье — Стокса. В отличие от традиционных уравнений Навье —
Стокса (см., например, [2, с. 172]) здесь роль массовой силы играет выражение (правая
часть уравнения (1), см. ниже), которое зависит не только от независимых переменных
пространства-времени x, t, но и от неизвестной вектор-функции — скорости v. В работе
вводятся определения решения указанной задачи и ее обобщенного решения. При этом
решение, разумеется, является и обобщенным решением. Доказано, что при достаточной гладкости данных задачи верно и обратное: обобщенное решение является ее решением. Используемые здесь определения решения и обобщенного решения естественным
образом возникли при обосновании автором метода усреднения для уравнений Навье —
Стокса, когда массовая сила содержит зависящие от скорости течения жидкости высокочастотные слагаемые с большими амплитудами. Представленные в работе результаты
имеют, на наш взгляд, и самостоятельный интерес. Близкие рассуждения в краткой форме излагались в [3, доказательство п. 2 теоремы], где исследовалась задача о конвекции
жидкости.
1. Пусть Ω — ограниченная область евклидова пространства R3 с C 2 -гладкой границей ∂Ω, m — целое неотрицательное, n — натуральное, ν и T — положительные числа.
¯ × [0, T ] рассмотрим начально-краевую задачу вида
В цилиндре Q = Ω
X ∂
∂v
− ν∆v + ∇P + (v, ∇) v =
aj (v, x, t) + b(v, x, t),
∂t
∂xj
(1)
16j63
div v = 0,
¯
v¯
(2)
= 0,
(3)
v(x, 0) = v0 (x),
(4)
∂ Ω×(0,T ]
в которой неизвестными являются вектор-функция v(x, t) и функция P (x, t) со значениями в R3 и R1 соответственно.
c 2010 Левенштам В. Б.
°
1
Работа выполнена при частичной финансовой поддержке Российского фонда фундаментальных
исследований, проект № 06-01-00287.
О взаимосвязи двух классов решений уравнений Навье — Стокса
57
P3
P3
∂
∂v
Отметим, что слагаемое (v, ∇) v =
j=1 ∂xj (vj v) в силу (2) можно
j=1 vj ∂xj =
было бы отнести к следующему слагаемому уравнения (1), но в этом случае стала бы
менее наглядной связь (1) с уравнениями Навье — Стокса в их традиционной форме,
когда правая часть (1) имеет вид f (x, t).
Прежде чем описать ограничения на входящие в уравнения (1), (4) вектор-функции,
введем ряд банаховых пространств. Условимся при этом одним и тем же символом, скажем, B обозначать как соответствующее банахово пространство скалярных функций, так
и банахово пространство трехмерных вектор-функций u с компонентами u j ∈ B и нормой
kukB = max kuj kB . Символом C([0, τ ], B), где B — вещественное банахово простран16j63
ство, будем обозначать банахово пространство непрерывных функций (вектор-функций)
u : [0, T ] → B с max-нормой. Символом Sq , q > 1, обозначим банахово пространство,
являющееся замыканием по норме Lq ≡ Lq (Ω) множества вещественных трехмерных
непрерывно дифференцируемых в Ω соленоидальных (div v = 0) вектор-функций v с
◦
равной нулю на ∂ Ω нормальной компонентой. Символом S 2q , q > 1, обозначим замыкание по норме Wq2 ≡ Wq2 (Ω) множества заданных в Ω гладких финитных вещественных
трехмерных вектор-функций.
Будем предполагать, что вектор-функции aj (v, x, t) и b(v, x, t) со значениями в R3
имеют следующую структуру
aj =
X
ajk ,
06k6m
b=
X
bk ,
06k6m
где ajk и bk являются однородными формами степени k относительно v ∈ R3 , т. е. их
компоненты ajki и bki , i = 1, 2, 3, имеют вид:
ajki (v, x, t) =
X
|s|=k
asjki (x, t) v1s1 v2s2 v3s3 ,
bki (v, x, t) =
X
bski (x, t) v1s1 v2s2 v3s3 .
|s|=k
Здесь s = (s1 , s2 , s3 ), si = 1, . . . , k, |s| = s1 +s2 +s3 , vi , i = 1, 2, 3, — компоненты вектора v,
а вещественные функции asjki , bski ∈ C([0, T ], L∞ (Ω)), v0 ∈ Sq0 , q0 > max (3(m − 1), 3).
2. Введем определения решения и обобщенного решения начально-краевой задачи (1)–(4).
Решением задачи (1)–(4) назовем определенную в цилиндре Q трехмерную вещественную вектор-функцию v(x, t), для которой найдется определенная в том же цилиндре скалярная вещественная функция P (x, t) такая, что при некотором q > 1 будут
выполнены следующие условия:
1) вектор-функции vˆ(t) = v(·, t) и Pˆ (t) = P (·, t) являются непрерывными, как отоб◦
ражения: vˆ : [0, T ] → Sq , vˆ : (0, T ] →S 2q , Pˆ : (0, T ] → Wq1 (Ω), и равенство (4) выполнено в
Sq ;
2) отображение vˆ : (0, T ) → Sq непрерывно дифференцируемо и равенство (1) справедливо при всех t ∈ (0, T ) в Sq ;
¯ × (0, T ] и равенство (3) выполняются в обычном клас3) равенство (2) при (x, t) ∈ Ω
сическом смысле.
Прежде чем сформулировать определение обобщенного решения задачи (1)–(4), опишем известную процедуру (см., например, [4]) перехода от задачи (1)–(4) к соответствующему интегральному уравнению. Предварительно напомним некоторые определения и
вспомогательные результаты.
58
Левенштам В. Б.
Пусть Π : Lq → Sq , q > 1, — известный (см., например, [2] или [5, с. 58]) в математической гидродинамике проектор, а A0 = −νΠ∆ — действующий в Sq оператор с областью
◦
определения D(A0 ) =S 2q . Хорошо известно (см., например, [5]), что оператор A0 — замкнут, а −A0 порождает в Sq аналитическую полугруппу e−tA0 , t > 0. Более того, оператор A0 сильно позитивен [4, 5], а потому определены его дробные степени Aγ0 , γ > 0. Через
◦
2γ
S q будем обозначать банахово пространство, элементы которого принадлежат области
определения оператора Aγ0 и снабжены нормой kuk ◦ 2γ = kAγ0 ukSq . Отметим еще известSq
ные [4, 5] равенства:
∂ −tA0
e
u = A0 e−tA0 u,
∂t
u ∈ Sq ,
A0 e−tA0 u = e−tA0 A0 u,
u ∈ S 2q .
(5)
◦
(6)
В работе будут использоваться следующие известные важные оценки.
³
´
£
¢
Предложение (см. [4–6]). Для любых q > r > 1, β = 23 1r − 1q < 21 и ϕ ∈ π2 , π
найдется такая постоянная c, что при всех u ∈ Lr , | arg λ| 6 ϕ и t, t1 , t2 ∈ [0, T ], t1 < t2 ,
выполняются неравенства:
°
°
°(λI + A0 )−1 Π u° k 6 c(1 + |λ|)β−1+ k2 kukLr ,
W
q
°
°
°
°
°(λI + A0 )−1 Π ∂u ° 6 c(1 + |λ|)β− 21 kukLr ,
°
∂xj °Lq
k = 0, 1,
(7)
j = 1, 2, 3,
(8)
°
° −tA
°e 0 Π u° k 6 c t−β− k2 kukLr , k = 0, 1,
Wq
°
°
° −tA ∂u °
° 6 c t−β− 21 kukLr , j = 1, 2, 3,
°e 0 Π
°
∂xj °Lq
° α −tA
°
°A0 e 0 Π u° 6 c t−β−α kukLr ,
Lq
° £
°
¤
° α −t2 A0
°
kukLr ,
− e−t1 A0 Π u° 6 c(t2 − t1 )µ t−β−α−µ
°A0 e
1
Lq
°£
¤ °
°
° −t2 A0
t1 A0
−e
Π u°
° e
−β− k2 −µ
Wqk
6 c(t2 − t1 )−µ t1
°
°
°
°£ −t A
¤
° e 2 0 − e−t1 A0 Π ∂u °
°
∂xi °
Lq
kukLr ,
−β− 21 −µ
6 c(t2 − t1 )−µ t1
k = 0, 1,
kukLr .
(9)
(10)
(11)
(12)
(13)
(14)
Оценки (7) при k = 0 и (8) установлены в [5, лемма 4.1, теоремы 6.1, 6.2]. Неравенства (9) при k = 0 и (10) выводятся из (7) при k = 0 и (8) с использованием интегрального
представления полугруппы через резольвенту порождающего оператора [4, с. 269]:
Z
1
−tA0
e
=
eλt (λI + A0 )−1 dλ.
