非线性薛定谔方程求解
含三阶色散的非线性薛定谔方程一个新的行波解
文章 编 号 ：１０ —２ ７ （０ ７０ —０ ６ ０ ０ ３ ５２ ０ ） ４ ３４—０ ３
含 三 阶色 散 的非 线性 薛定 谔 方 程 一个 新 的行 波解
田文秀 ， 陈贻汉 ， 李 轩
（ 湖北大学 物理学与电子技术学院 ， 湖北 武汉 ４ ０ ６ ） ３ ０ ２
（ ０ １）
适 当选取初 始相 位 ， 相位 函数 ０中 叩 ｛满 足如下 关 系 ： 使 （）
（ （＋ ＋ 。 ｛ ） ） 一 ｛
将 （１代人 （） ， Ｂ＝Ｉ￣ Ｉ － 一 １ １） ８式 有 ； ＲＣ
，
（ １ １ ）
进一 步化 简 （Ｏ 式 ， 到 １） 得
（ ２ １ ）
１ 理 论模 型
考 虑三 阶色散 后 ， 光纤 中光场 的包 络 函数 振幅 Ａ（ ￡满足非 线性方 程 ，）
ｉ ＋ Ｏ 十 Ａ Ｏ Ａ－ ｉ
０２ Ａ
一
百 ＯＡ ｑ １ ３
－
一
￣ ＝ｇ Ａｉ Ｉ Ａ ｌ Ａ
式 中 ｆ 和 分别 表示一 、 ｎ ｐ色散 ， ）分别 为光纤损 耗 和非线性效 应． ｉ ， －， ￣ｌ － “和 ，
摘
要： 运用解析法求解含三阶色散光纤暗孤子 的传输方程 ， 到孤子行波解 ， 得 讨论含三阶色散光纤 中暗
孤子形成的条件 以及三阶色散对暗孤子 的中心位置 、 相位 、 振幅、 频率的影 响．
关键词： 解析法；三阶色散 ；行波解 ； 传输特性
中 图分 类号 ： ＴＮ９９ １ ２．１ 文 献标 志码 ： Ａ
引入变量
［ 裔
其中 商２ 群 散长 利用式 （）将 （） 一 ＂ 为 色 度 Ｆ ２ ， １式化为如下修正非线性薛定谔方程 ：
非线性薛定谔方程的一种新解
将 ＮＬＳ 方程（１．１）的精确解写成 Ψ（ｘ，ｔ）＝Ｒ（ｘ）ｅｘｐ
［ｉθ（ｘ）－ｉμｔ］，其中 Ｒ（ｘ），θ（ｘ）都是实函数，μ 为实常数．将
指数形式代入方程（１．１），并将实部和虚部分离，可得
Ｒｘｘ＝
Ｊ２ Ｒ３
＋２ｇＲ３＋２［Ｖ（ｘ）－μ］Ｒ
（２．１）
θｘｘ＋
２θｘＲｘ Ｒ
＝０
（２．２）
这里 Ｊ＝θｘ（ｘ）Ｒ２（ｘ）． 当外势 Ｖ（ｘ）不存在时，方程（２．１）可以写成
[M].Cambridge: Cambridge University Press,
2004.
〔5〕Wang Mingliang, Exact solutions for a
compound KdV -Burgers equation [J].Physics
LettersA,1996,213(5):279-287.
