Notice: Undefined index: mode in /home/misc/mst/public_html/common.php on line 63 Notice: Undefined index: mode in /home/misc/mst/public_html/common.php on line 65 Notice: Undefined index: mode in /home/misc/mst/public_html/common.php on line 67 Notice: Undefined index: mode in /home/misc/mst/public_html/common.php on line 69 Notice: Undefined variable: base in /home/misc/mst/public_html/lecture.php on line 36 Jakościowa teoria równań różniczkowych zwyczajnych – 5. Chaotyczna dynamika w równaniach różniczkowych – MIM UW

Zagadnienia

5. Chaotyczna dynamika w równaniach różniczkowych

5.1. Wstęp do teorii chaosu i jeden przykład

Dla autonomicznego pola wektorowego w \mathbb{R}^{{2}} portret fazowy i ruch jest w pełni zdeterminowany; to zostało opisane w Rozddziale 2.4. Ale gdy przestrzeń fazowa nie jest tak prosta, to mogą się zdarzać ciekawe zjawiska.

Rys. 5.1. Tranzytywność i mieszanie.

Na przykład, stałe pole wektorowe

\dot{\varphi}_{{1}}=\omega _{{1}},\dot{\varphi}_{{2}}=\omega _{{2}}

na torusie \mathbb{T}^{{2}}=\left\{\left(\varphi _{{1}},\varphi _{{2}}\right)\right\} może mieć gęste krzywe fazowe, tj. gdy \omega _{{2}}/\omega _{{1}} jest niewymierne. Wtedy krzywe fazowe są obmotkami (jak na Rysunku 4.1 powyżej) a ruch jest prawie okresowy, co oznacza, że rozwiązanie powraca z grubsza okresowo do każdego małego obszaru przestrzeni fazowej. Ponadto, z każdego małego obszaru można dojść do dowolnego innego małego obszaru. Taka własność nazywa się tranzytywnością w teorii Układów Dynamicznych. Ruch nie jest w pełni deterministyczny, dlatego że po długim czasie trudno powiedzieć, gdzie znajduje się ewoluująca cząstka. Jednak nie jest to ruch chaotyczny, ponieważ, jeśli na początku mieliśmy skupiony obszar przestrzeni fazowej, to ten obszar zachowuje swój skupiony kształt w trakcie ewolucji. Tymczasem w ruchu chaotycznym taka komórka zaczyna `rozpływać się' w przestrzeni fazowej.

Rys. 5.2. Huśtawka.

Przykład 5.1 (Tranzytywność i chaos). Dobrym przykładem sytuacji obrazującej różnicę pomiędzy tranzytywnością a chaosem są dwie szklanki z wodą takie, że w jedną wpuszczono małą kropelkę oliwy a w drugą wlano taką samą ilość soku (Rysunek 5.1). Kropelka oliwy będzie dryfować, odwiedzająć każde miejsce w wodzie, a sok zacznie się rozpuszczać, zapełniając równomiernie cały obszar wody (ta własność jest też nazywana mieszaniem).

Rys. 5.3. Portret fazowy dla wahadła.

Chyba najprostszymi układami różniczkowymi, w których można zaobserwować chaos są okresowe nieautonomiczne układy postaci

\dot{x}=v(t,x),\text{ \ \ }x\in M,\text{ \ \ }v(t+T,x)=v(t,x), (5.1)

gdzie M jest 2-wymiarową rozmaitością. Jak wiemy, taki układ można potraktować jako autonomiczny w rozszerzonej przestrzeni fazowej \mathbb{S}^{{1}}\times M. Wtedy wygodnie jest pracować z przekształceniem monodromi (po okresie)

\mathcal{P}:M\longmapsto M,\text{ \ \ \ }\mathcal{P}=g_{{0}}^{{T}},

gdzie g_{{s}}^{{t}} jest 2-parametrową rodziną dyfeomorfizmów definiujących ewolucję. W terminach rozszerzonej przestrzeni fazowej jest to przekształcenie powrotu na hiperpowierzchnię \left\{ 0\right\}\times M.

W monografii J. Guckenheimera i P. Holmes'a [11] jest zanalizowany przykład układu Duffinga z siłą zewnętrzną

\ddot{x}=x-x^{{3}}+\varepsilon\left\{\cos(\omega t)-ax\right\}.

My zajmiemy się nieco innym przykładem.

