Некоторые обратные задачи теории рассеяния для оператора Шредингера с потенциалом Като тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.01.02, кандидат физико-математических наук Разборов, Алексей Геннадьевич

  • Разборов, Алексей Геннадьевич
  • кандидат физико-математических науккандидат физико-математических наук
  • 1998, Москва
  • Специальность ВАК РФ01.01.02
  • Количество страниц 79
Разборов, Алексей Геннадьевич. Некоторые обратные задачи теории рассеяния для оператора Шредингера с потенциалом Като: дис. кандидат физико-математических наук: 01.01.02 - Дифференциальные уравнения. Москва. 1998. 79 с.

Оглавление диссертации кандидат физико-математических наук Разборов, Алексей Геннадьевич

Содержание

Введение

Глава I. Спектральные свойства оператора Шредингера с

потенциалом Като

§ 1.1 Структура спектра оператора Шредингера

§ 1.2 Свойства обобщенных собственных функций

Глава II. Некоторые методы восстановления потенциала

из класса Като в операторе Шредингера

§ 2.1 Восстановление потенциала с помощью высокочастотной асимптотики функции Грина

§ 2.2 Формулы Р. Ньютона и И. Сайто

§ 2.3 Обратная задача для многомерного волнового

уравнения

Список литературы

Рекомендованный список диссертаций по специальности «Дифференциальные уравнения», 01.01.02 шифр ВАК

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Некоторые обратные задачи теории рассеяния для оператора Шредингера с потенциалом Като»

В ведение.

Настоящая работа посвящена исследованию некоторых многомерных обратных задач теории рассеяния, связанных с восстановлением потенциала в гамильтониане Н, Н = — A -f q(x). Теория рассеяния имеет бесчисленное множество приложений в атомной физике, теории твердого тела, физике высоких энергий, поэтому данная тема является важной и актуальной. Рассмотрим оператор Шредингера

Я = -Д + q(x) = - Е ^ +q(x) (0.1)

1=1 OXi

во всем пространстве RN, N > 3 с действительным потенциалом q(x), который принадлежит классу Като Кjv, т.е. удовлетворяет условию вида

lim sup J \q{x)\\x - y\2~N dx = 0, N > 3, (0.2)

M yeRN \x-y\<8

и имеет степенное убывание на бесконечности:

3 R > 0, /г > — : \q(x)\ < С V \х\ > R. (0.3)

2

Класс Кн был впервые введен Т. Като в работе [30] и локально может быть описан следующими точными вложениями (см., например, [16]):

LPloc(RN) С КN,loc С L)0C(Rn), р > N/2, (0.4)

где

KN>ioc = {q\q<peKN V<pe CÜ°(RN)}.

Таким образом, рассматриваемый в работе потенциал может иметь локальные сингулярности только лишь из L]oc(Rn), поэтому

получать самосопряженные расширения оператора Н путем замыкания графика в не удается. Однако, в работе [16] показано, что при выполнении условий (0.2), (0.3) квадратичная форма

о 1

(я/^ определена V / 2 {Я ) и удовлетворяет следую-

щей оценке:

|/ \/(х)\2д(х)ах\<е/ ¡(х)\2 в,х + С (е) / |/(*)| 2<1х, пм

о 1 о I

V / €Ж2 (Я )> гДе о < б < 1, С (б) > 0, а символом Цг2 (Я ) обозначено замыкание пространства бесконечно дифференцируемых функций с компактным носителем по норме пространства

Соболева И^Я*). Э то неравенство означает, что ц ограничен в смысле квадратичных форм относительно самосопряженной реализации в Ь2(ЯМ) оператора — А, которую мы будем обозначать через Я 0. Поскольку Н0, как известно, является положительным оператором в мы можем утверждать, что выполнены все условия теоремы Като, Лакса, Лионса, Мильграма и Нельсона ("КЛМН" теоремы), а значит рассматриваемый гамильтониан Н корректно определен в смысле квадратичных форм в Ь2(ЛЫ) и является самосопряженным полуограниченным снизу оператором с областью