2πi
arg z=∓ϕ
При q = r оценка (11) установлена в [4, теорема 14.11], а оценка (12) выведена из последней в [6, лемма 3.1]. При q 6= r дополнительно нужно учесть (9) при k = 0. Неравенства (13) при k = 1 и (14) выводятся из (9) при k = 1 и (10) так же, как (12) в [6].
Отметим, наконец, что оценки (7), (9) и (13) при k = 1 являются простыми следствиями
О взаимосвязи двух классов решений уравнений Навье — Стокса
59
оценок (8), (10) и (14) соответственно. Так, например, (7) вытекает из (8) и свойства
самосопряженности (λI + A0 )−1 в S2 [5] на основании следующей цепочки соотношений:
¯ ¯Z
¯
¯Z
¯ ¯
¯
¯
∂
∂
−1
−1
¯ ¯
¯
¯
¯ ∂xi (λI + A0 ) Π u(x) v(x) dx¯ = ¯ u(x) (λI + A0 ) Π ∂xi v(x) dx¯ 6
Ω
°
° Ω
°
°
¡
¢ 1
∂u
−1
° 6 c 1 + |λ| β− 2 kukLr kvkL ′ ,
(λI
+
A
)
Π
6 kukLr °
0
°
q
∂xi °L ′
r
1
q
+ q1′ = 1, 1r + r1′ = 1, u, v — гладкие финитные в Ω вектор-функции.
¢
¡
1 , и пусть v(x, t) — решение
Предположим на некоторое время, что asjki ∈ C [0, T ], W∞
задачи (1)–(4), q > 3. Подействовав на уравнение (1) пректором Π и обозначив v(t) =
Π v(·, t) = v(·, t), v(0) = v(·, 0) = v0 , перейдем от начально-краевой задачи (1)–(4) к задаче
Коши в Sp0 для абстрактного параболического уравнения:
где
·
¸
3
X
dv
∂
+ A0 v = Π − (v, ∇) v +
aj (v, ·, t) + b (v, ·, t) ≡ Πψ1 (v, t) ≡ ψ(v, t),
dt
∂xj
t ∈ (0, T ],
j=1
v(0) = v0 .
Из результатов [4, 5] теперь следует, что всякое решение v(·, t) задачи (1)–(4) удовлетворяет интегральному уравнению
v(t) = e
−tA0
v0 +
Zt
e−(t−τ )A0 ψ [v(τ ), τ ] dτ ≡ [N (v)] (t).
(15)
0
Обозначив через A набор функций asjki , i, j = 1, 2, 3, k = 0, . . . , m, |s| = k, положим
ˆ (A, v). Из оценок (9), (10) и неравенства Г¨ельдера легко следует непрерывность
N (v) ≡ N
ˆ : C([0, T ], L∞ ) × C([0, T ], Sp ) → C([0, T ], Sp ), где p0 то же, что и выше. В
оператора N
0
0
связи с этим вернемся к исходным предположениям относительно функций a sjki и от
оператора N (v) перейдем к его замыканию по (A, v), сохраняя за последним прежнее
обозначение. Проведенные рассуждения приводят к следующему определению.
Обобщенным решением задачи (1)–(4) назовем вектор-функцию v ∈ C([0, T ], S p0 ),
удовлетворяющую равенству
v − N (v) = 0.
Справедливо следующее утверждение.
Теорема. Пусть дополнительно¡к указанным выше
¢ s условиям
¡ выполнены
¢ следующие:
s
1+α
α
¯
¯
при некотором α ∈ (0, 1) ajki ∈ C [0, T ], C
(Ω) , bki ∈ C [0, T ], C (Ω) , i, j = 1, 2, 3,
|s| = k, k = 0, . . . , m. Тогда всякое обобщенное решение задачи (1)–(4) является ее решением.
Доказательство теоремы изложено в следующем пункте.
3. Для доказательства теоремы нам понадобятся четыре дополнительных вспомогательных утверждения, которые сформулируем в виде лемм.
Лемма 1. Для любых чисел µ ∈ (0, 1] и q > 3 найдется число γ = γ(q, µ) ∈ (0, 1),
¯ является
при котором сужение проектора Π на пространство вектор-функций C µ (Ω)
◦ 2γ
µ
¯ в Sq .
ограниченным оператором из C (Ω)
60
Левенштам В. Б.
Лемма 1 сформулирована в работе [1]. Один вариант ее доказательства (полного для
∂Ω ∈ C 5 и схема для ∂Ω ∈ C 2 ) изложен в [6], другой (полное доказательство сразу для
∂Ω ∈ C 2 ) — в [7].
3
Лемма 2. Пусть ℓ ∈ [0, 2], q > 1, δ ∈ (0, 1] и δ > 2ℓ + 2q
. Тогда имеет место непрерывное
вложение
◦
2γ
ℓ ¯
S q ⊂ C (Ω).
Лемма 2 вытекает из интерполяционной теоремы И. Б. Симоненко (см. [1], [6, § 4]),
примененной к двум тройкам банаховых пространств и оператору вложения. Одна трой◦
◦
2
ℓ ¯
2
ка — Sq , S 2δ
q , S q ; другая — Lq (Ω), C (Ω), Wq (Ω). При этом учитывается, что пространство
¯ моментно разделяет пространства Lq (Ω) и W 2 (Ω) в отношении τ , где τ = ℓ + 3 ,
C ℓ (Ω)
q
◦
1−τ
2
2
Sq
◦
2δ ,
2q
а пространство S
δ ∈ (0, 1), аппроксимационно разделяет пространства Sq и
в отδ
. Первый из этих фактов представлен известным неравенством моментов
ношении 1−δ
(см., например, [4, с. 327, (16.35)]), а второй устанавливается с помощью [4, лемма 14.1] с
◦
−1
использованием аппроксимации элемента x ∈S 2δ
p вектор-функцией ψ(λ) = λ(λI +A0 ) x,
λ ∈ (0, ∞) [6, с. 49].
Лемма 3. Пусть 0 < γ1 < γ2 < 21 , γ1 + γ2 > 21 . Тогда действующие в пространстве
−γ2
∂
1
Sq , q > 1, линейные операторы Bj = A−γ
0 Π ∂xj A0 , j = 1, 2, 3, с областью определения
◦
D(Bj ) =S 2q допускают расширения по непрерывности до ограниченных линейных операторов, действующих в пространстве Sq . Таким образом, сохраняя за расширениями
прежние обозначения, имеем при некоторой постоянной c > 0 для всех ϕ ∈ S q неравенства
°
°
° −γ1 ∂ −γ2 °
°A Π
(16)
A ϕ°
° 0
° 6 ckϕkSq , j = 1, 2, 3.
∂xj 0
Sq
◦
⊳ Поскольку линеал S 2q плотен в пространстве Sq , то равенства (16) достаточно уста◦
новить при всех ϕ ∈S 2q , что мы и сделаем. При этом, не нарушая общности рассуждений,
будем считать j = 1. Согласно интегральному представлению отрицательной дробной
степени оператора A0 имеем [4]:
∂ −γ2
sin πγ2 ∂
Jϕ ≡
A0 ϕ =
∂x1
π ∂x1
Z∞
s−γ2 (sI + A0 )−1 ϕ ds,
◦
ϕ ∈S 2q .
0
Покажем, что операцию дифференцирования можно внести под знак интеграла. Для
этого рассмотрим последовательность
sin πγ2
Jn ϕ ≡
π
Zn
s−γ2 (sI + A0 )−1 ϕ ds,
◦
ϕ ∈S 2q , n = 1, 2, . . . ,
1
n
P
и отвечающие интегралам Jn ϕ последовательности интегральных сумм Римана n,m ϕ,
m = 1, 2, . . . Последние (с учетом замкнутости оператора A0 в Sq и оценки (7) при r = q,
k = 0) выберем так, что будет выполнено соотношение
°
°X
Z∞
°
°
sin
πγ
2
−γ2
−1
°
lim °
ϕ
−
s
(sI
+
A
)
ϕ
ds
0
°
° 2 = 0,
n,m→∞
π
Wq
n,m
0
◦
ϕ ∈S 2q .
(17)
61
О взаимосвязи двух классов решений уравнений Навье — Стокса
Далее, учтем, что интеграл
Z∞
−γ2
s
0
∂
(sI + A0 )−1 ϕ ds =
∂x1
Z∞
s−γ2
0
∂ −1
A (sI + A0 )−1 A0 ϕ ds
∂x1 0
сходится абсолютно в Sq . Отсюда, в силу (17) и ограниченности оператора
следует, что
Z∞
∂
sin πγ2
(sI + A0 )−1 ϕ ds,
s−γ2
Jϕ =
π
∂x1
∂
∂x1
в Wq1
0
а потому
1
A−γ
0 Π
sin πγ1 sin πγ2
=
π2
Z∞ Z∞
0
∂ −γ2
A ϕ
∂x1 0
t−γ1 s−γ2 (tI + A0 )−1 Π
0
∂
(sI + A0 )−1 ϕ ds dt ≡ Kϕ,
∂x1
◦
ϕ ∈S 2p .