Przykład 5.2 (Huśtawka). Jest to równanie

\ddot{x}=-\sin x+\varepsilon\cos(\omega t),\

gdzie \varepsilon\cos\left(\omega t\right) jest małą okresową siłą zewnętrzną, z okresem T=2\pi/\omega. Można to interpretować jak równanie huśtawki z dziewczynką, która wykonuje okresowe przykucnięcia (patrz Rysunek 5.2). Można też potraktować ten układ jako podukład 4-wymiarowego układu autonomicznego

Rys. 5.4. Rozczepienie separatrys siodła dla pola wektorowego.
\dot{x}=y,\text{ \ }\dot{y}=-\sin x+\varepsilon z,\text{ \ }\dot{z}=\omega u,\text{ \ }\dot{u}=-\omega z.

Skupmy się jednak na rozszerzonej przestrzeni fazowej \mathbb{S}^{{1}}\times M, gdzie M=\mathbb{S}^{{1}}\times\mathbb{R} jest cylindrem i mamy

\dot{t}=1,\text{ \ \ \ }\dot{x}=y,\text{ \ \ }\dot{y}=-\sin x+\varepsilon\cos(\omega t). (5.2)

Dla sytuacji niezaburzonej (\varepsilon=0) portret fazowy jest znany (patrz Rysunek 2.1 powyżej); my go przedstawiamy na Rysunku 5.3, gdzie górna i dolna krawędzie walca są przedstawione jako koncentryczne przerywane okręgi. Nas interesuje, co będzie się działo z pętlą separatrys \Gamma punktu siodłowego x=\pi, y=0.

Gdyby zaburzenie było niezależne od czasu, to oczekiwany portret fazowy zaburzonego pola byłby jak na Rysunku 5.4, czyli separatrysy punktu siodłowego rozdzieliłyby się. Jednak w przypadku układu nieautonomicznym, ale okresowym ze względu na czas, portret fazowy układu niezaburzonego należy traktować jako dynamikę przekształcenia monodromii. Przy tym w układzie zaburzonym separatrysy nie mają obowiązku rozłączyć się. Spodziewamy się, że będą one przecinać się transwersalnie, jak na Rysunku 5.5. Niżej to wykażemy.

Rys. 5.5. Rozczepienie separatrys siodła dla dyfeomorfizmu.

Rozwiązanie układu niezaburzonego, odpowiadające górnej pętli separatrys, jest następujące

x=x_{{0}}(t)=\pi-4\tan^{{-1}}e^{{-(t-t_{{0}})}},\text{ \ }y=y_{{0}}(t)=2/\cosh(t-t_{{0}}) (5.3)

(porównaj Zadanie 2.44). Ma ono tę własność, że x(t_{{0}})=0, y(t_{{0}})=2 i wartość całki pierwszej

H(x,y)=\frac{1}{2}y^{{2}}-\cos x (5.4)

wynosi 1 (patrz Rysunek 5.6).

Do badania ukladu zaburzonego (\varepsilon\not=0) użyjemy całej rodziny przekształceń monodromii

\mathcal{P}_{{z}}=g_{{z}}^{{z+T}}:M\longmapsto M,\text{ \ \ \ }z\in[0,T],

gdzie M=\mathbb{S}^{{1}}\times R jest utożsamiane z cięciem \left\{ z\right\}\times M w rozszerzonej przestrzeni fazowej \left(\mathbb{R}/T\mathbb{Z}\right)\times M. Każde przekształcenie \mathcal{P}_{{z}} ma swój punkt stały q(z) (utożsamiany z p(z)=q(z)+(2\pi,0); ten punkt zależy od z i od \varepsilon i leży blisko punktu x=-\pi, y=0. Ponieważ jest to punkt stały i hiperboliczny (siodło) to ma swoją podrozmaitość stabilną W^{{s}}(p(z)) i niestabilną W^{{u}}(q(z)) (patrz Rysunek 5.6); oczywiście te podrozmaitości też zależą od z i \varepsilon.

Wybierzmy cięcie S=\left\{ x=0,1<y<3\right\} transwersalne do W^{{s}}(p(z)) i do W^{{u}}(q(z)). Niech \phi(t) (odpowiednio \psi(t)) będzie rozwiązaniem z warunkiem początkowym \phi(z)=S\cap W^{{s}}(p(z)) (odpowiednio \psi(z)=S\cap W^{{u}}(q(z)))). Oczywiście \phi(t)\rightarrow p(z) przy t\rightarrow+\infty i \psi(t)\rightarrow q(z) przy t\rightarrow-\infty. Ponadto \mathcal{P}_{{z}}(\phi(z))=\phi(z+T) i \mathcal{P}_{{z}}(\psi(z))=\psi(z+T) (niezmienniczość podrozmaitości).