° 1

определения В{Н) СЖ2 )•

В данной работе будет доказано, что спектр этого оператора состоит из непрерывного спектра (без неотрицательных собственных значений), заполняющего неотрицательную часть действительной прямой, и конечного отрицательного дискретного спектра конечной кратности. В этом случае ограниченные решения и(х,к) однородного уравнения

(Н - к2)и(х, к) = 0, кеП\кф 0 (0.5)

являются единственными решениями уравнения Липпмана-Швин-гера

и(х,к,9) = - / а0(х,у,к)д(у)и(у,к,в)<1у, (0.6)

где 9 Е — единичной сфере в пространстве Л1*. Функция

Оо(х,у, к) является ядром оператора (—А —А;2)-1 в понимаемого как предел при е —► +0 оператора (—А — к2 — ге)~1 в пространстве линейных ограниченных операторов Ь(Ь26{К^), Ь2_6{ИЫ)), 6 > 1/2. Здесь

= {/| (1 + М)7(*) е ^(я")}.

<?0(х,у,к) имеет следующий вид:

<?..(*,»,*) = 1(1^)^^(1411« - у|), (0.7)

где — это функция Ханкеля первого рода порядка и.

Решения и(х,к,9) уравнения (0.6) называются обобщенными собственными функциями оператора Н. При \х\ —» +оо и фиксированном к ф 0 эти функции допускают следующее асимптотическое поведение:

Ш^е**1*1 1-я

и{х,к,9) = егк{х>в) - Ан ц А[к,е',в) + о(М~*~), (0.8)

\х\ 2

где константа А# зависит только от размерности пространства, 9' = х\х\~1 Е а функция А(к,9',9) называется амплитудой

рассеяния и определяется равенством:

А(к,0',0) = / е-^в,*\{у)и{у,к,9)<1у. (0.9)

л"

Если д(х) удовлетворяет условию (0.3) с параметром ¡л > N, интеграл в (0.9) сходится при любом фиксированном к равномерно по 9

и в'. При ¡1 > (N + 1)/2 этот интеграл следует понимать в смысле сходимости в среднем в L2(SN~l х SN~l).

Через функцию А(к,в',д) выражается ядро оператора S (к) — /, где I - единичный оператор, a S(к) — операторнозначная функция, которая называется матрицей рассеяния. Матрица рассеяния связывает асимптотики решений нестационарного уравнения Шре-дингера ди

г-= Ни

dt

при t —» —сю и £ +оо. Именно S(k) представляет обычно наибольший интерес в задачах теории рассеяния, поскольку связывает "начальную" характеристику процесса с "конечной" напрямую, минуя рассмотрение процесса при конечных временах. Такой подход является очень удобным при изучении взаимодействия волн с препятствием или потока квантовых частиц с мишенью. Функция А(к, в', <9), таким образом, несет всю информацию о потенциале, поэтому обратные задачи теории рассеяния рассматриваются обычно именно в терминах амплитуды рассеяния.

Другим объектом, который часто используется в качестве исходных данных в обратных задачах теории рассеяния, является функция Грина G(x,y,k) оператора (Н — к2) при действительных к. Функция G(x,y,k) является решением следующего уравнения:

G(x,y, к) = G0(x,yv к) - / G0(x,z, k)q(z)G(z,y, к) dz, (0.10)

rn

А

а интегральный оператор G с ядром G(x,y, к) является пределом (в подходящей топологии) при е —> +0 оператора (Н — к2 — ге)-1. В таких постановках обратных задач потенциал q{x) обычно восстанавливается по асимптотике G{x,y,k) при к —> 0 или к —*■ +оо.

В данной работе будут рассмотрены как известные, так и новые методы восстановления потенциала q(x) в операторе Шредингера с помощью амплитуды рассеяния и функции G(x,y,k). При этом известные формулы, связывающие q(x) с данными рассеяния, будут распространены на потенциалы из пространства Като, для которых они ранее не были доказаны.

