非线性薛定谔方程的平均向量场方法
非线性薛定谔方程 runge-kutta
非线性薛定谔方程 runge-kutta
非线性薛定谔方程 runge-kutta
非线性薛定谔方程，即非线性常微分方程，是用于描述物理系统的状
态变化的重要方程，可用于描述各种物理系统的动力学和稳定性问题。
Runge-Kutta方法是一种常用的数值解决非线性薛定谔方程的方法。
Runge-Kutta方法可以求解一阶非线性薛定谔方程，也可以求解多阶非线性薛定谔方程，不需要求解方程的精确解，而是对方程的近似解。
它的基本思想是：将时间区间[t0,t1]划分为若干小的时间步长，将每
次步长的解看作是一个函数，再用多项式拟合这个函数，从而得到方
程的近似解。
Runge-Kutta方法的特点是求解精度高，计算量少，但它也有一定的局限性，即要求解的方程必须是可以求导的，对于非线性或不可导的方程，Runge-Kutta方法就不能使用了。
另外，Runge-Kutta方法只能求
解单变量的非线性薛定谔方程，而多变量的非线性薛定谔方程则无能
为力。
总之，Runge-Kutta方法是一种有效的解决非线性薛定谔方程的方法，它的优点是求解精度高，计算量少，但也有一定的限制，不能解决某
些复杂的问题。
288 268 非线性薛定谔方程
v c
k nω
n
c
将k在ω0附近展开：
k
k0
k ω
|w0
(w w0 )
1 2
2k ω2
|w0
(w w0 )2
...
对 E作付里叶变换： E(x,t) 1
e(k, ω)ei(ω•tk•x)d kd ω
2π
e(x,t) 1
E(x, t)ei(ω•tk•x)dxd t
2π
NLSE的导出
上式称为Lax方程。算符L、M 称为Lax对。找到Lax对就可以
用反散射法求解非线性方程。
反散射法结果
对于一般的NLSE，i h h 2 2 b | |2 V (x,t)
2m
分四种情况讨论：
NLSE的反散射解法
V (x,t) 0,b const 0 V (x,t) const,b 0
E i ω e, E ike
t
x
ω ~ i , k ~ i
t
xkk0Fra bibliotekk ω
|w0
(w w0 )
1 2
2k ω2
|w0
(w w0 )2
...
k k ' ω 1 k ''( ω)2 2
i ik ' 1 k '' 2 x t 2 t2
E E 1 2E
i ik ' k ''
冲形成孤立波。
NLSE的解析解法
反散射解法
微扰法
高阶NLSE
变分法
NLSE的反散射解法
Schrödinger方程的反散射问题 已知散射数据km, Cm(km), R(k), T(k), ψ(x→∞),则位势 u(x)为：
极坐标下二维非线性薛定谔方程的有限差分方法
收稿日期：2020-09-13作者简介：杨程程（1996-），女，辽宁铁岭人，硕士研究生。
极坐标下二维非线性薛定谔方程的有限差分方法杨程程，张荣培（沈阳师范大学数学与系统科学学院，辽宁沈阳110034）摘要：对圆形区域上的二维非线性薛定谔方程进行了研究。
首先，用极坐标方式表示拉普拉斯算子，将计算区域分别沿r 和θ方向进行网格划分，运用中心差分的方法进行空间离散，离散格式用Kronecker 积表示，并写成非线性常微分方程组的形式。
然后，应用积分因子方法进行时间离散，在实现过程中采用Kroylov 子空间的方法求解指数矩阵与向量的乘积。
最后，在数值试验中给出爆破解的数值算例，证明了该方法可以有效地捕捉爆破现象。
关键词：二维非线性薛定谔方程；极坐标；中心差分；Kroylov 子空间中图分类号：TP273文献标识码：A文章编号：1673-1603（2021）01-0092-05DOI ：10.13888/ki.jsie （ns ）.2021.01.018第17卷第1期2021年1月Vol.17No.1Jan.2021沈阳工程学院学报（自然科学版）Journal of Shenyang Institute of Engineering （Natural Science ）非线性薛定谔方程是量子力学中最重要的方程之一，在等离子物理、非线性光学、激光晶体中的自聚焦、晶体中热脉冲的传播以及在极低温度下的Bose -Einstein 凝聚体的动力学等领域内有着重要的应用［1-4］。