Rys. 5.6. Wyznaczenie całki Mielnikowa.

Punkt przecięcia podrozmaitości stabilnej i niestabilnej odpowiada sytuacji, gdy \phi(z)=\psi(z) dla odpowiedniego z. Jak w przypadu autonomicznych zaburzeń układów hamiltonowskich (patrz Przykład 4.5) odległość pomiędzy \phi(z) i \psi(z) liczymy za pomocą różnicy wartości całki pierwszej w tych punktach,

\Delta H|_{{S}}=H(\psi(z))-H(\phi(z))=\left\{ H(\psi(z)-H(q(z))\right\}+\left\{ H(p(z))-H(\phi(z)\right\}.

Mamy

\begin{array}[]{lll}H(\psi(z)-H(q(z))&=&\int _{{-\infty}}^{{z}}\dot{H}dt=\varepsilon\int _{{-\infty}}^{{z}}y\cos\left(\omega t\right)dt,\\
H(p(z))-H(\phi(z))&=&\int _{{z}}^{{\infty}}\dot{H}dt=\varepsilon\int _{{z}}^{{\infty}}y\cos\left(\omega t\right)dt.\end{array}

Zatem \Delta H=\varepsilon\int _{{-\infty}}^{{\infty}}y\cos\left(\omega t\right)dt, którą to całkę przybliżmy kładąc y=y_{{0}}(t) ze wzoru (5.3). Dostajemy tzw. całkę Mielnikowa (analog całki abelowej)

\Delta H=\varepsilon M(z)+O(\varepsilon^{{2}})=\varepsilon\cdot 2\int _{{-\infty}}^{{\infty}}\frac{\cos\omega t}{\cosh(t-z)}dt+O(\varepsilon^{{2}}). (5.5)

Nietrudno pokazać następujący

Lemat 5.3.Jeśli M\left(z_{{0}}\right)=0 i M^{{\prime}}(z_{{0}})\not=0, to podrozmaitości W^{{s}}(p(z)) i W^{{u}}(q(z)) przecinają się transwersalnie w punkcie bliskimS (Zadanie 5.5).

Okazuje się, że całka Mielnikowa ze wzoru (5.5) jest policzalna. Podstawiając s=e^{{-t}} (z ds=-sdt) dostajemy

M(z)=-2\int _{{0}}^{{\infty}}\frac{e^{{i\omega z}}s^{{-i\omega}}+e^{{-i\omega z}}s^{{i\omega}}}{1+s^{{2}}}ds.
Rys. 5.7. Kontur całkowania.

Wyliczymy całkę I=\int _{{0}}^{{\infty}}s^{{i\alpha}}(1+s^{{2}})^{{-1}}ds metodą konturową. Całka wzdłuż konturu z Rysunku 5.7, w granicy z promieniami okręgów dążących do 0 i \infty odpowiednio, wynosi

\begin{array}[]{lll}(1-e^{{-2\pi i\alpha}})I&=&2\pi i\left\{\textrm{res}_{{s=i}}s^{{i\alpha}}(1+s^{{2}})^{{-1}}+\textrm{res}_{{s=-i}}s^{{i\alpha}}(1+s^{{2}})^{{-1}}\right\}\\
&=&\frac{2\pi i}{2i}\left(e^{{-\pi\alpha/2}}-e^{{-3\pi\alpha/2}}\right)=2\pi e^{{-\pi\alpha}}\sinh\left(\pi\alpha/2\right).\end{array}

To daje I=\pi/(2\cosh(\pi\alpha/2)) i

M(z)=-2\pi\frac{\cos(\omega z)}{\cosh(\pi\omega/2)}.

Łatwo widać, że ta funkcja spełnia wymaganie M^{{\prime}}|_{{M=0}}\not=0.

Znaleźliśmy przynajmniej jeden punkt r_{{0}} przecięcia się rozmaitości stabilnej i niestabilnej punktu stałego q=q(0) dla dyfeomorfizmu

\mathcal{P}=\mathcal{P}_{{0}}:U\longmapsto U,

gdzie U jest pewnym otoczeniem pętli separatrys \Gamma siodła x=\pm\pi, y=0, a \mathcal{P}_{{0}} jest wyróżnionym przekształceniem monodromii z rodzimy \left\{\mathcal{P}_{{z}}\right\} (z hiperbolicznymi punktami stałymi q(z)). Ale takich punktów jest znacznie więcej; są one postaci r_{{n}}=\mathcal{P}^{{n}}(r_{{0}}), n\in\mathbb{Z}.\ Przy n\rightarrow\infty i przy n\rightarrow-\infty punkty r_{{n}} dążą do punktu stałego q_{{0}}.