Вопросам спектральной теории дифференциальных операторов посвящено очень большое количество работ. Отметим здесь появившиеся в последнее время монографии В.А.Ильина [3], Г.В.Розенблюма, М.З.Соломяка и М.А.Шубина [10], Х.Цикона, Р.Фрезе, В.Кирша и Б.Саймона [16], а также вышедший ранее фундаментальный четырехтомник по современным проблемам математической физики М.Рида и Б.Саймона [8].

Прямым и обратным задачам многомерной теории рассеяния для оператора Шредингера посвящено огромное количество работ как у нас в стране, так и за рубежом. Не претендуя на полноту библиографии в этом вопросе, отметим наиболее важные с нашей точки зрения работы. В работах А.Я.Повзнера [б], Т.Като [30], Т.Икебе [28], Д.Toe [47] получено спектральное представление оператора Шредингера в RN (N > 3) с потенциалом q € L^oc(RN) и имеющим степенное убывание на бесконечности. В этих работах доказано, что спектр оператора Н состоит из абсолютно непрерывного спектра, заполняющего множество (0; +оо), и отрицательного дискретного спектра конечной кратности с единственной возможной предельной точкой в нуле. Кроме того, в этих работах были изучены свойства и гладкость функций и(х,к) из (0.6). Дальнейшее продвижение в прямых задачах связано с работами П.Альхольма и Г.Шмидта [20], Ш.Агмона [18], М.Шехтера [42] и некоторых дру-

гих. В работе Ш .Агмона рассматривался оператор Шредингера при N > 2 и были ослаблены условия на потенциал при |ж| —> +оо. Кроме того, в этой работе получена оценка резольвенты оператора (—А — к2)-1 на непрерывном спектре, которая играет решающую роль в восстановлении потенциала q(x) € L^C(RN) для широкого класса обратных задач. В.С.Серов в работе [14] обобщил оценку Агмона таким образом, чтобы в этих задачах q(x) мог иметь локальные особенности из Lfoc(i?iV), р > N/2. Отметим здесь работы Б. Саймона [43], а также Р.Фрезе и др. [26], в которых были получены достаточные условия на потенциал обеспечиваю-

щие отсутствие положительных собственных значений. Вопросы многомерной теории рассеяния подробно рассмотрены в недавно вышедшей монографии Д.Р.Яфаева [17].

Большое количество многомерных обратных задач теории рассеяния рассмотрено в вышедшей в 1994 г. монографии А.Г.Рамма [7]. Теоремы единственности для этих задач в данной монографии доказываются с помощью единого метода, основанного на понятии полноты множества произведений решений дифференциальных уравнений с частными производными. В монографии также изучается важный вопрос о достаточных условиях на функцию А(к,в', в), при которых она является амплитудой рассеяния, соответствующей потенциалу из определенного класса. В 80-х годах в цикле работ [33] - [36] Р.Ньютон рассмотрел обратную задачу вое-

о

становления потенциала в операторе Шредингера в R по данным рассеяния А(к,О,,0) вида (0.9). Эта задачу он сводил к решению некоторого многомерного аналога уравнения Марченко. При этом условия на поведение q(x) при |ж| —» +оо были сильно завышены. М.Чини в работах [21] - [23] применила метод Ньютона для двумер-

ных задач. В работах И.Сайто [40] и [41] получены некоторые асимптотические формулы для потенциала д(х) 6 а также изучены свойства амплитуды рассеяния А(к, в', в), соответствующей потенциалу, убывающему на бесконечности как |ж|-1_б,б > 0. В работе Л.Пяйвяринта и В.С.Серова [39] результаты И.Сайто были обобщены на случай потенциалов, которые могут иметь локальные сингулярности из ЬР(Я3), р > 3/2. На тот же тип потенциалов В.С.Серовым в работах [11], [12] были обобщены результаты Р.Ньютона. Отметим также, что в случае меньших сингулярностей в потенциале q{x) некоторые родственные результаты в многомерной теории рассеяния были получены в работах Л.Д.Фаддеева [15], Р.Г.Новикова и Г.М.Хенкина [5], Л.Пяйвяринта и Э.Сомерсало [37], Э.Сомерсало, Г.Белкина и др. [44], В.С.Серова [13], М.Чини, Г.Белкина и др. [24], Л .Пяйвяринта, В.С.Серова и Э.Сомерсало [38], Ж.Сана и Г.Ульмана [45] и [46], А.Гринлифа и Г.Ульмана [27] и некоторых других.