暗示了方程（２．１）的精确解 Ｒ（ｘ）和外势 Ｖ（ｘ）有如下关
系
Ｖ（ｘ）＝αＲ－４（ｘ）＋β
（２．５）
这里 α 和 β 都是待定常数．将（２．５）代入（２．１）得
Ｒｘｘ＝
Ｊ２＋２α Ｒ３
＋２ｇＲ３－２（μ－β）Ｒ
（很相似．这两式的差别
仅在于其中的 Ｊ 和 μ 分 别 用 ＪＥ＝ 姨Ｊ２＋２α 和 μＥ＝ μ－β 取代．因此，方程（２．６）也能给出类似于（２．３）的精 确解
μ＝－０．５σ２＋１．５ησ２－Ｖ０／（η－１）２
（２．１１）
考 虑 到 参 数 关 系 ＪＥ２＝－２ｇＢ＇３＋２μＥＢ＇２，Ａ＇＝－３Ｂ＇
＋２μＥ／ｇ 和 ＪＥ２＝Ｊ２＋２α，可得 Ｊ 的表达式为
Ｊ＝
σ２ ｇ
姨η３σ２－η２σ２－２｜Ｖ０｜
光纤传输中非线性效应的分步傅立叶法数值计算分析
Ｕ ， ： Ｕ ， Ｋｗ） ＝ （ ）ｔｉ ｄ （ ｆ ｚ ｅ － ＴＴ ｚ Ｉ ｘ ＝
根据傅 立叶变换的微分性 质即 ：
Ｕ（ ， ÷ ｚ ） ＿ ’ ｚ （ ，
詈孕 一 ＝ａ 去［－ Ｉ ＾ 譬 未 ｔ ＋ Ｉ＋ １ Ｔ － ＡＡ ＾， ２ ｌ 】 Ａ
为了使用分步傅立 叶法求解 ，方程（ 写成如下形式 ，即 ： ３ ）
ｄＵ
＿
＝（ ） Ｄ＋ ｕ
（ ４）
其中西是代表色散和损耗的微分算予 ， 是代表脉冲传播过 程
中非线性效应 的非线性算子．这 两个 算予表达式如 下式为 ：
Ｄ一
２
＝ ｕＵ ｌ
Ｕｚ ） ｕｏ ） ｐｆ ｌｏ ）ｚ （ ＝ （Ｔｅ Ｉ 昂ｕ ， ｌ ， ， ｘ ， （ ‘ｌ
兰 ２ ’ 唑 一， （ ， 旦 （ ：、 ｆ ｚ ｖ’ …
方 程（ 可化为—个常微分方程为 ： ９ ）
一
其 中 ，Ａｚ ）是光场 慢变 复振 幅 ，ｚ （ ， 是脉 冲 沿光纤 传播 的距
离， ＝ ， 属＝ ｖ， 是群速度， Ｔ 卜Ｐ ・ ／ ｚ ， 压和 屈分别是二阶和三阶色 散系 （ 数 单位分别为 ｐ ／ 和 ｐ’ ） （ 。 ｎ ） ｓｋ ｍ ｓ 。， Ｗ ／ 是非线性系 ／ ｏ
求 数 值解 时 用 离 散傅 立 叶 变 换 （Ｆ ） 离 散 傅 立 叶 反 变换 Ｄ Ｔ和 （Ｆ） Ｉ Ｔ实现（ ） 中的傅立叶和反傅 立叶变换运 算。 Ｄ １式 ６ Ｄ Ｉ ＤＴ Ｆ＇ Ｆ 算法如 下：设有 限时长序列 （ 的长度为 Ⅳ０ ￣Ｉ ｎ ） （ ｎ ≤Ｎ一） １，它对应 于一个频域内的长度 为 Ⅳ（≤ ≤ １ 的有 限长序 ０ ｋ Ｎ一） 列 ｘ 女 。ｘ女 对应 的角频率 女＝ ａ／ Ｔ （≤ ≤ １ 其 中 （） （） ） ２ｋ（ ）０ ｋ Ｎ一）， Ｎ 是序列 ｎ 的采样时间问隔。这种正反 变换 的关系式为 （）
高阶非线性薛定谔方程的离散梯度法
光孤 子 的概念 最早 由 Ｈ Ａ Ｓ Ｅ Ｇ Ａ ＷＡ于 １ ９ ７ ３年 提 出… ． ＨＡ Ｓ Ｅ Ｇ Ａ ＷＡ 与 Ｔ Ａ Ｐ Ｐ Ｅ Ｒ Ｔ ＿ ２ 合作 从 理 论 上证 明