Jednakże podrozmaitości W^{{s}}=W^{{s}}(q(0)) i W^{{u}}=W^{{u}}(q(0)) zachowują się co najmniej niestandardowo. Na przykład, rozmaitość W^{{u}} przechodząc przez coraz dalsze punkty r_{{n}}\ (n\rightarrow\infty) zaczyna być coraz bardziej równoległa do samej siebie, ale w okolicy siodła q (czyli do lokalnej rozmaitości niestabilnej W_{{loc}}^{{u}}). Przy tym oczywiście, pomiędzy punktami r_{{n}} i r_{{n+1}} wykonuje ostry zakręt. To samo mniej więcej dzieje się z rozmaitością W^{{s}} przyprzejściu przez punkty r_{{n}} dla n\rightarrow-\infty i pomiędzy tymi punktami. W szczególności wyróżnione powyżej kawałki W^{{u}} i W^{{s}} zaczynają się przecinać w innych puktach (niż r_{{n}}). Aż strach pomyśleć, co się dzieje przy dalszych iteracjach; np. kawałki W^{{u}} równoległe do W_{{loc}}^{{u}} zaczynają być coraz dłuższe (patrz Rysunek 5.8).

Rys. 5.8. Przecinanie się podrozmaitości stabilnej z podrozmaitością niestabilną.

ZADANIA

Zadanie 5.4. Pokazać, że jeśli g_{{s}}^{{t}} jest 2-parametrową rodziną dyfeomorfizmów definiujących ewolucję nieautonomicznego pola wektorowego \dot{x}=v(t,x), które jest okresowe z okresem T względem czasu, to g_{{s+T}}^{{t+T}}=g_{{s}}^{{t}}.

Zadanie 5.5. Udowodnić Lemat 5.3.

Wskazówka: Po pierwsze, pokazać, że (jako bliskie krzywej fazowej z równania (5.3)) w otoczeniu punktu x=0, y=1 podrozmaitości W^{{s}}(p(z)) i W^{{u}}(q(z)) leżą poziomo, czyli są wykresami pewnych funkcji od x. Dla z=z_{{0}} będziemy trakować je jako wykresy funkcji F i G odpowiednio z pewnego odcinka J (na osi x-ów) do cięcia S, przy czym S jest parametryzowane przez H|_{{S}}.

Po drugie. przekształcenia \mathcal{P}_{{z_{{0}}}}\mathcal{P}_{{z}} są sprzężone, \mathcal{P}_{{z}}=g_{{z_{{0}}}}^{{z}}\circ\mathcal{P}_{{z_{{0}}}}\circ\left(g_{{z_{{0}}}}^{{z}}\right)^{{-1}}. Wywnioskować stąd, że W^{{s}}(p(z))=g_{{z_{{0}}}}^{{z}}(W^{{s}}(p(z))) i podobnie jest z W^{{u}}. Przekształcenia g_{{z_{{0}}}}^{{z}} są bliskie przekształceniom g_{{0}}^{{z-z_{{0}}}}|_{{\varepsilon=0}} potoku fazowego niezaburzonego układu (5.2), które w otoczeniu punktu x=0, y=2 jest z grubsza `ruchem w prawo'. Stąd wynika, że przy zmianie z rozmaitości W^{{s}}(p(z)) powstają z rozmaitości W^{{s}}(p(z_{{0}})) przez `przesuwanie' jej. Stąd wynika, że jeśli x_{{0}}(t) jest zadane jak w (5.3), to funkcję H=F(x), której wykresem jest W^{{s}}(p(z_{{0}})), można zadać w pierwszym przybliżeniu jako

F(x)\approx H\circ\phi\left(x_{{{}_{{0}}}}^{{-1}}(x)\right).

Podobnie wykres funkcji G(x)\approx H\circ\psi\left(x_{{0}}^{{-1}}(x)\right) w pierwszym przybliżeniu zadaje W^{{u}}(q(z_{{0}})). Różnica G(x)-F(x)\approx\Delta H\approx\varepsilon M(z). Pokazać, że warunek transwersalności W^{{s}} i W^{{u}} wynika z własności: \frac{d}{dx}\left(G-F\right)\not=0 dla G-F=0.