Поскольку интеграл Kϕ по квадранту s, t > 0 абсолютно сходится, то разобьем его на
два: один — по треугольнику s 6 t, другой — по треугольнику s > t. В первом из них
сделаем замену s = tu, во втором — t = su. Получим:
sin πγ1 sin πγ2
Kϕ =
π2
( Z∞
0
· Z1
×
0
+
Z∞
0
s1−γ1 −γ2
· Z1
0
u−γ2 Π
¢−1
¡
t1−γ1 −γ2 tI + A0
¸
¢−1
∂ ¡
ϕ du dt
t u I + A0
∂x1
(18)
)
¸
¢
¡
¢
¡
∂
−1
−1
ϕ ds .
sI + A0
du Π
u−γ1 s u I + A0
∂x1
Из представления (18) и оценок (7) при q = r следует требуемое неравенство (16). ⊲
Лемма 4. Для всех вектор-функций ϕ ∈ Wq1 , q > 2, справедливы равенства
Π
∂
∂
ϕ(x) = Π
Π ϕ(x),
∂xi
∂xi
i = 1, 2, 3.
(19)
⊳ Согласно [6, лемма 5.2] справедливо представление
Πϕ = ϕ − ∇ψ,
где функция ψ ∈ Wp2 (Ω) — решение задачи
△ψ = div ϕ,
¯
¯
∂ψ ¯¯
= ϕn ¯∂Ω .
¯
∂n
∂Ω
(20)
62
Левенштам В. Б.
Здесь n — внутренняя нормаль к границе ∂Ω. Покажем теперь, что для функции ψ
справедливы равенства
∂
∇ψ = 0, i = 1, 2, 3.
(21)
Π
∂xi
Поскольку Π — ортогональный в L2 (Ω) проектор на S2 , а множество гладких соленоидальных исчезающих на ∂Ω вектор-функций σ(x) плотно в S2 [5, лемма 5.2], то равенства (21) вытекают из очевидных тождеств
Z
Z
Z
∂
∂σ(x)
∂
∇ψ(x) σ(x) dx = ψ(x) div
dx = ψ(x)
div σ(x) dx = 0,
∂xi
∂xi
∂xi
Ω
Ω
Ω
i = 1, 2, 3. Тождества (19) следуют теперь из (20), (21). ⊲
Перейдем к непосредственному доказательству теоремы. Пусть вектор-функция
v(·, t) ≡ v(t), t ∈ [0, T ], является обобщенным решением задачи (1)–(4), т. е.
v ∈ C([0, T ], Sq0 ),
(22)
и удовлетворяет уравнению (15). Докажем вначале, что при любом фиксированном δ ∈
(0, T )
³
◦ ´
v ∈ C [δ, T ], S 2q0 .
(23)
Доказательство (23) осуществим в несколько этапов. При этом в равенстве (15) вместо
выражения ψ(v, t) будем рассматривать лишь одно его слагаемое — ∂x∂ 1 a1 (v, t); доказательство (23) в присутствии остальных слагаемых совершенно аналогично, но существенно более громоздко. Итак, будем исходить из соотношения
v(t) = e−tA0 v0 +
Zt
e−(t−τ )A0 Π
0
∂
a1 (v(τ ), ·, τ ) dτ ≡ I(v, t).
∂x1
(24)
При этом в силу структуры вектор-функции a1 (v, ·, τ ), соотношения (22) и неравенства
Г¨ельдера имеем
¢
¡
(25)
a(·, τ ) ≡ a1 (v(τ ), ·, τ ) ∈ C [0, T ], Lq0 /m .
³
´
Зафиксируем число γ0 ∈ 0, 12 − 3(m−1)
. С помощью операции усреднения по Стеклову
2q0
по вектор-функции a1 (x, τ ) построим семейство гладких по x вектор-функций aε (x, τ ),
ε > 0, таких, что
lim kaε (·, τ ) − a(·, τ )kC[0,T ] (Lq /m ) = 0.
(26)
ε→0
0
В силу замкнутости в Sq0 оператора
Aγ00 Iε (v, t)
≡
Aγ00 e−tA0 v0
Aγ00
имеем
Zt
Aγ00 e−
+
t−τ
2
A0 − t−τ
A0
2
e
0
Π
∂ ε
a (·, τ ) dτ.
∂x1
Отсюда в силу оценок (10) и (11) находим
°
°
max °Aγ00 I(vε , t)°Sq
t∈[δ/4,T ]
6 cδ
−γ
kv0 kSq0 + c
ZT
0
0
°
°
1
(t − τ )−γ0 −β− 2 dτ °aε (·, τ )°C([0,T ], L
° °
6 c1 + c2 °aε °C ([0,T ], L
q0 /m
),
q0 /m )
(27)
О взаимосвязи двух классов решений уравнений Навье — Стокса
63
где β = 3(m−1)
2q0 , c, c1 , c2 = const, не зависящие от ε. Из оценок (11), (12), (10) аналогичным
образом следует, что
¡
¢
(28)
Aγ00 Iε (v, t) ∈ C [δ/4, T ], Sq0 .
В силу (24)–(28), замкнутости оператора Aγ0 и того факта, что равномерный предел v(t)
непрерывных вектор-функций vε (t) ≡ Iε (v, t) также непрерывен, получаем
Aγ00 v(t)
=
Aγ00 e−tA0 v0
+
Zt
Aγ00 e−(t−τ )A0 Π
0
¡
¢
∂
a1 (v(τ ), ·, τ, ωτ ) dτ ∈ C [δ/4, T ], Sq0 .
∂x1
(29)
Отсюда согласно лемме 2 (так как 12 − 3(m−1)
> 2q30 при q0 > 3m) следует, что при
2q0
¢
¡
¯ . Поэтому вектор-функция
некотором α0 > 0 решения v ∈ C [δ/4, T ], C α0 (Ω)
¡
¢
¯ , α1 = min (α, α0 ),
a1 (·, t) ∈ C [δ/4, T ], C α1 (Ω)
(30)
где α — то же число, что в формулировке теоремы. Следовательно, в силу леммы 1 при
некотором γ1 ∈ (0, 1)
³
´
◦
1
Π a(·, t) ∈ C [δ/4, T ], S 2γ
.
(31)
q0
Исходя из соотношения (31), докажем теперь, что
v ∈ C[δ/2,T ] (Wq10 ).
(32)
Для этого проведем некоторые дополнительные построения. Пусть Ω0 ⊂ R3 — область,
¯ внешние нормали к границе ∂Ω которой не пересекаются в Ω0 . Для
содержащая Ω,
вектор-функции a(x, t) при каждом t ∈ [0, T ] путем зеркального отображения относительно границы ∂Ω построим продолжение 2 a
ˆ(x, t) на область Ω0 . Легко видеть, что при
¯ Усредняя a
ˆ(x, t) по Стеклову с усредняющим ядром rε (x)
t ∈ [δ/4, T ], a(x, t) ∈ C α1 (Ω).
при малых ε > 0, определим семейство гладких по x вектор-функций
Z
ε
a (x, t) = rε (x − y) a
ˆ(y, t) dy, t ∈ [0, T ].
Ω
При этом, как известно, для некоторой не зависящей от ε, t постоянной c > 0 имеет место
неравенство
° ε
°
°
°
°a (·, t)° α ¯ 6 c°a(·, t)° α ¯ , t ∈ [δ/4, T ],
C 1 (Ω)
C 1 (Ω)
а также справедливо предельное равенство
°
°
lim °aε (·, t) − a(·, t)°C ([δ/4,T ], C(Ω)
¯ ) = 0.
ε→0
Из этих соотношений, очевидно, следует равенство
°
°
lim °aε (·, t) − a(·, t)°C([δ/4,T ], C α2 ) = 0,
ε→0
α2 ∈ (0, α1 ).
(33)
) = 0.
(34)
Имеем также
°
°
lim °aε (·, t) − a(·, t)°C ([δ/4,T ], L
ε→0
q0 /m
2
При t ∈ [0, δ/3] зеркально отображается любой представитель класса эквивалентности a(·, t); можно
было бы a(·, t) продолжить нулем в область Ω0 \ Ω.
64
Левенштам В. Б.