了任何无损光纤中的光脉冲在传输过程中能形变为孤子后稳定传输 ． １ ９ ８ ０年 Ｍ Ｏ Ｌ Ｌ Ｅ Ａ Ｕ Ｅ Ｒ ＿ ３ 等人提出将 光纤 中的孤子用做传输信息的载体 ， 构建一种新 的光纤通信方案 ， 称为光孤子通信． 岳进 ， 方云团等人分 别研究了五阶饱和非线性效应下皮秒孤子 间相互作用 的情况 和饱和非线性效应对皮秒孤子传输特性 的 影 响 一 ． 近年来保结构算法在数值模拟光孤子的传输特性方面具有独特的优势． 保结构中辛和多辛算法具有 长 时 间的精 确计算 能 力并 能近 似地保 持 系统 的能 量 守恒 特 性 ， 已广 泛应 用 于 Ｋ ｄ Ｖ方程 、 非 线 性 薛定 谔 方 程和 Ｍ ａ ｘ ｗ ｅ ｌ ｌ 方 程 的计算 一 ’ ］ ． 最近 Ｑ Ｕ Ｉ Ｓ Ｐ Ｅ Ｌ和 ＭＣ Ｌ Ａ Ｃ Ｈ Ｌ Ａ Ｎ等 人提 出 了精确 地 保 持 系统 守恒 特 性 的 离
的初始峰值功率 ， 初始脉宽和色散长度 ， 则变换后的方程为
ｉ ｕ ＋Ｏ ｌ Ｉ ＋ ２ Ｉ ｕＩ 一 ０ ｌ Ｉ ４ ＝０
，
（ ３ ）
ｌ 。 ＝ 一ｓ ｇ ｎ （ ｌ ｆ ２ ） ／ ２ ， Ｏ ｔ ：Ｌ ｏ ／ Ｌ Ｎ ｔ ， ， Ｌ 。＝ 其中， ＝ Ｌ Ｄ ／ Ｌ ＭＯ
（ ｓ ）： １［ （ ｓｆ ） ｌ 一 １ ｆ ｕ （ ｓ ， ｆ ） Ｉ ＋了 ０ ￣ ｏ Ｉ “ （ ｓｆ ： ） ｆ ］ ＝ （ ０ ） ．
《一类(1+2)—维非线性薛定谔方程的Lie-对称分析》范文
《一类（1+2）—维非线性薛定谔方程的Lie-对称分析》篇一一类（1+2）维非线性薛定谔方程的Lie-对称分析一、引言非线性薛定谔方程（NLSE）是物理学中广泛应用的数学模型，尤其在描述波的传播、量子力学和光学等领域中发挥着重要作用。
在多维空间中，特别是（1+2）维空间中，非线性薛定谔方程的解变得尤为复杂，并需要强大的数学工具进行解析和解释。
Lie-对称分析是一种重要的数学方法，它可以有效地处理非线性微分方程的对称性研究。
本文将详细分析（1+2）维非线性薛定谔方程的Lie-对称性，以期揭示其解的更深层次的特性。
二、Lie-对称性分析概述在物理学和数学中，对称性是一个关键概念。
通过利用Lie 群的原理，我们能够探究出系统在不同变换下的不变性质，即系统的对称性。
在非线性薛定谔方程的上下文中，Lie-对称性分析可以帮助我们理解波的传播行为、稳定性以及可能的解的多样性。
三、（1+2）维非线性薛定谔方程的建模在（1+2）维空间中，非线性薛定谔方程的表达形式是复杂的。
该方程通常包含时间、空间变量以及非线性项。
通过适当的变量替换和变换，我们可以将这个多维非线性偏微分方程转化为一个更易于处理的形式。
四、Lie-对称性的应用Lie-对称性分析可以应用于（1+2）维非线性薛定谔方程的多个方面。
首先，我们可以利用Lie群理论来寻找该方程的对称变换，这些变换可能揭示出方程解的某种不变性质。
其次，通过分析这些对称变换的性质，我们可以进一步了解波的传播行为和稳定性。
此外，Lie-对称性分析还可以帮助我们找到新的解或解集，从而扩展我们对该方程的理解。
五、分析结果与讨论通过Lie-对称性分析，（1+2）维非线性薛定谔方程的某些对称变换被揭示出来。
这些对称变换有助于我们理解该方程的解的某些不变性质。
此外，我们还发现了一些新的解或解集，这进一步扩展了我们对该方程的理解。
然而，需要注意的是，Lie-对称性分析是一个复杂的过程，可能涉及到许多高阶偏微分方程的求解问题。
非线性薛定谔方程的孤子微扰理论及应用
湖南师范大学硕士学位论文非线性薛定谔方程的孤子微扰理论及应用姓名：俞慧友申请学位级别：硕士专业：理论物理指导教师：颜家壬20050301摘要孤子理论是非线性科学中的一个十分重要的分支，它在物理学的许多领域中有着日益广泛的应用。