Перейдем теперь к описанию структуры работы и точной формулировке результатов. Работа состоит из введения, двух глав и списка литературы. Нумерация теорем, лемм и замечаний ведется отдельно и начинается заново в каждой из глав.

Первая глава состоит из двух параграфов и посвящена изучению некоторых спектральных свойств оператора Шредингера Н = — А + во всем пространстве с действительным по-

тенциалом <?(ж), который принадлежит классу Като К^ ж имеет степенное убывание на бесконечности. В первом параграфе исследуется структура спектра Н. Главным результатом данного параграфа и всей главы является следующая теорема:

Теорема 1.1. Пусть потенциал q(x) удовлетворяет условиям (0.2) и (0.3) с параметром ¡i > Тогда

1) не существует неотрицательных собственных значений оператора H ; множество [0, + оо) является непрерывной частью спектра H,

2) на отрицательной части действительной прямой спектр оператора H, если он существует, является дискретным, конечным, и конечной кратности.

Во втором параграфе изучаются свойства решений уравнения

и+(х,к,в) = - / Go(xty,k)q(y)u+(y,kt0)dy, (0.11)

rn

при Ira к > 0, к ф 0. Здесь функция GQ(x,y, к) при к G Rl > к ф 0 определена равенством (0.7), а при Im к > 0 является ядром оператора ( — А — к2)"1. Таким образом, при к € R1, к ф 0 и+(х,к,в) совпадают с решениями уравнения (0.6), то есть с обобщенными собственными функциями H.

Свойства функций и+(хук,0) собраны в теореме 1.2.

Теорема 1.2. Пусть Im к > 0, к ф 0, потенциал q(x) удовлетворяет условиям (0.2) и (0.3) с параметром /х > а оператор H не имеет отрицательного спектра. Тогда уравнение (0.11) имеет единственное решение и+(х,ку6), которое удовлетворяет условию

e-"(*>')u+(Xtkt$) - 1 в В,

где В — это пространство комплекснозначных непрерывных функций f(x), равномерно убывающих при \х| —» +оо. Функции и+(х,к,$) являются непрерывными по к, Im & > 0, к ф 0 и аналитическими по к, Im к > 0.

Из теоремы 1.2 следует, что существует мероморфное продолжение (х,к,0) обобщенных собственных функций и(х, к, в) по спектральному параметру с действительной оси в верхнюю полуплоскость комплексной плоскости.

Кроме того, во втором параграфе доказан еще один результат, касающийся поведения функций и + (х,к,в) в трехмерном случае при стремлении спектрального параметра к бесконечности. Именно, справедлива следующая теорема.

Теорема 1.3. Пусть размерность пространства N = 3, 1т к > О, а потенциал д(х) удовлетворяет условиям (0.2) и (0.3) с параметром ¡л > 2. Тогда имеет место соотношение

Нш ||е~*к{х>в)и+(х,к,в) - 1ЦХОО/ДЗ) = 0,

к—* оо '

1хп к>0

А

равномерно по 0 € 5 .

Отсутствие у оператора Шредингера неотрицательных собственных значений, а также конечная кратность и конечность числа отрицательных собственных значений является важным фактом, играющим ведущую роль в теории рассеяния. Ранее этот результат был известен для потенциалов, локально принадлежащих ЬР(НМ), р > N/2. Свойства обобщенных собственных функций, сформулированные в теоремах 1.2, 1.3 оказываются очень важными при исследовании одной из обратных задач, рассматриваемых в Главе II. Кроме того, эти результаты имеют, на наш взгляд, и самостоятельный интерес.