Переобозначим теперь правую часть равенства (24):
I(v, t) = J(a, t),
и рассмотрим при t ∈
£2
3 δ, T
¤
выражения
∂
∂ −tA0
J(aε , t) =
e
v0 +
∂xi
∂xi
+
Zt
δ/4
µ
t−τ
∂ − 2 A0
∂xi e
¶µ
(35)
Zδ/4µ
∂ − t−τ A0
e 2
∂xi
0
t−τ
Aγ02 e− 2 A0
¶³
¶µ
¶
t−τ
e− 2 A0 Π ∂x∂ 1 aε dτ
´
−γ1
∂
2
A−γ
Aγ01 Π aε dτ,
0 Π ∂x1 A0
(36)
i = 1, 2, 3.
Здесь 0 < 12 − γ1 < γ2 < 12 , причем γ1 — столь малое положительное число, что в силу
леммы 1 имеет место непрерывное вложение:
◦
1
ΠC α1 (Ω) ⊂S 2γ
q0 .
(37)
∂
под знаки интегралов в (36) легко обосновать, исОтметим, что внесение операции ∂x
i
пользуя в представлении (19) для J(aε , t) (см. (35)) интегральные суммы Римана и замкнутость операций обобщенного дифференцирования. Отметим еще, что в представлении (36) учтена лемма 4. Из равенства (36) в силу оценок (9), (10), леммы 3 и соотношения (37) следуют неравенства
°
°
° ∂
°
1
ε
max °
J(a , t)°
6 cδ − 2 kv0 kSq0
°
°
t∈[δ/2,T ] ∂xi
Sq
0
1
+ cδ − 2
Zδ/4
1
max
(t − τ )− 2 dτ kaε kC ([0, δ/4], Lq
0 /m
t∈[0, δ/4]
)
0
+ c max
Zt
t∈[δ/2, T ]
δ/2
(38)
1
(t − τ )− 2 −γ2 dτ kaε kC ([δ/4, T ], C α1 (Ω)
¯ )
6 c1 + c2 kaε kC ([0, δ/4], Lq
0 /m
ε
¯ ),
) + c3 ka kC ([δ/4, T ], C α1 (Ω)
где c, c1 , c2 , c3 — не зависящие от ε константы. Из представления (35) и оценок (9), (13),
(14) следует, что
∂
J(aε , t) ∈ C ([δ/2, T ], Lq0 ) .
(39)
∂xi
В силу соотношений (24), (33)–(38) справедливо (32), а, значит,
¡
¢
∂
a(·, t) ∈ C [δ/2, T ], Lq0 /m ,
∂xi
i = 1, 2, 3.
Перепишем теперь равенство (19) при t > δ в виде
Zδ/2
Zt
∂
∂
−tA0
− t−τ
A0 − t−τ
A0
2
2
v(t) = e
v0 +
e
e
Π
a dτ +
a dτ.
e−(t−τ )A0 Π
∂x1
∂x1
0
δ/2
(40)
65
О взаимосвязи двух классов решений уравнений Навье — Стокса
Из оценок (10)–(14) и соотношений (25), (40) следует, что
v∈C
³£
3
4 δ, T
¤
´
◦
, S 2γ
q0 /m ,
где γ ∈ (0, 1), так что γ может быть сколь угодно близким к единице. По лемме 2 отсюда
следует существование такого числа ℓ > 1, что
´
³£
¤
v ∈ C 43 δ, T , C ℓ ,
а, значит, в силу леммы 1
Π
³£
¤ ◦ ´
∂
a(·, t) ∈ C 34 δ, T , S 2ε
q0
∂x1
(41)
при некотором ε > 0.
Для завершения доказательства соотношения (23) воспользуемся представлением
3
v(t) = e
−tA0
v0 +
Z4 δ
t−τ
t−τ
e− 2 A0 e− 2 A0 Π
0
∂
a dτ +
∂x1
Zt
e−(t−τ )A0 Π
3
δ
4
∂
a dτ,
∂x1
t>
3
δ.
4
Из него, оценок (10)–(14) и соотношений (25), (41) следует (23).
Докажем теперь, что при любых δ > 0 обобщенное решение v : [0, T ] → Sq0 дифференцируемо по t при t > 0 и при этом
∂v
∈ C[δ,T ] (Sq0 ).
∂t
(42)
Будем исходить из соотношения (23), которое ввиду произвольности δ > 0 перепишем в
виде
³
◦ ´
v ∈ C [δ/2, T ], S 2q0 .
(43)
◦
◦
Отсюда на основании эквивалентности норм в пространствах S 2q0 и W 2q0 (в силу неравен◦
ства коэрцитивности [5]) и известной теоремы о непрерывности вложения W 2q0 ⊂ C 1+α2 ,
1 < α2 < q30 , следует, что
ψ1 (v(t), t) ∈ C ([δ/2, T ], C α3 ) ,
α3 = min (α2 , α).
(44)
Отсюда по лемме 1 следует существование такого γ3 > 0, что
³
´
◦
ψ(v(t), t) ≡ Πψ1 (v(t), t) ∈ C [δ/2, T ], S q2γ0 3 .
Перепишем теперь равенство (24) при t > δ в виде
Zt
Zδ/2
−tA0
−A0 (t−τ )
v0 +
v(t) = e
e
ψ(v(τ ), τ ) dτ +
e−A0 (t−τ ) ψ(v(τ ), τ ) dτ.
0
δ/2
(45)
66
Левенштам В. Б.
Последнее, на основании равенств (4), (5), соотношения (45) и неравенств (11), (12),
непрерывно дифференцируемо, так что
∂v
= A0 e−tA0 v0 +
∂t
Zδ/2
A0 e−A0 (t−τ ) ψ(v(τ ), τ ) dτ
0
+
Zt
(46)
3 −A0 (t−τ ) γ3
e
A0 ψ(v(τ ), τ ) dτ + ψ(v(τ ), τ ) ∈ C([δ, T ], Sq0 ).
A1−γ
0
δ/2
Из соотношений (22), (43) и (46) легко следует, что вектор-функция v(x, t) является
решением задачи (1)–(4) в смысле данного в начале п. 2 определения. (При этом ∇P
выражается через v посредством соотношения (1).) Теорема полностью доказана. ⊲
Литература
1. Симоненко И. Б. Обоснование метода усреднения для задачи конвекции в поле быстро осциллирующих сил и для других параболических уравнений // Мат. сб.—1972.—Т. 87, № 2.—С. 236–253.
2. Ладыженская О. А. Математические вопросы динамики вязкой несжимаемой жидкости.—М.: Наука, 1970.—288 с.
3. Левенштам В. Б. Метод усреднения в задаче конвекции при высокочастотных наклонных вибрациях // Сиб. мат. журн.—1996.—Т. 37, № 5.—С. 1103–1116.
4. Красносельский М. А., Забрейко П. П., Пустыльник Е. И., Соболевский П. Е. Интегральные
операторы в пространствах суммируемых функций.—М.: Наука, 1966.—499 с.
5. Юдович В. И. Метод линеаризации в гидродинамической теории устойчивости.—Ростов-на-Дону:
Изд-во РГУ, 1984.—192 с.
6. Симоненко И. Б. Метод усреднения в теории нелинейных уравнений параболического типа с
приложением к задачам гидродинамической устойчивости.—Ростов-на-Дону: Изд-во РГУ, 1989.—
112 с.
7. Левенштам В. Б. Одно свойство проектора Π гидродинамики // Комплексный анализ, дифференциальные и интегральные уравнения.—Элиста, 1990.—С. 89–96.
Статья поступила 14 сентября 2009 г.
Левенштам Валерий Борисович
Южный федеральный университет,
профессор кафедры алгебры и дискретной математики
РОССИЯ, 344090, Ростов-на-Дону, ул. Мильчакова, 8 а;
Южный математический институт ВНЦ РАН и РСО-А,
ведущий научный сотрудник лаб. математической физики
РОССИЯ, 362027, Владикавказ, ул. Маркуса, 22
E-mail: [email protected]
ON CORRELATION OF TWO SOLUTION CLASSES
OF NAVIER — STOKES EQUATION
Levenshtam V. B.
We consider an initial boundary value problem for Navier — Stokes equation with mass power polinomial
depend on unknown (velocity). We introduce for it the definitions of solution and generalized solution and
we derive the conditions, under with a generalized solution is a solution.
Key words: Navier — Stokes equation, solution, generalized solution.
2010, Том 12, Выпуск 3, С. 56–66
УДК 517.633
О ВЗАИМОСВЯЗИ ДВУХ КЛАССОВ РЕШЕНИЙ
УРАВНЕНИЙ НАВЬЕ — СТОКСА1
В. Б. Левенштам
В работе рассмотрена начально-краевая задача для уравнений Навье — Стокса с полиномиально зависящей от неизвестной (скорости) массовой силой. Введены определения ее решения и обобщенного
решения. Получены условия, при которых обобщенное решение является решением.