而孤子的微扰又是孤子理论中最有实用价值的重要内容之一．它大体可以分为两大类．一是建立在逆散射变换基础上的孤子微扰理论。
它在理论上有着重要的学术价值，但其思路较迂回曲折，数学计算较繁．另一种直接微扰论较为系统的方法是将孤子方程线性化后再按Ｊｏｓｔ函数的平方作微扰展开。
这两种方法均只适用于可积系统。
颜家壬教授近年来发展了一种基于分离变量法的孤子微扰理论法，它适用于可积和非可积系统，而且思路和计算较为简便．本人首先用此方法处理了自散焦非线性薛定谔方程的孤子微扰问题．一方面是由于问题的重要性，另一方面也是为丰富颜教授所发展的孤子微扰理论的内容，为它提供一个重要的实例．其次我们还用此方法处理了玻色一爱因斯坦凝聚中的亮孤子稳定性问题．全文共分为五章ｔ第一章简要介绍孤子的发展史以及孤子微扰问题的几种常用的方法，并指出这些方法存在的～些缺点，同时也叙述了我们方法的大致思路和主要特征．第二章给出了关于非线性薛定谔方程的微扰理论，并通过具体工作来说明我们的基于直接微扰理论的两种不同的思路方法．第三章简单的介绍和回顾ＢＥＣ理论的产生发展及实验研究过程，推导出了凝聚体宏观波函数满足的ＧＰ方程．然后讨论了ＢＥＣ中暗孤子和亮孤子的实验情况和理论研究现状．第四章本人基于直接微扰理论研究了ＢＥＣ中亮孤子的稳定性问题。
第五章为总结和展望．关键词：非线性薛定谔方程，孤子，微扰，玻色一爱因斯坦凝聚ＡＢＳＴＲＡＣＴＳｏｌｉｔｏｎｔｈｅｏｒｙｉＳｏｎｅｏｆｔｈｅｉｍｐｏｒｔａｎｔｂｒａｎｃｈｅｓｏｆｎＯｎｌｉｎｅａｒｓｃｉｅｎｅｅＩｔｈａｓｃｒｅｓｃｅｎｔａｐｐｌｉｃａｔｉｏｎｉｎｍａｎｙｆｉｅｌｄｓ．Ｔｉｌｅｓｏｆｔｅｎｐｅｒｔｕｒｂａｔｉｏｎｐｒｏｂｌｅｍｉｓａｎｉｍｐｏｒｔａｎｔｐａｒｔｏｆｔｈｅｓｏｌｉｔｏｎｔｈｅｏｒｙ．Ｉｔｅｘｉｓｔｓｉｎａｌａｒｇｅｎｕｍｂｅｒｏｆｒｅａｌｎｏｎｌｉｎｅａｒｓｙｓｔｅｍｓａｎｄｃａｌｌｂｅｒｏｕｇｈｌｙｄｉｖｉｄｅｄｔｏｔｗｏｋｉｎｄｓ．Ｏｎｅｉｓｂａｓｅｄｏｎｔｈｅｉｎｖｅｒｓｅｓｃａｔｔｅｒｉｎｇｔｒａｎｓｆｏｒｍａｔｉｏｎ（ＩＳＴ）ｗｈｉｃｈｈａｓｉｍｐｏｒｔａｎｔｌｅａｒｎｉｎｇｖａｌｕｅ．ＢｕｔｔｈｉｓｔｅｃｈｎｉｑｕｅｉＳｉｎｃｏｎｖｅｎｉｅｎｔｔｏｔｈｏｓｅｗｈｏａｒｅｎｏｔｆａｍｉｌｉａｒｗｉｔｈＩＳＴ．ＡｎｏｔｈｅｒｉｓｔｈｅｄｉｒｅｃｔｍｅｔｈｏｄｗｈｅｒｅｔｈｅｓｑｕａｒｅｄＪｅｓｔｓｏｌｕｔｉｏｎｓ＆ｒｅｅｍｐｌｏｙｅｄａｓｔｈｅｂａｓｉｓｆｏｒｐｅｒｔｕｒｂａｔｉｏｎｅｘｐａｎｓｉｏｎａｆｔｅｒｓｏｌｉｔｏｎｅｑａｔｉｏｎｂｅｅｎｌｉｎｅａｒｅｄ．Ｔｈｅｙａｒｅｊｕｓｔａｐｐｌｉｃａｂｌｅｔｏｉｎｔｅｇｒａｌｓｙｓｔｅｍｓ．ＰｒｏｆｅｓｓｏｒＪｉａｒｅｎＹａｎ，ｗｈｏｉｓｍｙｔｈｅｓｉｓｓｕｐｅｒｖｉｓｏｒ，ｈａｄｄｅｖｅｌｏｐｅｄａｄｉｒｅｃｔａｐｐｒｏａｃｈｏｆｔｈｅｐｅｒｔｕｒｂａｔｉｏｎｔｈｏｅｒｙｂａｓｅｄｏｎｓｅｐａｒａｔｉｎｇｖａｒｉａｂｌｅｔｅｃｈｎｉｑｕｅ，ｗｈｉｃｈｉｓａｐｐｌｉｃａｂｌｅｔｏｂｏｔｈｉｎｔｅｇｒａｂｌｅａｎｄｕｎｉｎｔｅｇｒａｌｓｙｓｔｅｍｓ．Ｉｔｉｓｍｏｒｅｓｉｍｐｌｅａｎｄｃｏｎｖｅｎｉｅｎｔｉｎｍｅｔｈｏｄａｎｄｃａｌｃｕｌａｔｉｏｎ．ＩｔａｃｋｌｅｔｈｅｐｅｒｔｕｒｂａｔｉｏｎｐｒｏｂｌｅｍｏｆｔｈｅｎｏｎｌｉｎｅａｒＳｃｈｒｈｄｉｎｇｃｒｅｑｕａｔｉｏｎｂｅｃａｕｓｅｏｆｉｔｓｉｍｐｏｒｔａｎｃｅ．Ａｔｔｈｅｓａｎ２ｃｔｉｍｅ，ｉｔｅｎｒｉｃｈｅｄｔｈｅｓｏｌｉｔｏｎｐｅｒｔｕｒｂａｔｉｏｎｔｈｏｅｒｙｏｆＰｒｏｆｅｓｓｏｒＹａｕａｎｄｏｆｆｅｒｅｄｉｍｐｏｒｔａｎｔｅｘａｍｐｌｅｓ．Ｎｅｘｔ，ＩｓｔｕｄｉｅｄｔｈｅｓｔａｂｉｌｉｔｙｏｆｂｒｉｇｈｔｓｏｌｉｔｏｎｓｉｎＢｏｓｅ－Ｅｉｎｓｔｅｉｎｃｏｎｄｅｎｓａｔｅｂａｓｅｄｏｎｔｈｃｄｉｒｅｃｔａｐｐｒｏａｃｈ．Ｔｈｉｓｔｈｅｓｉｓｃｏｎｓｉｓｔｓｏｆｆｉｖｅｃｈａｐｔｅｒｓ．Ｔｈｅｆｉｒｓｔｃｈａｐｔｅｒｈａｓｔｗｏｐａｒｔｓ．Ｆｉｒｓｔｊｗｅｂｒｉｅｆｌｙｉｎｔｒｏｄｕｃｅｔｈｅｄｅｖｅｌｏｐｍｅｎｔｈｉｓｔｏｒｙｏｆｔｈｅｓｏｌｉｔｏｎａｎｄｄｉｓｃｕｓｓｓｏｍｅｇｅｎｅｒａｌａｐｐｒｏａｃｈｅｓｔｏｄｅａｌｗｉｔｈｔｈｅｓｏｌｉｔｏｎｐｅｒｔｕｒｂａｔｉｏｎｐｒｏｂｌｅｍｓ，ａｎｄｐｏｉｎｔｏｕｔｓｏｍｅｄｒａｗｂａｃｋｓｏｆｔｈｅｓｅａｐｐｒｏａｃｈｅｓ．Ｓｅｃｏｎｄｌｙ，ｗｅｐｒｅｓｅｎｔｔｈｅｇｅｎｅｒａｌｐｒｏ－ｃｅｄｕｒｅｏｆｏｕｒａｐｐｒｏａｃｈａｎｄｉｔｓｍａｊｏｒｃｈａｒａｃｔｅｒｉｓｔｉｃｓ．Ｉｎｔｈｅｓｅｃｏｎｄｃｈａｐｔｅｒ，ｗｅｅｓｔａｂｌｉｓｈｔｈｅｐｅｒｔｕｒｂａｔｉｏｎｔｈｅｏｒｙｆｏｒｔｈｅｎｏｎｌｉｎｅａｒＳｃｈｒｈｄｉｎｇｅｒｅｑｕａｔｉｏｎ，ａｎｄｓｔｕｄｙｉｔｓｓｐｅｃｉｆｉｃｐｅｒｔｕｒｂａｔｉｏｎ．Ｗｅｗｉｌｌｅｘｐｌａｉｎｔｈｅｔｗｏｄｉｆｆｅｒｅｎｔａｐｐｒｏａｃｈｅｓ，ｗｈｉｃｈａｒｅｂａｓｅｄｏｎｔｈｅｄｉｒｅｃｔａｐｐｒｏａｃｈｔｈｒｏｕｇｈｔｈｅｗｏｒｋｔｈａｔｗｅｈａｖｅｄｏｎｅ．ＩｎｔｈｅｔｈｉｒｄｃｈａｐｔｅｒｗｅｂｒｉｅｆｌｙｉｎｔｒｏｄｕｃｅｔｈｅｆｏｒｍａｔｉｏｎａｎｄｄｅｖｅｌｏｐｍｅｎｔｏｆＢｏｓｅ－Ｅｉｎｓｔｅｉｎｃｏｎｄｅｎｓａｔｉｏｎ’ｓｔｈｅｏｒｙａｎｄｉｔ’Ｓｅｘｐｅｒｉｍｅｎｔｓ．ＴｈｅｎｗｅｄｅｒｉｖｅｔｈｅｎｏｎｌｉｎｅａｒＧｒｏｓｓ．Ｐｉｔａｅｖａｓｋｉｉｅｑｕａｔｉｏｎｔｈａｔｓａｔｉｓｆｉｅｓｔｈｅｃｏｎｄｅｎｓａｔｅｍａｃｒｏｓｃｏｐｉｃｗａｖｅｆｕｎｃｔｉｏｎ．Ａｔｔｈｅｅｎｄｏｆｔｈｉｓｃｈａｐｔｅｒ，ｗｅｄｉｓｃｕｓｓｔｈｅｔｈｅｏｒｅｔｉｃａｌｓｔｕｄｉｅｓａｎｄｅｘｐｅｒｉｍｅｎｔｓｇｄａｒｋｓｏｌｉｔｏｎｓａｎｄｈｉ痨ｔｓｏｌＪｔｏｎｓ啦转锱争冀ｉ魏髓ｅ啦ｃ。
数学物理学中的非线性方程
数学物理学中的非线性方程非线性方程在数学和物理学领域中扮演着非常重要的角色。
与线性方程不同，非线性方程包含一些非线性项，使得它们的问题更加复杂和有趣。
在本文中，我们将讨论非线性方程在数学和物理学中的重要性，并介绍一些相关的概念和实例。
1. 非线性方程的定义和意义非线性方程是指包含至少一个非线性项的方程。
所谓非线性项，指的是方程中的某些项不是形如ax+b的线性函数，而是其他复杂的函数形式，例如常数乘以指数函数、幂函数、三角函数等等。
这样的非线性项导致了方程的行为更加复杂，通常不能通过直接的解析方法求解。