Вторая глава состоит из трех параграфов и посвящена некоторым методам восстановления потенциала в операторе Шредингера. В первом параграфе получена новая формула для восстановления потенциала в трехмерном пространстве по высокочастотной

асимптотике функции Грина G(x,y,k) оператора Я. В данном параграфе доказано, что при достаточно больших к > 0 функция G(x,y,k) является единственным решением следующего интегрального уравнения:

G(x,y,k) == G0(x,y,k) - / G0{x,z,k)q(z)G(z,y,k)dz, (0.12)

r3

причем рассеянное поле Gsc(x,у, к) = G(x,y,k) — Gq(x,у, к) удовлетворяет оценке

\Gsc(x,y,k)\ <

F ~ И

где константа С не зависит от ж, j/, fc > > 1, а функция а(&) является бесконечно малой при к стремящемся к бесконечности. Эта оценка играет главную роль при высокочастотном обращении данных рассеяния, и используется также в параграфе 2 данной главы.

Формула для восстановления потенциала приводится в следующей теореме.

Теорема 2.1. Пусть размерность пространства N = 3, а потенциал q(x) удовлетворяет условиям (0.2) и (0.3) с параметром ¡м > 3. Тогда F{q)(C) Е L°° (Ä3) П С (Ä3) и

F(qm = lim {i6tt2\x\\y\e-ikM+M\G0(x,yik) - G(x,y,k))},

т U

где F — это преобразование Фурье, £ = j^j) фиксировано,

а предел понимается в классическом смысле.

Второй параграф посвящен изучению двух обратных задач, в которых в качестве исходных данных используется амплитуда рассеяния А(к,в',0). В первой из них для восстановления д(ж) исполь-

зуются также функции и (х,к,в), которые определяются следующим образом:

и~ (х, к, в) = и + (х, — к, — в), 1т к < 0.

Введем еще следующее понятие.

Определение. Оператор Н имеет резонанс в точке ноль, если уравнение

и(х) = - j —^~N2fJ2)\x - y\2~Nq(y)u(y)dy rn

имеет нетривиальное решение из пространства непрерывных равномерно убывающих на бесконечности функций.

В данном параграфе показано, что отсутствие у оператора Н резонанса в нуле гарантирует, что уравнение Липпмана-Швингера при к — 0 имеет единственное решение из указанного в данном определении пространства.

Соответствующая формула приводится в следующей теореме:

Теорема 2.2. Пусть N = 3, потенциал q(x) удовлетворяет условиям (0.2) и (0.3) с параметром ¡л > 2, а оператор Н не имеет отрицательного дискретного спектра и резонанса в точке ноль. Тогда в смысле теории распределений справедлива формула «(ж) =

Sir6

+ оо

х J kdk j А(к,вг,в)е"гк(х'в)и~(х, k,6')d0\ (0.13)

-оо s2

где в — произвольный фиксированный вектор из S2.

Данная формула носит название формулы Ньютона. Заметим, что

в случае, когда оператор Я = —А + q имеет отрицательный дискретный спектр — — kl,..., — к2, будет справедлива формула типа (0.13), но в правой части (0.13) добавятся вычеты функции

j e~lk(x^u+(x,kj) - 1, Im к > 0, Wik) = { ~

( e~ik{x^u-(x,k,e) - 1, Im к < 0,

относительно точек ±.ik\, ±г&<,, которые являются полю-

сами первого порядка (см., например, [44]).

Второй из рассматриваемых в данном параграфе методов восстановления потенциала был впервые рассмотрен в работах И. Сай-то [40] и [41]. В его основе лежит так называемая формула Сайто, доказанная в следующей теореме:

Теорема 2.3. Пусть N — 3, а потенциал q(x) удовлетворяет условиям (0.2) и (0.3) с параметром ß > 2. Тогда

lim к2 J / e-ikie-e'>x)A(k,e,,O)d0del =

8J ¡-l^-dy, (0.14)

лз I® - У?

где предел понимается в смысле обобщенных функций.

Пользуясь соотношением (0.14), можно доказать, что в условиях теоремы 2.3 q(x) восстанавливается однозначно. Этот факт составляет содержание теоремы 2.4. данного параграфа.