5.2. Podkowa Smale'a, dyfeomorfizmy Anosowa i atraktory

Prawdopodobnie S. Smale był pierwszym, który dobrze zrozumiał zjawisko z końca poprzedniego rozdziału i opisał je w ścisłych matematycznych terminach. Na Rysunku 5.9 widzimy (nieco krzywoliniowy) `prostokąt ' R wzdłuż lokalnej rozmaitości stabilnej W_{{loc}}^{{s}}, który pod działaniem odpowiednio wysokiej iteracji przekształcenia \mathcal{P} przechodzi na figurę, która przecina R w dwu miejscach. Można dobrać parametry definiujące prostokąt R, aby to rzeczywiście miało miejsce; (my tego nie robimy, ale możemy odesłać czytelnika do książek R. Devaney'a [9], C. Robinsona [17] i W. Szlenka [18]).

Rys. 5.9. Generowanie przekształcenia podkowy.

Modelowy przykład przekształcenia jak na Rysunku 5.9 to przekształcenie podkowy Smale'a przedstawione na Rysunku 5.10.

Definicja 5.6 (Podkowa Smale'a). Mamy (autentyczny) prostokąt A na płaszczyźnie, z którym dokonujemy następującej operacji. Najpierw wydłużmy go w kierunku pionowym i zwężamy w kierunku poziomym. Następnie zaginamy nasz wydłużony prostokąt i kładziemy na płaszczyznę tak ,aby przecinał wyjściowy prostokąt wzdłuż dwóch równoległych pionowych pasków

f(A)\cap A=A_{{1}}\cup A_{{2}}.

W ten sposób dostajemy nową figurę, oznaczaną f(A), gdzie f:A\longmapsto f(A) jest dyfeomorfizmem podkowy.18Można to przekształcenie przedłużyć. Doklejmy do dolnej i górnej podstaw A półkola i oznaczmy nową figurę przez M. Przedłużmy f na ba półkola, tak aby ich obrazy przylegały do dolnych końców f(A). Zakładając, że nowa figura leży całkowicie w M, dostajemy dobrze określony dyfeomorfizm f:M\longmapsto M.

Podkowa Smale'a, chociaż prosto zdefiniowana, wcale taka prosta nie jest. Latwo stwierdzić, że f^{{2}}(A)\cap A składa się z 4 pionowych pasków; ogólniej, f^{{n}}(A)\cap A składa się z 2^{{n}} pionowych pasków (Zadanie 5.14). Z drugiej strony, f^{{-1}}(A)\cap A=f^{{-1}}(A\cap f(A)) składa się z dwu poziomych pasków; ogólniej, f^{{-n}}(A)\cap A, n>0, składa się z 2^{{n}} poziomych i cienkich pasków (Zadanie 5.15). Zatem f^{{n}}(A)\cap f^{{-m}}(A), m,n>0, składa się z 2^{{n}}\times 2^{{m}} małych prostokącików. Bardzo ważny jest następujący zbiór

Rys. 5.10. Podkowa Smale'a.
\Lambda=\bigcap _{{n\in\mathbb{Z}}}f^{{n}}(A). (5.6)

Łatwo sprawdzić, że jest to zbiór niezmienniczy względem f: f(\Lambda)=f^{{-1}}(\Lambda)=\Lambda (Zadanie 5.16). Można powiedzieć więcej o \Lambda i o f|_{{\Lambda}}, ale najpierw powinniśmy wprowadzić jedną definicję.

Definicja 5.7. Niech \Sigma=\Sigma _{{k}}=\left\{ 1,\ldots,k\right\}^{{\mathbb{Z}}} będzie przeliczalnym iloczynem kartejańskim ustalonego zbioru k-elementowego; składa się ona z ciągów a=\left(\ldots,a_{{-1}},a_{{0}},a_{{1}},\ldots\right), a_{{j}}\in\left\{ 1,\ldots,k\right\}. Zdefiniujemy przekształcenie \sigma:\Sigma\longmapsto\Sigma następująco:

\left(\sigma a\right)_{{j}}=a_{{j+1}}.

Układ dynamiczny \left(\Sigma,\sigma\right) zdefiniowany powyżej nazywa się układem symbolicznym, albo przesunięciem.

Na przetrzeni \Sigma wprowadza się topologię produktową, gdzie otoczeniami danego ciągu symboli a=\left(\ldots,a_{{-1}},a_{{0}},a_{{1}},\ldots\right) są zbiory cylindryczne postaci

\left\{ b=\left(\ldots,b_{{-1}},b_{{0}},b_{{1}},\ldots\right):b_{{-M}}=a_{{-M}},b_{{-M+1}}=a_{{-M+1}},\ldots,b_{{N}}=a_{{N}}\right\}

(dla ustalonych M,N). \Sigma jest też przestrzenią metryczna, bo odległość dwóch ciągów to \textrm{dist}\left(a,b\right)=\sum _{{n\in Z}}2^{{-\left|n\right|}}\left|a_{{n}}-b_{{n}}\right|.