近年来，许多学者在求解非线性薛定谔方程时应用了许多数值方法，例如有限差分方法［5］、有限元法［6］、谱方法［7］和紧致积分因子法［8］等等。
但这些方法均在直角坐标系下求解，而在极坐标下求解的非线性薛定谔方程的文章比较少［9］，本文考虑在圆形区域上求解极坐标下的二维非线性薛定谔方程。
考虑计算区域为Ω={}()x ,y :x 2+y 2<1的二维非线性薛定谔方程：iu t +Δu +||u 2u =0（1）式中，u ()x ,y 为复函数；i 2=-1为虚数单位；Δu =u xx +u yy 为拉普拉斯算子。
《薛定谔方程》课件
波函数需要满足归一化条件，即 ∫Ψ*(r,t)Ψ(r,t)dV=1，以确保粒 子存在于有限空间内。
时间演化算符
时间演化算符定义
时间演化算符描述波函数的演化过程，通常表示为 U(t)，其中t是时间。
时间演化算符的性质
时间演化算符是幺正算符，即U(t)U*(t)=I，其中I是 单位算符。
时间演化算符的作用
时间演化算符可以将初始时刻的波函数演化到任意时 刻的波函数。
能量算符
能量算符定义
能量算符描述微观粒子的能 量，通常表示为H。
能量算符的性质
能量算符是厄米特算符，即 H=H*。
能量算符的作用
能量算符可以将波函数投影 到能量本征态上，得到粒子 的能量。
边界条件和初始条件
边界条件
描述波函数在边界上的行为，如周期 边界、反射边界等。
原理
通过选取适当的变分函数，将薛定谔方程的 求解问题转化为求变分极值的问题。
步骤
选取合适的变分函数，将薛定谔方程转化为变分问 题，然后利用变分法的基本原理求解该问题。
应用范围
适用于具有某些特殊性质的薛定谔方程，如 具有对称性、周期性等性质的问题。
04
薛定谔方程的经典实例
一维无限深势阱
描述
一维无限深势阱是一个理想化的模型，用于描述粒子在一维空间中的 运动，其中势能只在有限区域内存在。
在生物学中，它可以用来描述生物分子的结构和性质， 如蛋白质的结构和功能等。
02
薛定谔方程的基本概念
波函数
01
波函数定义
波函数是描述微观粒子状态的函 数，通常表示为Ψ(rห้องสมุดไป่ตู้t)，其中r是 位置向量，t是时间。
02
波函数的性质
Riesz空间分数阶非线性薛定谔方程的一种高效解法
Riesz空间分数阶非线性薛定谔方程的一种高效解法唐娇;王晚生【摘要】现实生活中的很多物理现象只有将分数阶微积分同量子力学结合起来才能得到准确的表述,因此对薛定谔方程的研究也从整数阶扩充到了分数阶.本文利用时间分裂谱方法离散求解半经典体系中的Riesz空间分数阶非线性薛定谔方程.对该数值方法进行了稳定性分析和色散分析,并将不同网格下求得的数值解进行了对比.结果表明时间分裂谱方法具有高精度近似和无条件稳定性.【期刊名称】《湖南理工学院学报（自然科学版）》【年(卷),期】2019(032)001【总页数】7页(P13-19)【关键词】Riesz空间分数阶薛定谔方程;傅里叶积分算子;时间分裂傅里叶谱方法;Riesz分数阶;色散分析【作者】唐娇;王晚生【作者单位】长沙理工大学数学与统计学院,湖南长沙 410114;长沙理工大学数学与统计学院,湖南长沙 410114【正文语种】中文【中图分类】O241.80 引言分数阶薛定谔方程是在引入分数阶微积分概念后建立的，分数阶微分方程在物理学、工程学、生物学、控制和分子动力学等领域的应用解释了为何这个方向成为了当今世界热点研究课题之一.