Теорема 2.4. Пусть потенциалы q\(x) и <?2(®) удовлетворяют условиям теоремы 2.3 и соответствующие им амплитуды рассеяния совпадают на некоторой последовательности к —»• Ч-оо и для всех в,9г € S2, Тогда qi(x) = q<2(x) (в смысле обобщенных функций). Кроме того, принимая во внимание формулу (0.14), нетрудно

видеть, что потенциал q(x) связан с амплитудой рассеяния следующим равенством:

q(x) = lim j j e~ik^-e^x)A{k,e',e)\e - 0'\d0de'. (0.15)

i-> + oo 87t4s2 s2

В последнем параграфе второй главы рассматривается обратная задача рассеяния для волнового уравнения с переменными коэффициентами:

д2и ди

L(u) = -Аи + n{x)—j - р(х) — = 0,

dt dt

где и = и

ОМ), t G Д\ х е RN, N > 3. Отметим, что в данной постановке коэффициенты п(х) и р{х) могут быть и комплексно-значными.

Фундаментальное решение оператора L является решением уравнения

д2!! , ßg

p{x)Vt

где S(z) — это дельта-функция. В частотной области это уравнение преобразуется к следующему виду:

-АG - к2( 1 - q(x))G - ikp{x)G = 6{х - у),

где G = G(x,y, к), q(x) = 1 - те (ж), к > 0. Добавив условие излучения Зоммерфельда, мы получаем задачу для функции Грина G = G(x, у, к):

-AG - к2( 1 - q(x))G - kip(x)G = 6(х - у)

-Ag 4- п(х)~ - р(х)— = 6(х - y)S(t), д = g(x,y,t),

, Hm (Ц^- «С) = 0, (0Лб)

х -»+оо 11

где во втором равенстве у фиксировано.

В данном параграфе доказано существование и единственность решения системы (0.16), при достаточно малых к > 0. Функции

п(х) и р(х) восстанавливаются с помощью низкочастотной асимптотики функции С8С(х,у,к) = С(х,у,к) - С0(х,у,к). Формулы для восстановления коэффициентов приводятся в следующей теореме.

Теорема 2.5. Пусть 1 — п(х) и р(х) удовлетворяют условиям (0.2) и (0.3) с параметром ¡1 > . Тогда в смысле обобщенных функций имеют место следующие равенства:

MN'2\x - y\N~2

Г(^) По'

р(х) = г--Hin (Л: LAGsc{x,y,k)),

^N/2\x - у|

n —2

Ф) = 1--Г(*-2)-Х

х lim k~2{AGsc(x, уу к) + ikp(x)G(x,y,k)}.

к—* 0

Еще раз отметим, что в данной теореме коэффициенты п(х) и р(х) могут принимать и комплексные значения.

Формулы такого рода были ранее доказаны только при N = 3

л .

для коэффициентов, локально принадлежащих L (R ) и имеющих более быстрое убывание на бесконечности (см., например, [24]).

В заключение, автор хотел бы выразить глубокую благодарность своему научному руководителю доктору физико-математических наук В.С.Серову за постановку задач, руководство работой и ценные замечания по ходу работы.

Похожие диссертационные работы по специальности «Дифференциальные уравнения», 01.01.02 шифр ВАК

Список литературы диссертационного исследования кандидат физико-математических наук Разборов, Алексей Геннадьевич, 1998 год

ЛИТЕРАТУРА

[1] Бирман М.Ш. О числе собственных значений в задаче квантового рассеяния // Матем. сб. - 1960, Т. 52, N 3, С. 163 - 166.

[2] Владимиров B.C. Уравнения математической физики. М., Наука, 1981.

[3] Ильин В.А. Спектральная теория дифференциальных операторов. М., Наука, 1991.

[4] Ландис Е.М. // ДАН СССР. - 1956, Т. 107, N 5, С. 640 - 643.

[5] Новиков Р.Г., Хенкин Г.М. ¿^-уравнение в многомерной задаче теории рассеяния // Успехи мат. наук - 1987, Т. 42, N 3, С. 93 - 152.

[6] Повзнер А.Я. О разложении произвольной функции по собственным функциям оператора — Аи + си // Мат. сб. - 1953, Т. 32(74), С.109-156.

[7] Рамм А.Г. Многомерные обратные задачи рассеяния. М., Мир, 1994.