Ma miejsce następujące

Twierdzenie 5.8.Istnieje ciągły homeomorfizm \Phi:\Lambda\longmapsto\Sigma _{{2}}, który sprzęga \sigma zf|_{{\Lambda}}:

\sigma\circ\Phi=\Phi\circ f.

Dowód. Przekształcenie \Phi jest łatwe do zdefiniowania. Jeśli x\in\Lambda, to kładziemy \Phi(x)=\left(\ldots,a_{{-1}},a_{{0}},a_{{1}},\ldots\right), gdzie

a_{{n}}=1\text{ \  gdy \ }f^{{n}}(x)\in A_{{1}}\text{ \  i \ }a_{{n}}=2\text{ \  gdy \ }f^{{n}}(x)\in A_{{2}}.

Własność sprzęgania sprawdza się bezpośrednio (Zadanie 5.18). Pozostaje zatem tylko sprawdzić ciągłość i odwracalność przekształcenia \Phi.

Te dwie własności wynikają z hiperboliczności przekształcenia podkowy: w kierunku poziomym jest ściskanie ze stałą \lambda _{{1}}<1 a w kierunku pionowym mamy rozciąganie ze stałą \lambda _{{1}}>1. Zatem prostokąciki, pojawiające się przy lokalizacji punktów x, tzn.

\left\{ x:f^{{-M}}(x)\in A_{{a_{{-M}}}},\ldots,f^{{N}}(x)\in A_{{a_{{N}}}}\right\}, (5.7)

stają się eksponencjalnie małe przy M i N bardzo dużych. W granicy dostaniemy tylko jeden punkt (odwracalność). Małe rozmiary zbiorów (5.7) odpowiadają małości odpowiednich zbiorów cylindrycznych w \Sigma; jest to dokładnie ciągłość \Phi i \Phi^{{-1}}.

Ponieważ \Lambda jest jedynym zbiorem niezmienniczym w prostokącie A, to cała interesująca dynamika przekształcenia podkowy ogranicza się do dynamiki f|_{{\Lambda}}. Dzięki powyższemu twierdzeniu jest to taka sama dynamika, jak dla przekształcenia symbolicznego \sigma na \Sigma. Z drugiej strony, przekształcenie symboliczne jest przyjemne do badania. Ma ono następujące ciekawe włsności.

Stwierdzenie 5.9.Punkty okreowe dla \sigma są gęste w przestrzeni symbolicznej\Sigma.

Dowód. Niech a=\left(\ldots,a_{{-1}},a_{{0}},a_{{1}},\ldots\right)\in\Sigma. Dla dużego N>0 wszyskie ciągib=\left(\ldots,b_{{-1}},b_{{0}},b_{{1}},\ldots\right) takie, że b_{{-N}}=a_{{-N}},\ldots,b_{{N}}=a_{{N}} są bliskie a. Zatem bliski jest też ciąg utworzony z bloku \left(a_{{-N}},\ldots,a_{{N}}\right) (długości 2N+1) i powtarzanego periodycznie. Odpowiada on puktowi okresowemu dla \sigma o okresie 2N+1. ∎

Stwierdzenie 5.10.Układ dynamiczny \left(\Sigma,\sigma\right) jest tranzytywny, tzn. dla dowolnych podzbiorów otwartych U,V\subset\Sigma istnieje i n>0 takie, żef^{{n}}(U)\cap V\not=\varnothing.

Dowód. Wystarczy rozważyć przypadek, gdy U i V są zbiorami cylindrycznymi definiowanymi przy pomocy bloków \left(a_{{1}},\ldots,a_{{M}}\right) i \left(b_{{1}},\ldots,b_{{N}}\right). Wtedy wystaczy wziąć dowolny ciąg z blokiem \left(a_{{1}},\ldots,a_{{M}},b_{{1}},\ldots b_{{N}}\right) (długości M+N).

Uwaga 5.11. Można wprowadzić na \Sigma probabilistyczną miarę produktową \mu, taką, że \mu\left(\left\{ a_{{0}}=j\right\}\right)=1/k (miara Bernoulliego). Okazuje się ona być niezmiennicza względem przesunięcia \sigma. Ponadto zachodzi własność mieszania, o której wspomniałem na początku rozdziału a której nie chcę ściśle definiować. Zatem układ podkowy Smale'a a także układ huśtawki są układami chaotycznymi.