在数学和物理学中，非线性方程是非常常见的。
例如，在数学领域中，微分方程、偏微分方程、代数方程等都可以是非线性的。
而在物理学领域中，非线性方程的出现与物理现象中的复杂性有很大关系。
例如，非线性光学、非线性声学、非线性电路等领域中都涉及到非线性方程的求解和研究。
2. 非线性方程的求解方法由于非线性方程的复杂性，通常不能通过类似于解线性方程的代数方法来解决。
但是，有一些常见的方法和技巧可以用来求解非线性方程。
下面简单介绍几种常见的方法。
（1）牛顿迭代法牛顿迭代法是一种求解非线性方程的常用方法。
它的基本思想是在每一步迭代中，将当前点的切线与x轴相交得到一个新的估计值，并不断重复此操作直到收敛。
（2）取初值法非线性方程的求解通常需要使用迭代方法，而迭代方法的收敛性与初值的选择密切相关。
有时候，通过选择合适的初值可以提高迭代算法的收敛性和速度。
（3）变量代换法变量代换法是一种求解非线性方程的常见方法。
通过合适的变量代换，可以将原来的非线性方程转化为一些更加易于求解的形式。
例如，在求解三角方程时，通常采用换元sinx=t或cosx=t，将三角函数转化为代数函数，进而求解方程。
3. 非线性方程的实例下面简单介绍一些非线性方程的实例，包括微分方程、偏微分方程和代数方程等。
（1）非线性微分方程非线性微分方程在数学和物理学中都有广泛的应用。
基于分步傅里叶变换法对非线性薛定谔方程的数值仿真
第３ 卷第１ ４ 期 ２ １ 年３ ０ １ 月
长春理工大学学报（ 自然科学版 ）
Ｊｕｎｌ ｆ ｈｎ ｃｔ ｎｖｒｉ Ｓｉｎｅ ｎ ｅｈｏｏ ｙ Ｎ ｔｒｌ ｃｅｃ ｄｔ ｎ ｏｒａｏ Ｃ ａｇｈｍ Ｕ ｉ ｓｔｏ ｃ ｃ ｄＴ ｃｎ ｌ （ ａ ａＳｉｎｅ ｉｏ ｅ ｙｆ ｅ ａ ｇ ｕ Ｅ ｉ Ｊ
以及 非线 性 效 应 对光 脉 冲 的影 响 。
关键 词 ：分 步傅 里叶 变换 法 ；非 线性 薛 定谔 方 程 ；ＭＡ Ｌ ； 快速 傅 里 叶 变换 Ｔ ＡＢ 中 图分 类 号 ：Ｔ ２ ．１ Ｎ９ ９１ 文 献标 识 码 ：Ａ 文 章 编号 ： １７ — ８ ０（ ０ ｌ ０ —０４ — ３ ６ ２ ９ ７ ２ １ 】 １ ０ ３ ０
ｔ ｙ ｄ ｓａ ｃ ｉ ｉｔｎ ｅቤተ መጻሕፍቲ ባይዱｔ ｏ ｇ ｔｃ ｌｕ ａｉ ｇ ｔ ｅｄ ｓ ｅ ｓｏ ｆｅ ｔ ｎ ｅ ｏ ｌ ｅ ｒｅ ｅ ｔ ｏ ｔ ｅ ｌ ｈ ｂ ｒ ａ ｄ ａｍ ｅ ｅ ａ — ｎ ｈ ｕ ｈ ａｃ ｌｔ ｉ ｒ ｉｎ ｅ ｃ ｄ ｔ ｎ ｎ ｎ ｉ ａ ｆ ｃ ｉ ｔ ｅ ， ｎ ｉ ｔ ｇ ｔ ｈ ｐ ｎ ｈ ｐ ａ ｈ ｎ ｔ ｈ ｇ ｆ ｉ ｏ ｔ
ｐ ｏ ｉ ｔ ｍｅ ｃ ｌ ｏ ｕ ｉｎ ｏ ｎ ｎ ｉ ｅ ｒ ｃ ｒ ｄ ｎ ｅ ｑ ａｉ ｎ Ｆｉａ ｌ ａ ｐ ｙ ｔ ｅＭ Ａ ＡＢ ｏ ｔ ｒ ｉ ｌｔ ｅｎ ・ ｒ ｘ ｍａｅＮｕ ｒ ａ ｌ ｔ ｆ ｏ ｌ ａ ｈ ｏ ｉｇ ｒ ｕ ｔｏ ． ｎ ｌ ｉ ｓ ｏ ｎ Ｓ ｅ ｙ， ｐ ｌ ＴＬ ｈ ｓｆ ｗａ ｅｔ ｓｍｕａ ｅｔ ｕ ｏ ｈ ｍｅ ｉａ ｏｕ ｉ ｎ Ｖｉ ｏ ｔ ｅＭ Ａ ＡＢ ｅ ｕ ｔ ａ ｌ ａ ｌ ｅ ｉ ｅ ｓｏ ｆｅ ｔ ｏ ｐ ｌｅｗｉｅ ｉｇ ｏ ｐ ｉａ ｕ ｓ ，ａ ｄ ｒ ｌ ｌ ｔ ． ａｔ ＴＬ ｃ ｓ ｏ ｈ ｒ ｓ ｌ ｗｅ ｃ ｃ ｅ ｒ ｓ ｅ ｄ ｓ ｒ ｉ ｎ ｅ ｃ ｕ ｓ ｄ ｎ ｆ ｔ ｌ ｌｅ ｎ ｓ ｎ ｙ ｐ ｔ ｎ ｏ ｃ ｐ