Ключевые слова: уравнения Навье — Стокса, решение, обобщенное решение.
В работе рассматривается начально-краевая задача для эволюционной системы дифференциальных уравнений, которую мы, следуя некоторым авторам (см., например, [1]),
называем уравнениями Навье — Стокса. В отличие от традиционных уравнений Навье —
Стокса (см., например, [2, с. 172]) здесь роль массовой силы играет выражение (правая
часть уравнения (1), см. ниже), которое зависит не только от независимых переменных
пространства-времени x, t, но и от неизвестной вектор-функции — скорости v. В работе
вводятся определения решения указанной задачи и ее обобщенного решения. При этом
решение, разумеется, является и обобщенным решением. Доказано, что при достаточной гладкости данных задачи верно и обратное: обобщенное решение является ее решением. Используемые здесь определения решения и обобщенного решения естественным
образом возникли при обосновании автором метода усреднения для уравнений Навье —
Стокса, когда массовая сила содержит зависящие от скорости течения жидкости высокочастотные слагаемые с большими амплитудами. Представленные в работе результаты
имеют, на наш взгляд, и самостоятельный интерес. Близкие рассуждения в краткой форме излагались в [3, доказательство п. 2 теоремы], где исследовалась задача о конвекции
жидкости.
1. Пусть Ω — ограниченная область евклидова пространства R3 с C 2 -гладкой границей ∂Ω, m — целое неотрицательное, n — натуральное, ν и T — положительные числа.
¯ × [0, T ] рассмотрим начально-краевую задачу вида
В цилиндре Q = Ω
X ∂
∂v
− ν∆v + ∇P + (v, ∇) v =
aj (v, x, t) + b(v, x, t),
∂t
∂xj
(1)
16j63
div v = 0,
¯
v¯
(2)
= 0,
(3)
v(x, 0) = v0 (x),
(4)
∂ Ω×(0,T ]
в которой неизвестными являются вектор-функция v(x, t) и функция P (x, t) со значениями в R3 и R1 соответственно.
c 2010 Левенштам В. Б.
°
1
Работа выполнена при частичной финансовой поддержке Российского фонда фундаментальных
исследований, проект № 06-01-00287.
О взаимосвязи двух классов решений уравнений Навье — Стокса
57
P3
P3
∂
∂v
Отметим, что слагаемое (v, ∇) v =
j=1 ∂xj (vj v) в силу (2) можно
j=1 vj ∂xj =
было бы отнести к следующему слагаемому уравнения (1), но в этом случае стала бы
менее наглядной связь (1) с уравнениями Навье — Стокса в их традиционной форме,
когда правая часть (1) имеет вид f (x, t).
Прежде чем описать ограничения на входящие в уравнения (1), (4) вектор-функции,
введем ряд банаховых пространств. Условимся при этом одним и тем же символом, скажем, B обозначать как соответствующее банахово пространство скалярных функций, так
и банахово пространство трехмерных вектор-функций u с компонентами u j ∈ B и нормой
kukB = max kuj kB . Символом C([0, τ ], B), где B — вещественное банахово простран16j63
ство, будем обозначать банахово пространство непрерывных функций (вектор-функций)
u : [0, T ] → B с max-нормой. Символом Sq , q > 1, обозначим банахово пространство,
являющееся замыканием по норме Lq ≡ Lq (Ω) множества вещественных трехмерных
непрерывно дифференцируемых в Ω соленоидальных (div v = 0) вектор-функций v с
◦
равной нулю на ∂ Ω нормальной компонентой. Символом S 2q , q > 1, обозначим замыкание по норме Wq2 ≡ Wq2 (Ω) множества заданных в Ω гладких финитных вещественных
трехмерных вектор-функций.
Будем предполагать, что вектор-функции aj (v, x, t) и b(v, x, t) со значениями в R3
имеют следующую структуру
aj =
X
ajk ,
06k6m
b=
X
bk ,
06k6m
где ajk и bk являются однородными формами степени k относительно v ∈ R3 , т. е. их
компоненты ajki и bki , i = 1, 2, 3, имеют вид:
ajki (v, x, t) =
X
|s|=k
asjki (x, t) v1s1 v2s2 v3s3 ,
bki (v, x, t) =
X
bski (x, t) v1s1 v2s2 v3s3 .
|s|=k
Здесь s = (s1 , s2 , s3 ), si = 1, . . . , k, |s| = s1 +s2 +s3 , vi , i = 1, 2, 3, — компоненты вектора v,
а вещественные функции asjki , bski ∈ C([0, T ], L∞ (Ω)), v0 ∈ Sq0 , q0 > max (3(m − 1), 3).
2. Введем определения решения и обобщенного решения начально-краевой задачи (1)–(4).
Решением задачи (1)–(4) назовем определенную в цилиндре Q трехмерную вещественную вектор-функцию v(x, t), для которой найдется определенная в том же цилиндре скалярная вещественная функция P (x, t) такая, что при некотором q > 1 будут
выполнены следующие условия:
1) вектор-функции vˆ(t) = v(·, t) и Pˆ (t) = P (·, t) являются непрерывными, как отоб◦
ражения: vˆ : [0, T ] → Sq , vˆ : (0, T ] →S 2q , Pˆ : (0, T ] → Wq1 (Ω), и равенство (4) выполнено в
Sq ;
2) отображение vˆ : (0, T ) → Sq непрерывно дифференцируемо и равенство (1) справедливо при всех t ∈ (0, T ) в Sq ;
¯ × (0, T ] и равенство (3) выполняются в обычном клас3) равенство (2) при (x, t) ∈ Ω
сическом смысле.
Прежде чем сформулировать определение обобщенного решения задачи (1)–(4), опишем известную процедуру (см., например, [4]) перехода от задачи (1)–(4) к соответствующему интегральному уравнению. Предварительно напомним некоторые определения и
вспомогательные результаты.
58
Левенштам В. Б.
Пусть Π : Lq → Sq , q > 1, — известный (см., например, [2] или [5, с. 58]) в математической гидродинамике проектор, а A0 = −νΠ∆ — действующий в Sq оператор с областью
◦
определения D(A0 ) =S 2q . Хорошо известно (см., например, [5]), что оператор A0 — замкнут, а −A0 порождает в Sq аналитическую полугруппу e−tA0 , t > 0. Более того, оператор A0 сильно позитивен [4, 5], а потому определены его дробные степени Aγ0 , γ > 0. Через
◦
2γ
S q будем обозначать банахово пространство, элементы которого принадлежат области
определения оператора Aγ0 и снабжены нормой kuk ◦ 2γ = kAγ0 ukSq . Отметим еще известSq
ные [4, 5] равенства:
∂ −tA0
e
u = A0 e−tA0 u,
∂t
u ∈ Sq ,
A0 e−tA0 u = e−tA0 A0 u,
u ∈ S 2q .
(5)
◦
(6)
В работе будут использоваться следующие известные важные оценки.
³
´
£
¢
Предложение (см. [4–6]). Для любых q > r > 1, β = 23 1r − 1q < 21 и ϕ ∈ π2 , π
найдется такая постоянная c, что при всех u ∈ Lr , | arg λ| 6 ϕ и t, t1 , t2 ∈ [0, T ], t1 < t2 ,
выполняются неравенства:
°
°
°(λI + A0 )−1 Π u° k 6 c(1 + |λ|)β−1+ k2 kukLr ,
W
q
°
°
°
°
°(λI + A0 )−1 Π ∂u ° 6 c(1 + |λ|)β− 21 kukLr ,
°
∂xj °Lq
k = 0, 1,
(7)
j = 1, 2, 3,
(8)
°
° −tA
°e 0 Π u° k 6 c t−β− k2 kukLr , k = 0, 1,
Wq
°
°
° −tA ∂u °
° 6 c t−β− 21 kukLr , j = 1, 2, 3,
°e 0 Π
°
∂xj °Lq
° α −tA
°
°A0 e 0 Π u° 6 c t−β−α kukLr ,
Lq
° £
°
¤
° α −t2 A0
°
kukLr ,
− e−t1 A0 Π u° 6 c(t2 − t1 )µ t−β−α−µ
°A0 e
1
Lq
°£
¤ °
°
° −t2 A0
t1 A0
−e
Π u°
° e
−β− k2 −µ
Wqk
6 c(t2 − t1 )−µ t1
°
°
°
°£ −t A
¤
° e 2 0 − e−t1 A0 Π ∂u °
°
∂xi °
Lq
kukLr ,
−β− 21 −µ
6 c(t2 − t1 )−µ t1
k = 0, 1,
kukLr .