Podzbiór \Lambda\subset\mathbb{R}^{{2}}, niezmienniczy dla przekształcenia podkowy Smale's, ma jeszcze jedną ważną własność. Mianowicie jest hiperboliczny, co oznacza, że indukowane przekształcenia liniowe f_{{\ast}}(x):T_{{x}}\mathbb{R}^{{2}}\longmapsto T_{{f(x)}}\mathbb{R}^{{2}} są hiperboliczne (mają jedną wartość własną \lambda _{{1}}\in\left(0,1\right) i drugą \lambda _{{2}}>1).

Niestety, zbiór \Lambda jest bardzo cienki (jego wymiar Hausdorffa zależy od \lambda _{{1}} i \lambda _{{2}}) i na pewno nie jest rozmaitością (nawet lokalnie). Ale istnieją chaotyczne układy dynamiczne ze strukturą hiperboliczną na całej rozmaitości. Są to tzw. dyfeomorfizmy Anosowa, których najbardziej znanym reprezentatnem jest następujący

Przykład 5.12 (Hiperboliczny automorfizm torusa). Utożsamijmy dwuwymiatowy torus z płaszczyzną podzieloną przez kratę, \mathbb{T}^{{2}}=\mathbb{R}^{{2}}/\mathbb{Z}^{{2}}. Macierz

A=\left(\begin{array}[]{ll}2&1\\
1&1\end{array}\right)

zadaje przekształcenie płaszczyzny, które punkty o współrzędnych całkowitych przekształca na podobne punkty. Zatem definiuje ono przekształcenie f:\mathbb{T}^{{2}}\longmapsto\mathbb{T}^{{2}}. Ponieważ wyznacznik naszej macierzy jest równy 1, to i przekształcenie odwrotne zachowuje kratę; zatem f jest dyfeomorfizmem.

Przekształcenie f ma dokładnie jeden punkt stały, odpowiadający punktowi \left(0,0\right). Za to równania na punkty okresowe o okresie 2 przyjmują postać 4x_{{1}}+3x_{{2}}=m_{{1}}, 3x_{{1}}+x_{{2}}=m_{{2}}, m_{{1,2}}\in\mathbb{Z}. Nietrudno zobaczyć, że daje to 25 rozwiązań. Ogólnie, ze wzrostem n liczba punktów okresowych dla f o okresie \leq n rośnie do nieskończoności; w szczególności, punkty z wymiernymi obiema współrzędnymi są okresowe (Zadanie 5.19).

Macierz pochodnej f_{{\ast}}(x):T_{{x}}\mathbb{T}^{{2}}\longmapsto T_{{f(x)}}\mathbb{T}^{{2}} w każdym punkcie x jest taka sama i równa A. Z kolei macierz A jest hiperboliczna, z wartościami własnymi \lambda _{{1}}=\frac{1}{2}(3-\sqrt{5})<1 i \lambda _{{2}}=\frac{1}{2}(3+\sqrt{5})>1. Zatem f ma (równomierną) strukturę hiperboliczną. (Ta własność wchodzi w definicję dyfeomorfizmu Anosowa, której nie przytaczam).

Co więcej, przez każdy punkt x\in\mathbb{T}^{{2}} przechodzą dwie specjalne krzywe: jedna W^{{s}}(x) odpowiada prostej w kierunku własnym odpowiadającym \lambda _{{1}}, i druga W^{{u}}(x) odpowieda prostej w drugim kierunku własnym. Ponieważ wartości własne są niewymierne, to współczynniki nachylenia obu kierunków własnych są niewymierne. Zatem każda z rozmaitości W^{{s}}(x) i W^{{u}}(x) jest gęsta w torusie (tworzy obmotkę); w topologii mówi się o podrozmaitościach immersyjnych.

Okazuje się, że hiperboliczny automorfizm torusa ma własność tranzytywności mieszania względem miary Lebesque'a (która jest zachowana przez f).

Na koniec, poinformuję czytelników, że dyfeomorfizm f jest strukturalnie stabilny. To znaczy, że dowolny bliski niemu dyfeomorfizm g jest z nim sprzężony przy pomocy pewnego homeomorfizmu torusa h (analog Twierdzenia Grobmana–Hartmana). Jest to ogólna własność dyfeomorfizmów Anosowa.

Innym naturalny układem typu Anosowa jest potok geodezyjny na powierzchni o stałej ujemnej krzywiźnie.