- 1、下载文档前请自行甄别文档内容的完整性，平台不提供额外的编辑、内容补充、找答案等附加服务。
- 2、"仅部分预览"的文档,不可在线预览部分如存在完整性等问题,可反馈申请退款(可完整预览的文档不适用该条件!)。
- 3、如文档侵犯您的权益，请联系客服反馈,我们会尽快为您处理(人工客服工作时间：9:00-18:30)。
CHAPTERIVNUMERICALSOLUTIONSTOTHENONLINEARSCHRÖDINGEREQUATION
4.1IntroductionIngeneral,analyticalsolutionstothefullMaxwellwaveequationforanonlinearopticalsystemdonotexist.Evennumericalsolutionstothewaveequationareextremelydifficulttoimplementduetothedimensionalityoftheproblem.Thevectorformofthewaveequationisafour-dimensional(threespatial,onetemporal),second-orderpartialdifferentialequation.Thus,approximationsbasedonpropagationconditionsandexperimentalresultsareneededinordertosolveanapproximatescalarformofthewaveequation,i.e.thenonlinearSchrödingerequation.However,theapproximationslistedinthepreviouschapterdolimitthegeneralityandvalidityofthesolutions.Forexample,theconditionextremenonlinearity,asforthecaseinsupercontinuumgeneration,isapropagationregimewhereslowlyvaryingenvelopeapproximationmaybeviolated.ThepurposeofthischapteristoprovideanintroductiontoaverypowerfulmethodinnumericallysolvingtheNLSE,knownasthesplit-stepFouriermethod(SSFM)[15].ThechapterwillbeginwithalistpointingtheadvantagesoftheSSFMcomparedtofinite-differencemethods.Then,theSSFMthesymmetricSSFMwillbeintroduced.ThechapterwillthendetailtheinclusionoftheRamaneffectinthenumericalsolution.