(9)
(10)
(11)
(12)
(13)
(14)
Оценки (7) при k = 0 и (8) установлены в [5, лемма 4.1, теоремы 6.1, 6.2]. Неравенства (9) при k = 0 и (10) выводятся из (7) при k = 0 и (8) с использованием интегрального
представления полугруппы через резольвенту порождающего оператора [4, с. 269]:
Z
1
−tA0
e
=
eλt (λI + A0 )−1 dλ.
2πi
arg z=∓ϕ
При q = r оценка (11) установлена в [4, теорема 14.11], а оценка (12) выведена из последней в [6, лемма 3.1]. При q 6= r дополнительно нужно учесть (9) при k = 0. Неравенства (13) при k = 1 и (14) выводятся из (9) при k = 1 и (10) так же, как (12) в [6].
Отметим, наконец, что оценки (7), (9) и (13) при k = 1 являются простыми следствиями
О взаимосвязи двух классов решений уравнений Навье — Стокса
59
оценок (8), (10) и (14) соответственно. Так, например, (7) вытекает из (8) и свойства
самосопряженности (λI + A0 )−1 в S2 [5] на основании следующей цепочки соотношений:
¯ ¯Z
¯
¯Z
¯ ¯
¯
¯
∂
∂
−1
−1
¯ ¯
¯
¯
¯ ∂xi (λI + A0 ) Π u(x) v(x) dx¯ = ¯ u(x) (λI + A0 ) Π ∂xi v(x) dx¯ 6
Ω
°
° Ω
°
°
¡
¢ 1
∂u
−1
° 6 c 1 + |λ| β− 2 kukLr kvkL ′ ,
(λI
+
A
)
Π
6 kukLr °
0
°
q
∂xi °L ′
r
1
q
+ q1′ = 1, 1r + r1′ = 1, u, v — гладкие финитные в Ω вектор-функции.
¢
¡
1 , и пусть v(x, t) — решение
Предположим на некоторое время, что asjki ∈ C [0, T ], W∞
задачи (1)–(4), q > 3. Подействовав на уравнение (1) пректором Π и обозначив v(t) =
Π v(·, t) = v(·, t), v(0) = v(·, 0) = v0 , перейдем от начально-краевой задачи (1)–(4) к задаче
Коши в Sp0 для абстрактного параболического уравнения:
где
·
¸
3
X
dv
∂
+ A0 v = Π − (v, ∇) v +
aj (v, ·, t) + b (v, ·, t) ≡ Πψ1 (v, t) ≡ ψ(v, t),
dt
∂xj
t ∈ (0, T ],
j=1
v(0) = v0 .
Из результатов [4, 5] теперь следует, что всякое решение v(·, t) задачи (1)–(4) удовлетворяет интегральному уравнению
v(t) = e
−tA0
v0 +
Zt
e−(t−τ )A0 ψ [v(τ ), τ ] dτ ≡ [N (v)] (t).
(15)
0
Обозначив через A набор функций asjki , i, j = 1, 2, 3, k = 0, . . . , m, |s| = k, положим
ˆ (A, v). Из оценок (9), (10) и неравенства Г¨ельдера легко следует непрерывность
N (v) ≡ N
ˆ : C([0, T ], L∞ ) × C([0, T ], Sp ) → C([0, T ], Sp ), где p0 то же, что и выше. В
оператора N
0
0
связи с этим вернемся к исходным предположениям относительно функций a sjki и от
оператора N (v) перейдем к его замыканию по (A, v), сохраняя за последним прежнее
обозначение. Проведенные рассуждения приводят к следующему определению.
Обобщенным решением задачи (1)–(4) назовем вектор-функцию v ∈ C([0, T ], S p0 ),
удовлетворяющую равенству
v − N (v) = 0.
Справедливо следующее утверждение.
Теорема. Пусть дополнительно¡к указанным выше
¢ s условиям
¡ выполнены
¢ следующие:
s
1+α
α
¯
¯
при некотором α ∈ (0, 1) ajki ∈ C [0, T ], C
(Ω) , bki ∈ C [0, T ], C (Ω) , i, j = 1, 2, 3,
|s| = k, k = 0, . . . , m. Тогда всякое обобщенное решение задачи (1)–(4) является ее решением.
Доказательство теоремы изложено в следующем пункте.
3. Для доказательства теоремы нам понадобятся четыре дополнительных вспомогательных утверждения, которые сформулируем в виде лемм.
Лемма 1. Для любых чисел µ ∈ (0, 1] и q > 3 найдется число γ = γ(q, µ) ∈ (0, 1),
¯ является
при котором сужение проектора Π на пространство вектор-функций C µ (Ω)
◦ 2γ
µ
¯ в Sq .
ограниченным оператором из C (Ω)
60
Левенштам В. Б.
Лемма 1 сформулирована в работе [1]. Один вариант ее доказательства (полного для
∂Ω ∈ C 5 и схема для ∂Ω ∈ C 2 ) изложен в [6], другой (полное доказательство сразу для
∂Ω ∈ C 2 ) — в [7].
3
Лемма 2. Пусть ℓ ∈ [0, 2], q > 1, δ ∈ (0, 1] и δ > 2ℓ + 2q
. Тогда имеет место непрерывное
вложение
◦
2γ
ℓ ¯
S q ⊂ C (Ω).
Лемма 2 вытекает из интерполяционной теоремы И. Б. Симоненко (см. [1], [6, § 4]),
примененной к двум тройкам банаховых пространств и оператору вложения. Одна трой◦
◦
2
ℓ ¯
2
ка — Sq , S 2δ
q , S q ; другая — Lq (Ω), C (Ω), Wq (Ω). При этом учитывается, что пространство
¯ моментно разделяет пространства Lq (Ω) и W 2 (Ω) в отношении τ , где τ = ℓ + 3 ,
C ℓ (Ω)
q
◦
1−τ
2
2
Sq
◦
2δ ,
2q
а пространство S
δ ∈ (0, 1), аппроксимационно разделяет пространства Sq и
в отδ
. Первый из этих фактов представлен известным неравенством моментов
ношении 1−δ
(см., например, [4, с. 327, (16.35)]), а второй устанавливается с помощью [4, лемма 14.1] с
◦
−1
использованием аппроксимации элемента x ∈S 2δ
p вектор-функцией ψ(λ) = λ(λI +A0 ) x,
λ ∈ (0, ∞) [6, с. 49].
Лемма 3. Пусть 0 < γ1 < γ2 < 21 , γ1 + γ2 > 21 . Тогда действующие в пространстве
−γ2
∂
1
Sq , q > 1, линейные операторы Bj = A−γ
0 Π ∂xj A0 , j = 1, 2, 3, с областью определения
◦
D(Bj ) =S 2q допускают расширения по непрерывности до ограниченных линейных операторов, действующих в пространстве Sq . Таким образом, сохраняя за расширениями
прежние обозначения, имеем при некоторой постоянной c > 0 для всех ϕ ∈ S q неравенства
°
°
° −γ1 ∂ −γ2 °
°A Π
(16)
A ϕ°
° 0
° 6 ckϕkSq , j = 1, 2, 3.
∂xj 0
Sq
◦
⊳ Поскольку линеал S 2q плотен в пространстве Sq , то равенства (16) достаточно уста◦
новить при всех ϕ ∈S 2q , что мы и сделаем. При этом, не нарушая общности рассуждений,
будем считать j = 1. Согласно интегральному представлению отрицательной дробной
степени оператора A0 имеем [4]:
∂ −γ2
sin πγ2 ∂
Jϕ ≡
A0 ϕ =
∂x1
π ∂x1
Z∞
s−γ2 (sI + A0 )−1 ϕ ds,
◦
ϕ ∈S 2q .
0
Покажем, что операцию дифференцирования можно внести под знак интеграла. Для
этого рассмотрим последовательность
sin πγ2
Jn ϕ ≡
π
Zn
s−γ2 (sI + A0 )−1 ϕ ds,
◦
ϕ ∈S 2q , n = 1, 2, . . . ,
1
n
P
и отвечающие интегралам Jn ϕ последовательности интегральных сумм Римана n,m ϕ,
m = 1, 2, . . . Последние (с учетом замкнутости оператора A0 в Sq и оценки (7) при r = q,
k = 0) выберем так, что будет выполнено соотношение
°
°X
Z∞
°
°
sin
πγ
2
−γ2
−1
°
lim °
ϕ
−
s
(sI
+
A
)
ϕ
ds
0
°
° 2 = 0,
n,m→∞
π
Wq
n,m
0
◦
ϕ ∈S 2q .