Bardzo ważnymi przykładami układów dynamicznych są tzw. atraktory hiperboliczne. Są to przekształcenia gładkie (nawet niekoniecznie odwracalne) f:M\longmapsto M dla których istnieje domknięty podzbiór niezmienniczy \Lambda\subset M z otoczeniem U\supset\Lambda takim, że \Lambda=\bigcap _{{n\geq 0}}f^{{n}}(U). Lokalnie \Lambda ma postać N\times C, gdzie N jest regularną rozmaitością (z 0<\dim N<\dim M) a C jest zbiorem typu Cantora.

Ponadto \Lambda ma strukturę hiperboliczną w tym sensie, że f_{{\ast}}(x) jednostajnie rozciąga w kierunku N i jednostajnie ściska w kierunku transwersalnym do N.

Rys. 5.11. Selenoid.

Przykład 5.13 (Selenoid). Niech M=D^{{2}}\times\mathbb{S}^{{1}}=\left\{\left(z,y\right)\right\} będzie pełnym torusem, gdzie D^{{2}}=\left\{ z:\left|z\right|\leq 1\right\}\subset\mathbb{C} to dysk a \mathbb{S}^{{1}}=\left\{ y\text{ }\textrm{mod}\text{ }\mathbb{Z}\right\}. Przekształcenie jest zadane następująco

f:\left(z,y\right)\longmapsto\left(\frac{1}{4}z+\frac{1}{2}e^{{2\pi iy}},2y\text{ }\textrm{mod}\text{ }\mathbb{Z}\right).

Obrazem f(M)\subset M będzie torus czterokrotnie cieńczy i dwukrotnie dłuższy oraz włożony w M tak, że owija się dwukrotnie wokół `równika' M przy tym lekko skręcając (patrz Rysunek 5.11).

Oczywiście \Lambda=\bigcap _{{n\geq 0}}f^{{n}}(M) jest zbiorem niezmienniczym i spełnia wymagania, które nałożyłem powyżej na hiperboliczne atraktory.

Na koniec, chciałbym zauważyć, że w teorii układów dynamicznych trudny do rozwiązania problem stanowią tzw. dziwne atraktory, które spełniają własność \Lambda=\bigcap _{{n\geq 0}}f^{{n}}(U), ale nie chcą być równomiernie hiperboliczne. Najbardziej znane to atraktor Hènona zadany odwzorowaniem

\left(x,y\right)\longmapsto\left(y+1-ax^{{2}},bx\right)

(gdzie np. a=1.4 i b=0.3) i atraktor Lorenza zadany polem wektorowym

\dot{x}=-\sigma x+\sigma y,\text{ \ }\dot{y}=-xz+rx-y,\text{ \ }\dot{z}=xy-bz

(gdzie np. \sigma=10, r-28 i b=8/3).

ZADANIA

Zadanie 5.14. Narysować f^{{2}}(A).

Zadanie 5.15. Pokazać, że f^{{-n}}(A)\cap A, n>0, składa się z 2^{{n}} poziomych pasków.

Zadanie 5.16. Udowodnić, że \Lambda ze wzoru (5.6) jest zbiorem niezmienniczym.

Zadanie 5.17. Pokazać, że \Lambda (z (5.6)) jest homeomorficzne z C\times C, gdzie C jest (odpowiednio zdefiniowanym) zbiorem Cantora.

Zadanie 5.18. Sprawdzić, że \Phi sprzęga f z \sigma.

Zadanie 5.19. Udowodnić, że zbiór punktów okresowych przekształcenia z Przykładu 5.12 pokrywa się ze zbiorem punktów o wymierych obu współrzędnych.

Wskazówka: Zbiór \left\{\left(\frac{p}{N},\frac{q}{N}\right)\text{ }\textrm{mod}\text{ }\mathbb{Z}^{{2}}:\text{ }p,q\in\mathbb{N}\right\} dla ustalonego N\in\mathbb{N} jest skończony i niezmienniczy względem f. Ponadto równania na punkty okresowy o okresie n przyjmują postać \left(A^{{n}}-I\right)x=m, gdzie m=\left(m_{{1}},m_{{2}}\right)\in\mathbb{Z}^{{2}}.

Treść automatycznie generowana z plików źródłowych LaTeXa za pomocą oprogramowania wykorzystującego LaTeXML.

Projekt współfinansowany przez Unię Europejską w ramach Europejskiego Funduszu Społecznego.

Projekt współfinansowany przez Ministerstwo Nauki i Szkolnictwa Wyższego i przez Uniwersytet Warszawski.