4.2WhyusetheSplit-StepFourierMethod?TheSSFMisthetechniqueofchoiceforsolvingtheNLSEduetoitseasyimplementationandspeedcomparedtoothermethods,notablytime-domainfinite-differencemethods[73].ThefinitedifferencemethodsolvestheMaxwell’swaveequationexplicitlyinthetime-domainundertheassumptionoftheparaxialapproximation.TheSSFMfallsunderthecategoryofpseudospectralmethods,whichtypicallyarefasterbyanorderofmagnitudecomparedtofinitedifferencemethods[74].Themajordifferencebetweentime-domaintechniquesandtheSSFMisthattheformaldealswithallelectromagneticcomponentswithouteliminatingthecarrierfrequency.Asshowninthepreviouschapter,thecarrierfrequencyisdroppedfromthederivationoftheNLSE.Thus,finitedifferencemethodscanaccountforforwardandbackwardpropagatingwaves,whiletheNLSEderivedfortheSSFMcannot.Sincethecarrierfrequencyisnotdroppedintheformoftheelectricfield,finite-differencemethodscanaccuratelydescribepulsepropagationofnearlysingle-cyclepulses.WhilethefinitedifferencemethodmaybemoreaccuratethantheSSFM,itisonlyatthecostofmorecomputationtime.Inpractice,themethodchosentosolvetheNLSEdependsontheproblemathand.Forpulsepropagationfortelecommunicationapplications(~100pspulsesthrough80kmoffiberwithdispersionandSPM)theSSFMworksextremelywellandproducesresultsthatareinexcellentagreementwiththeexperiments[75,76].However,theSSFMwouldnotworkformodelingfiberBragggratingswherethereexistsaforwardandbackwardpropagatingwave.ThisthesisdemonstratesthattheSSFMalsoworksefficientlyandaccuratelyfordescribingpulsepropagationinmicrostructurefiber.
4.3TheSplit-StepFourierMethodThemathematicaltermsduedispersionandnonlinearityareseparateanddecoupledintheNLSE.ItisthisfactthatallowstheuseoftheSSFMforsolvingtheNLSE.BylookingatNLSE,theoperatorsˆDandˆNcanbewrittentocorrespondtothedispersive(andabsorptive)andnonlineartermsrespectively(ignoringtheRamaneffect),
112ˆ=22mmmmm
m
iDt−−=α∂−−β∂¦(4.1)
and()22
0
2ˆ(,)(,)(,)(,)i
NiEztEztEztEztt§·∂=γ+¨¸ω∂©¹(4.2)
whereE(z,t)isthecomplexfieldenvelopeatstepzandtimet.TheNLSEthencanbewrittenintheoperatorformas
(,)ˆˆ()(,).
Ezt
DNEzt
z
∂=+
∂(4.3)where()ˆˆ(,)exp((1),),EjhthDNEjhtªº=+−¬¼(4.4)
isasolutiontothedifferentialequationatstepz=jh(jisaninteger).NotethattheˆNoperatormultipliesthefieldsolutionandisafunctionofthesolutionE(z,t).TheˆD
operatorisadifferentialoperatorexpressedintermsoftimederivativesthatoperateonE(z,t).Toreducethecomputationaltime,theoperationofˆDisperformedinthefrequencydomain;thistransformsthederivativesinthetimedomaintoamultiplicationinthefrequencydomain.AftertakingtheFouriertransformofˆDthemultiplicativeoperatorinthefrequencydomainisobtained,
111122ˆˆ(){}().2222mmmmmmmmm
mm
iiDiDi
t
−−
−−==
½α∂α
ω≡=−−β=−−βω®¾
∂¯¿
¦¦))
(4.5)TheSSFMisaniterativeprocessthatdeterminesthefieldsolutionforspatialstepsofh.Thisisperformedstep-by-stepfortheentirelengthofthefiber.TheprocedureduringonestepisillustratedinFigure4.1.AdielectricmediumoflengthLisbrokenintosL=L/hstepsoflengthh.ThefieldpropagationsolutionE(jh,t)perspatialstephatthestepjh(j=1,2,….sL)fortheentirelengthoffiberusingrelation
()(){}{}1ˆˆ(,)exp()exp((1),),EjhthDiFhNEjht−≈ω−)
(4.6)