(17)
61
О взаимосвязи двух классов решений уравнений Навье — Стокса
Далее, учтем, что интеграл
Z∞
−γ2
s
0
∂
(sI + A0 )−1 ϕ ds =
∂x1
Z∞
s−γ2
0
∂ −1
A (sI + A0 )−1 A0 ϕ ds
∂x1 0
сходится абсолютно в Sq . Отсюда, в силу (17) и ограниченности оператора
следует, что
Z∞
∂
sin πγ2
(sI + A0 )−1 ϕ ds,
s−γ2
Jϕ =
π
∂x1
∂
∂x1
в Wq1
0
а потому
1
A−γ
0 Π
sin πγ1 sin πγ2
=
π2
Z∞ Z∞
0
∂ −γ2
A ϕ
∂x1 0
t−γ1 s−γ2 (tI + A0 )−1 Π
0
∂
(sI + A0 )−1 ϕ ds dt ≡ Kϕ,
∂x1
◦
ϕ ∈S 2p .
Поскольку интеграл Kϕ по квадранту s, t > 0 абсолютно сходится, то разобьем его на
два: один — по треугольнику s 6 t, другой — по треугольнику s > t. В первом из них
сделаем замену s = tu, во втором — t = su. Получим:
sin πγ1 sin πγ2
Kϕ =
π2
( Z∞
0
· Z1
×
0
+
Z∞
0
s1−γ1 −γ2
· Z1
0
u−γ2 Π
¢−1
¡
t1−γ1 −γ2 tI + A0
¸
¢−1
∂ ¡
ϕ du dt
t u I + A0
∂x1
(18)
)
¸
¢
¡
¢
¡
∂
−1
−1
ϕ ds .
sI + A0
du Π
u−γ1 s u I + A0
∂x1
Из представления (18) и оценок (7) при q = r следует требуемое неравенство (16). ⊲
Лемма 4. Для всех вектор-функций ϕ ∈ Wq1 , q > 2, справедливы равенства
Π
∂
∂
ϕ(x) = Π
Π ϕ(x),
∂xi
∂xi
i = 1, 2, 3.
(19)
⊳ Согласно [6, лемма 5.2] справедливо представление
Πϕ = ϕ − ∇ψ,
где функция ψ ∈ Wp2 (Ω) — решение задачи
△ψ = div ϕ,
¯
¯
∂ψ ¯¯
= ϕn ¯∂Ω .
¯
∂n
∂Ω
(20)
62
Левенштам В. Б.
Здесь n — внутренняя нормаль к границе ∂Ω. Покажем теперь, что для функции ψ
справедливы равенства
∂
∇ψ = 0, i = 1, 2, 3.
(21)
Π
∂xi
Поскольку Π — ортогональный в L2 (Ω) проектор на S2 , а множество гладких соленоидальных исчезающих на ∂Ω вектор-функций σ(x) плотно в S2 [5, лемма 5.2], то равенства (21) вытекают из очевидных тождеств
Z
Z
Z
∂
∂σ(x)
∂
∇ψ(x) σ(x) dx = ψ(x) div
dx = ψ(x)
div σ(x) dx = 0,
∂xi
∂xi
∂xi
Ω
Ω
Ω
i = 1, 2, 3. Тождества (19) следуют теперь из (20), (21). ⊲
Перейдем к непосредственному доказательству теоремы. Пусть вектор-функция
v(·, t) ≡ v(t), t ∈ [0, T ], является обобщенным решением задачи (1)–(4), т. е.
v ∈ C([0, T ], Sq0 ),
(22)
и удовлетворяет уравнению (15). Докажем вначале, что при любом фиксированном δ ∈
(0, T )
³
◦ ´
v ∈ C [δ, T ], S 2q0 .
(23)
Доказательство (23) осуществим в несколько этапов. При этом в равенстве (15) вместо
выражения ψ(v, t) будем рассматривать лишь одно его слагаемое — ∂x∂ 1 a1 (v, t); доказательство (23) в присутствии остальных слагаемых совершенно аналогично, но существенно более громоздко. Итак, будем исходить из соотношения
v(t) = e−tA0 v0 +
Zt
e−(t−τ )A0 Π
0
∂
a1 (v(τ ), ·, τ ) dτ ≡ I(v, t).
∂x1
(24)
При этом в силу структуры вектор-функции a1 (v, ·, τ ), соотношения (22) и неравенства
Г¨ельдера имеем
¢
¡
(25)
a(·, τ ) ≡ a1 (v(τ ), ·, τ ) ∈ C [0, T ], Lq0 /m .
³
´
Зафиксируем число γ0 ∈ 0, 12 − 3(m−1)
. С помощью операции усреднения по Стеклову
2q0
по вектор-функции a1 (x, τ ) построим семейство гладких по x вектор-функций aε (x, τ ),
ε > 0, таких, что
lim kaε (·, τ ) − a(·, τ )kC[0,T ] (Lq /m ) = 0.
(26)
ε→0
0
В силу замкнутости в Sq0 оператора
Aγ00 Iε (v, t)
≡
Aγ00 e−tA0 v0
Aγ00
имеем
Zt
Aγ00 e−
+
t−τ
2
A0 − t−τ
A0
2
e
0
Π
∂ ε
a (·, τ ) dτ.
∂x1
Отсюда в силу оценок (10) и (11) находим
°
°
max °Aγ00 I(vε , t)°Sq
t∈[δ/4,T ]
6 cδ
−γ
kv0 kSq0 + c
ZT
0
0
°
°
1
(t − τ )−γ0 −β− 2 dτ °aε (·, τ )°C([0,T ], L
° °
6 c1 + c2 °aε °C ([0,T ], L
q0 /m
),
q0 /m )
(27)
О взаимосвязи двух классов решений уравнений Навье — Стокса
63
где β = 3(m−1)
2q0 , c, c1 , c2 = const, не зависящие от ε. Из оценок (11), (12), (10) аналогичным
образом следует, что
¡
¢
(28)
Aγ00 Iε (v, t) ∈ C [δ/4, T ], Sq0 .
В силу (24)–(28), замкнутости оператора Aγ0 и того факта, что равномерный предел v(t)
непрерывных вектор-функций vε (t) ≡ Iε (v, t) также непрерывен, получаем
Aγ00 v(t)
=
Aγ00 e−tA0 v0
+
Zt
Aγ00 e−(t−τ )A0 Π
0
¡
¢
∂
a1 (v(τ ), ·, τ, ωτ ) dτ ∈ C [δ/4, T ], Sq0 .
∂x1
(29)
Отсюда согласно лемме 2 (так как 12 − 3(m−1)
> 2q30 при q0 > 3m) следует, что при
2q0
¢
¡
¯ . Поэтому вектор-функция
некотором α0 > 0 решения v ∈ C [δ/4, T ], C α0 (Ω)
¡
¢
¯ , α1 = min (α, α0 ),
a1 (·, t) ∈ C [δ/4, T ], C α1 (Ω)
(30)
где α — то же число, что в формулировке теоремы. Следовательно, в силу леммы 1 при
некотором γ1 ∈ (0, 1)
³
´
◦
1
Π a(·, t) ∈ C [δ/4, T ], S 2γ
.
(31)
q0
Исходя из соотношения (31), докажем теперь, что
v ∈ C[δ/2,T ] (Wq10 ).
(32)
Для этого проведем некоторые дополнительные построения. Пусть Ω0 ⊂ R3 — область,
¯ внешние нормали к границе ∂Ω которой не пересекаются в Ω0 . Для
содержащая Ω,
вектор-функции a(x, t) при каждом t ∈ [0, T ] путем зеркального отображения относительно границы ∂Ω построим продолжение 2 a
ˆ(x, t) на область Ω0 . Легко видеть, что при
¯ Усредняя a
ˆ(x, t) по Стеклову с усредняющим ядром rε (x)
t ∈ [δ/4, T ], a(x, t) ∈ C α1 (Ω).
при малых ε > 0, определим семейство гладких по x вектор-функций
Z
ε
a (x, t) = rε (x − y) a
ˆ(y, t) dy, t ∈ [0, T ].
Ω
При этом, как известно, для некоторой не зависящей от ε, t постоянной c > 0 имеет место
неравенство
° ε
°
°
°
°a (·, t)° α ¯ 6 c°a(·, t)° α ¯ , t ∈ [δ/4, T ],
C 1 (Ω)
C 1 (Ω)
а также справедливо предельное равенство
°
°
lim °aε (·, t) − a(·, t)°C ([δ/4,T ], C(Ω)
¯ ) = 0.
ε→0
Из этих соотношений, очевидно, следует равенство
°
°
lim °aε (·, t) − a(·, t)°C([δ/4,T ], C α2 ) = 0,
ε→0
α2 ∈ (0, α1 ).
(33)
) = 0.