[8] Рид МСаймон Б. Методы современной математической физики, т. 1-4. М., Мир, 1978-1982.

[9] Рисс Ф., Секефальви-Надь Б. Лекции по функциональному анализу. М., Мир, 1979.

[10] Розенблюм Г.В., Солом як М.З., Шубин М.А. Спектральная теория дифференциальных операторов. Итоги науки и техники. Серия "Современные проблемы математики", т.64, 1989.

[11] Серов B.C. О задаче рассеяния для оператора Шредингера с сингулярным потенциалом, I // Дифф. Уравн. - 1990, Т. 26, N 5, С. 851 - 860.

[12] Серов B.C. О задаче рассеяния для оператора Шредингера с сингулярным потенциалом, II // Дифф. Уравн. - 1991, Т. 27, N 1, С. 120 - 128.

[13] Серов B.C. Восстановление потенциала в трехмерной задаче теории рассеяния // ДАН СССР - 1991, Т. 317, N 3, С. 579 -583.

[14] Серов B.C. Об оценках резольвенты оператора Лапласа во всем пространстве // Мат ем. Заметки - 1992, Т. 52, N 6, С. 109 -118.

[15] Фаддеев Л.Д. Обратная задача квантовой теории рассеяния // Успехи мат. наук - 1959, Т. 14, N 4, С. 57 - 119.

[16] Цикон X., Фрезе Р., Кирш В., Саймон Б. Операторы Шредингера. М., Мир, 1990.

[17] Яфаев Д.Р. Математическая теория рассеяния. С.-Петербург, изд. С.-Петербургского университета, 1994.

[18] Agmon S. Spectral properties for Schroedinger operator and scattering // Ann. Schula Norm. Sup. Pisa. - 1975, N 2, P. 151-218.

[19] Alimov S.A., Joo I. On the Riesz summability of eigenfunctions expansions // Acta. Sci. Math. - 1983, V. 45, P. 5-18.

[20] Alsholm P., Schmidt G. Spectral and scattering theory for Schroedinger operators // Arch. Rat. Mech. Anal. - 1971, V. 40, P. 281-311.

[21] Cheney M. Inverse scattering in dimension two //J. Math. Phys.

- 1984, V. 25, N 1, P. 94 - 107.

[22] Cheney M. Two dimensional scattering: the number of bound states from scattering data // J. Math. Phys. - 1984, V. 25, N 5, P. 1449 - 1455.

[23] Cheney M. Two dimensional inverse scattering: compactness of generalised Marchenko operator // J. Math. Phys. -■ 1985, V. 26, N 4, P. 743 - 752.

[24] Cheney M., Beylkin G., Somersalo E. and Burridge R. Three-dimensional inverse scattering for the equation with variable speed: near field formulae using point sources // Inverse Problems - 1989, N 5, P. 1-6.

[25] Ford R. An inverse scattering result for measure potentials // Inverse Problems - 1995, N 11, P. 939 - 948.

[26] Frose R., Herbts I., Hoffman-Ostenhof M., Hoffman-Ostenhof T. On the absence of positive eigenvalues for one-body Schrodinger operators // J. Math. Anal. - 1982, V. 41, P. 272-284.

[27] Greenleaf A., Uhlmann G. Recovering singularities of a potential from singularities of scattering data // Comm. Math. Phys. - 1993, V. 157, N 3, P. 549 - 572.

[28] Ikebe T. Eigen function expansions associated with the Sch roe dinger operators and their applications to the scattering theory // Arch. Rat. Mech. Anal. - I960, V. 5, P. 1-34.

[29] Kato T. Growth properties of solutions of the reduced wave equation with a variable coefficient // Comm. Pure Appl. Math.

- 1959, V.12, P. 403-425.

[30] Kato T. Schrôdinger operators with singular potentials // Isr. J. Math. - 1972, V. 13, P. 135-148.

[31] Kato T. Perturbation theory for linear operators. Springer-Verlag, Berlin/New-York, 1976.

[32] Kolton D. Partial differential equations. New-York, 1988.

[33] Newton R.G. Non-central potentials: the generalized Levinson theorem and the structure of the spectrum // J. Math. Phys. -1977, V. 18, P. 1348 - 1357.

[34] Newton R.G. Inverse scattering - II. Three dimensions //J. Math. Phys. - 1980, V. 21, N 7, P. 1698 - 1715.

[35] Newton R.G. Inverse scattering - III. Three dimensions //J. Math. Phys. - 1981, V. 22, N 10, P. 2191 - 2200.

[36] Newton R.G. Inverse scattering. - IV. Three dimensions // J. Math. Phys. - 1982, V. 23, N 4, P. 594 - 604.

[37] Paivarinta L., Somersalo E. Inversion of discontinuities for the Schrôdinger equation in three dimensions // SIAM J. Math. Anal. - 1991, V. 22, P. 480-499.

[38] Paivarinta L., Serov V.S., Somersalo E. Reconstruction of singularities of a scattering potential in two dimensions // Adv. In Appl. Maths. - 1994, N 15, P. 97-113.

[39] Paivarinta L., Serov V.S. Recovery of singularities of a multidimensional scattering potential // SIAM J. Math. Anal. -1997, V. 29 (3).

[40] Saito Y. Some properties of the scattering amplitude and the inverse scattering problem // Osaka J. Math. - 1982, V. 19, P. 527-547.

[41] Saito Y. An inverse problem in potential theory and the inverse scattering problem // J. Math. Kyoto Univ. - 1982, V. 22, P. 307321.

[42] Schechter M. Scattering theory for elliptic operators of arbitrary order // Comm. Math. Helvetici. - 1974, V. 49, P. 84-113.

[43] Simon B. Quantum Mechanics for Hamiltonians Defined as Quadratic Forms // Princeton, NJ: Princeton University Press, 1971.

[44] Somersalo E., Beylkin G., Burridge R. and Cheney M. Inverse scattering problem for Schrodinger equation in three dimensions: connections between exact and approximate methods // Preprint / Univ. Of Minnesota : 449 - August, 1988.

[45] Sun Z., Uhlmann G. Inverse scattering for singular potentials in two dimensions // Trans. AMS - 1993, V. 338, N 1, P. 363 - 374.

[46] Sun Z., Uhlmann G. Recovery of singularities for formally determined inverse problems // Comm. Math. Phys. - 1993, V. 153, P. 431 - 445.

[47] Thoe D.W. Eigenfunction expansions associated with the Schroe-dinger operator in RN, N > 4 // Arch. Rat. Mech. Anal. - 1967, V. 26. P. 335-356.

Работы автора по теме диссертации

[48] Разборов А.Г., Серов B.C. О восстановлении переменных коэффициентов в многомерном волновом уравнении // Вестн. Моск. Ун-та. Сер. 15, Вычисл. матем. и киберн. - 1996, N 4, С. 11-18.

[49] V.S.Serov and A.G.Razborov Some inverse problems for Schro dinger operator with К ato potential / / Тезисы международной конференции "Обратные и некорректно поставленные задачи" (Сентябрь, 10-13), Москва. - 1996, С. 162.

[50] Разборов А.Г., Серов B.C. Некоторые обратные задачи для оператора Шредингера с потенциалом Като // Дифф. уравн. -1998, Т. 34, N 6, С. 816-824.

[51] Разборов А.Г., Серов B.C. Формула Ньютона для оператора Шредингера с потенциалом Като // Тезисы конференции "Обратные и некорректно поставленные задачи" (Июнь, 1617), Москва. - 1998, С. 66.

[52] Разборов А.Г., Серов B.C. Формула Ньютона для оператора Шредингера с потенциалом Като // Доклады РАН (работа принята к публикации).

[53] Разборов А.Г., Серов B.C. О спектре оператора Шредингера с потенциалом Като // Дифф. уравн. (работа принята к публикации).

Обратите внимание, представленные выше научные тексты размещены для ознакомления и получены посредством распознавания оригинальных текстов диссертаций (OCR). В связи с чем, в них могут содержаться ошибки, связанные с несовершенством алгоритмов распознавания. В PDF файлах диссертаций и авторефератов, которые мы доставляем, подобных ошибок нет.