(34)
Имеем также
°
°
lim °aε (·, t) − a(·, t)°C ([δ/4,T ], L
ε→0
q0 /m
2
При t ∈ [0, δ/3] зеркально отображается любой представитель класса эквивалентности a(·, t); можно
было бы a(·, t) продолжить нулем в область Ω0 \ Ω.
64
Левенштам В. Б.
Переобозначим теперь правую часть равенства (24):
I(v, t) = J(a, t),
и рассмотрим при t ∈
£2
3 δ, T
¤
выражения
∂
∂ −tA0
J(aε , t) =
e
v0 +
∂xi
∂xi
+
Zt
δ/4
µ
t−τ
∂ − 2 A0
∂xi e
¶µ
(35)
Zδ/4µ
∂ − t−τ A0
e 2
∂xi
0
t−τ
Aγ02 e− 2 A0
¶³
¶µ
¶
t−τ
e− 2 A0 Π ∂x∂ 1 aε dτ
´
−γ1
∂
2
A−γ
Aγ01 Π aε dτ,
0 Π ∂x1 A0
(36)
i = 1, 2, 3.
Здесь 0 < 12 − γ1 < γ2 < 12 , причем γ1 — столь малое положительное число, что в силу
леммы 1 имеет место непрерывное вложение:
◦
1
ΠC α1 (Ω) ⊂S 2γ
q0 .
(37)
∂
под знаки интегралов в (36) легко обосновать, исОтметим, что внесение операции ∂x
i
пользуя в представлении (19) для J(aε , t) (см. (35)) интегральные суммы Римана и замкнутость операций обобщенного дифференцирования. Отметим еще, что в представлении (36) учтена лемма 4. Из равенства (36) в силу оценок (9), (10), леммы 3 и соотношения (37) следуют неравенства
°
°
° ∂
°
1
ε
max °
J(a , t)°
6 cδ − 2 kv0 kSq0
°
°
t∈[δ/2,T ] ∂xi
Sq
0
1
+ cδ − 2
Zδ/4
1
max
(t − τ )− 2 dτ kaε kC ([0, δ/4], Lq
0 /m
t∈[0, δ/4]
)
0
+ c max
Zt
t∈[δ/2, T ]
δ/2
(38)
1
(t − τ )− 2 −γ2 dτ kaε kC ([δ/4, T ], C α1 (Ω)
¯ )
6 c1 + c2 kaε kC ([0, δ/4], Lq
0 /m
ε
¯ ),
) + c3 ka kC ([δ/4, T ], C α1 (Ω)
где c, c1 , c2 , c3 — не зависящие от ε константы. Из представления (35) и оценок (9), (13),
(14) следует, что
∂
J(aε , t) ∈ C ([δ/2, T ], Lq0 ) .
(39)
∂xi
В силу соотношений (24), (33)–(38) справедливо (32), а, значит,
¡
¢
∂
a(·, t) ∈ C [δ/2, T ], Lq0 /m ,
∂xi
i = 1, 2, 3.
Перепишем теперь равенство (19) при t > δ в виде
Zδ/2
Zt
∂
∂
−tA0
− t−τ
A0 − t−τ
A0
2
2
v(t) = e
v0 +
e
e
Π
a dτ +
a dτ.
e−(t−τ )A0 Π
∂x1
∂x1
0
δ/2
(40)
65
О взаимосвязи двух классов решений уравнений Навье — Стокса
Из оценок (10)–(14) и соотношений (25), (40) следует, что
v∈C
³£
3
4 δ, T
¤
´
◦
, S 2γ
q0 /m ,
где γ ∈ (0, 1), так что γ может быть сколь угодно близким к единице. По лемме 2 отсюда
следует существование такого числа ℓ > 1, что
´
³£
¤
v ∈ C 43 δ, T , C ℓ ,
а, значит, в силу леммы 1
Π
³£
¤ ◦ ´
∂
a(·, t) ∈ C 34 δ, T , S 2ε
q0
∂x1
(41)
при некотором ε > 0.
Для завершения доказательства соотношения (23) воспользуемся представлением
3
v(t) = e
−tA0
v0 +
Z4 δ
t−τ
t−τ
e− 2 A0 e− 2 A0 Π
0
∂
a dτ +
∂x1
Zt
e−(t−τ )A0 Π
3
δ
4
∂
a dτ,
∂x1
t>
3
δ.
4
Из него, оценок (10)–(14) и соотношений (25), (41) следует (23).
Докажем теперь, что при любых δ > 0 обобщенное решение v : [0, T ] → Sq0 дифференцируемо по t при t > 0 и при этом
∂v
∈ C[δ,T ] (Sq0 ).
∂t
(42)
Будем исходить из соотношения (23), которое ввиду произвольности δ > 0 перепишем в
виде
³
◦ ´
v ∈ C [δ/2, T ], S 2q0 .
(43)
◦
◦
Отсюда на основании эквивалентности норм в пространствах S 2q0 и W 2q0 (в силу неравен◦
ства коэрцитивности [5]) и известной теоремы о непрерывности вложения W 2q0 ⊂ C 1+α2 ,
1 < α2 < q30 , следует, что
ψ1 (v(t), t) ∈ C ([δ/2, T ], C α3 ) ,
α3 = min (α2 , α).
(44)
Отсюда по лемме 1 следует существование такого γ3 > 0, что
³
´
◦
ψ(v(t), t) ≡ Πψ1 (v(t), t) ∈ C [δ/2, T ], S q2γ0 3 .
Перепишем теперь равенство (24) при t > δ в виде
Zt
Zδ/2
−tA0
−A0 (t−τ )
v0 +
v(t) = e
e
ψ(v(τ ), τ ) dτ +
e−A0 (t−τ ) ψ(v(τ ), τ ) dτ.
0
δ/2
(45)
66
Левенштам В. Б.
Последнее, на основании равенств (4), (5), соотношения (45) и неравенств (11), (12),
непрерывно дифференцируемо, так что
∂v
= A0 e−tA0 v0 +
∂t
Zδ/2
A0 e−A0 (t−τ ) ψ(v(τ ), τ ) dτ
0
+
Zt
(46)
3 −A0 (t−τ ) γ3
e
A0 ψ(v(τ ), τ ) dτ + ψ(v(τ ), τ ) ∈ C([δ, T ], Sq0 ).
A1−γ
0
δ/2
Из соотношений (22), (43) и (46) легко следует, что вектор-функция v(x, t) является
решением задачи (1)–(4) в смысле данного в начале п. 2 определения. (При этом ∇P
выражается через v посредством соотношения (1).) Теорема полностью доказана. ⊲
Литература
1. Симоненко И. Б. Обоснование метода усреднения для задачи конвекции в поле быстро осциллирующих сил и для других параболических уравнений // Мат. сб.—1972.—Т. 87, № 2.—С. 236–253.
2. Ладыженская О. А. Математические вопросы динамики вязкой несжимаемой жидкости.—М.: Наука, 1970.—288 с.
3. Левенштам В. Б. Метод усреднения в задаче конвекции при высокочастотных наклонных вибрациях // Сиб. мат. журн.—1996.—Т. 37, № 5.—С. 1103–1116.
4. Красносельский М. А., Забрейко П. П., Пустыльник Е. И., Соболевский П. Е. Интегральные
операторы в пространствах суммируемых функций.—М.: Наука, 1966.—499 с.
5. Юдович В. И. Метод линеаризации в гидродинамической теории устойчивости.—Ростов-на-Дону:
Изд-во РГУ, 1984.—192 с.
6. Симоненко И. Б. Метод усреднения в теории нелинейных уравнений параболического типа с
приложением к задачам гидродинамической устойчивости.—Ростов-на-Дону: Изд-во РГУ, 1989.—
112 с.
7. Левенштам В. Б. Одно свойство проектора Π гидродинамики // Комплексный анализ, дифференциальные и интегральные уравнения.—Элиста, 1990.—С. 89–96.
Статья поступила 14 сентября 2009 г.
Левенштам Валерий Борисович
Южный федеральный университет,
профессор кафедры алгебры и дискретной математики
РОССИЯ, 344090, Ростов-на-Дону, ул. Мильчакова, 8 а;
Южный математический институт ВНЦ РАН и РСО-А,
ведущий научный сотрудник лаб. математической физики
РОССИЯ, 362027, Владикавказ, ул. Маркуса, 22
E-mail: [email protected]
ON CORRELATION OF TWO SOLUTION CLASSES
OF NAVIER — STOKES EQUATION
Levenshtam V. B.
We consider an initial boundary value problem for Navier — Stokes equation with mass power polinomial
depend on unknown (velocity). We introduce for it the definitions of solution and generalized solution and
we derive the conditions, under with a generalized solution is a solution.
Key words: Navier — Stokes equation, solution, generalized solution.