它主要根据Riemann-Liouville、Caputo 分数导数和Riesz分数导数制定，现实生活中的很多物理现象也只有将分数阶微积分同量子力学结合起来才能得到准确的表述.Laskin首先将Feynman路径积分拓展到了Levy 路径积分，并且建立了分数阶量子力学[1]，推导出了一种空间分数阶薛定谔方程；E.Ahmed等人研究了分数薛定谔方程[2]的阶数；Antoine X和Jiwei Zhang等人对空间分数阶薛定谔方程的分数阶量子动力学和时间分数阶薛定谔方程也有了初步的研究[3]；Wang D等人提出用Crank-Nicolson方法求解Riesz空间分数阶耦合非线性Schrodinger方程[7]；Bao W和Jin S等人提出了半经典体系中Schrödinger方程的时间分裂谱方法[8，9，15，16，17].然而求解含非常小的普朗克常数的半经典体系的空间分数阶薛定谔方程仍然是一个艰巨的数学挑战，标准的非线性薛定谔方程为该方程的一种特殊情况，分数阶微分方程的数值方法成为了解方程性质的重要工具，空间分数阶线性薛定谔方程(SFLSE)已进行了详细分析，本文考虑利用时间分裂傅里叶谱方法离散求解Riesz空间分数阶非线性薛定谔方程.1 时间分裂傅里叶谱方法考虑d 维SFNLS 方程：其中 1 0-8≤ε≤1 0-2表示一个缩放的普朗克常数，i是虚数单位，uε表示关于时间变量t和空间变量x的量子力学波函数，实值函数V(x)表示代表势能，实值参数s＞0是空间分数阶数.α，β为已经给定的实常数，方程(1)又称为空间分数阶Gross-Pitaevskii 方程.(-Δ) suε可通过Riesz分数阶导数计算[3]：其中 ka是u的傅里叶系数，这里的傅里叶变换为利用Riesz分数阶导数还可定义其中和是左右Riemann-Liouville分数导数[4]：当 1s=时，方程(2)可以化成半经典体系中的标准非线性薛定谔方程[5].其中对于方程(1)中的位置密度nε和电流密度Jε可由波函数了计算：nε (x，t)=，上的横线代表它的共扼复数.还可定义分数阶能量函数为了便于问题(1)的数值计算和数值分析，选择空间网孔大小0xhΔ=＞，且M 为正整数，与ε无关的时长Δt=k＞0，其初值条件为对于x ∈[a，b]，0＜a＜b＜+∞，配有周期性边界条件，然后时间与空间网格点为x j ：=a+jh，j=1，2，…，M，tn=n k，n ∈ℕ.记作为的近似值，u ε，n作为在时间 t=t n=n k的解向量(其分向量为U εj，n). 半经典Riesz空间分数阶非线性薛定谔方程是由时间分裂傅里叶谱方法求解[7，14]，基于以下两个步骤：步骤1 从时间t=tn到时间t=tn+1，先求解自由薛定谔方程步骤2 在相同的时间间隔，即T ∈ [ tn，tn+1]，求解常微分方程(ODE)，则方程(1)可化为首先在空间上通过傅里叶谱方法离散线性方程(4)，并且可以在傅立叶空间中精确地进行时间积分.在这里令可以得到在时刻t=tn+1的一阶傅里叶时间分裂格式：Strang二阶分裂法(SP2)：构造如下半经典体系中时间方向上二阶的空间分数阶分裂傅里叶谱格式，即在时间间隔 [t n， tn+1]有：其中，lε*是，Uε*的傅里叶系数，其方程为2 色散关系和数值格式的稳定性分析2.1 色散关系定理1 假设势函数 V (x)=0，分数阶阶数 s ＞0，则一阶时间分裂谱方法(7)，(8)和strang二阶分裂法(9)保留了分数阶NLS平面波解的色散关系证明假设当 ntt=，分数阶NLS的解为所以当 1n n=+时，有又根据式(1)和可知将式(9)中第二式代入式(11)并化简可得再将式(14)代入式(9)中第三式，则有比较式(12)和式(15)，即得2.2 数值格式的稳定性分析引理假设任意整数0n≥，且在时间 nt的 Riesz空间分数阶非线性薛定谔方程的数值解 nu是由一阶时间分裂谱方法(7)，(8)和strang二阶分裂法(9)获得的，则有离散质量保持守恒定理2 设代表三角多项式内插值则在任何网格尺寸h和时间步长k下，可以证明一阶时间分裂谱方法和SP2 是无条件稳定的[9] ：证明根据数值方法SP1(7)、(8)可以得到再根据数值方法SP2(9)和离散范数定义，有因此，式(18)的第一个等式可以通过数值方法SP1的式(19)和SP2的式(20)归纳得到.又因为对于每个周期函数 f，有等式所以式(18)的第二个等式成立.定理2得证.3 数值实验为了说明该方法的有效性，这里给出Riesz空间分数阶非线性薛定谔方程的数值实验.在实际的数值计算中[15，16，17]，往往会选择在经典 WKB 形式下的初始条件其中 n0和 S0是与ε无关的正则的实值函数，当|x|→∞时，n0足够快地衰减到0. 我们在这里基于势函数 V (x)的情况建立SP2的误差估计.假设u ε=u ε(x，t)为(1)的精确解且式(1)中的势函数V (x)为C ∞ ℝ和(b-a)周期的.选择适当长的间隔[-2，2]，使得周期性边界条件不引入相对于整个空间问题的显著误差.算法采用软件matlab7.11.0实现.数值例子：半经典空间分数阶非线性薛定谔方程：令 V (x)=0 .5x2，它是谐振子算子.其中取α=1，β=-1，这是与空间分数阶BEC有关的空间分数阶GPE：选取初始条件为其中 n (x)和 s (x)为独立于ε的实值函数. 这0o个初始条件可以分析地得到位置密度ρε和电流密度Jε的弱极限.总是选取间隔[-2，2]上用SP2计算半经典Riesz空间分数阶非线性薛定谔方程.这里同样使用了不同网格划分下的傅里叶分裂谱方法求半经典空间分数阶非线性薛定谔方程的数值结果.为了测试数值方法，对于每个固定ε，使用具有非常细网格的分裂谱方法和非常小的时间步长(例如 k=0 .0001)来计算近似解，作为“精确”解.表 1～3给出了时间网格和空间网格上空间分数阶非线性薛定谔方程由傅里叶分裂谱方法的计算公式(9)计算出的结果，显示了对于ε，h，k，s的不同组合，当t=0.64时，ε=0 .04，ε=0 .01，ε=0 .0025，分别取不同时间步长和空间步长，分数阶s分别取s=0 .2、s=0 .6，和 s=0 .9时的误差(Error) 结果，表中第一列表示空间网格节点的个数，第二列表示时间网格节点的个数.从这些数值结果可以看出，我们的数值方法对于具有ε独立时间步长k和网格大小h=O(ε)的半经典体系的空间分数阶非线性薛定谔方程的可观察性给出了非常好的结果.表1 当 t=0 .64 及 s=0 .2的误差‖uε( t)-u ε，h，△t‖t2ε=0.04h=14h=116h=164h=order 256 1 Δ=3t 0.162.0740 10-⋅ 45.9230 10-⋅ 4 5.9154 10-⋅ 4 5.9149 10-⋅-Δ=3t 0.041.7752 10-⋅ 6 8.4765 10-⋅6 8.4385 10-⋅ 6 8.4414 10-⋅ 3.065367 Δ=3t 0.011.7749 10-⋅ 7 6.1724 10-⋅ 7 5.0203 10-⋅ 7 5.0080 10-⋅ 2.037592 Δ=3t 0.00251.7748 10-⋅ 7 4.3455 10-⋅ 8 9.9997 10-⋅ 8 3.7173 10-⋅ 1.875940表2 当 t=0 .64 及 s=0 .6的误差‖uε(t)-u ε ，h，△t‖t2ε=0.01h=1h=orderh=11 1664256 Δ=2t0.162.5787 10-⋅ 4 1.7486 10-⋅4 1.7484 10-⋅-Δ=2t0.042.4906 10-⋅5 1.4785 10-⋅ 5 1.4213 10-⋅ 1.810376 Δ=2t0.012.4815 10-⋅ 6 4.5481 10-⋅ 6 1.5618 10-⋅ 1.592968 Δ=2t0.00252.4815 10-⋅ 6 4.4970 10-⋅ 6 1.4214 10-⋅ 0.067936表3 当 t=0 .64 及 s=0 .9的误差‖uε( t)-u ε，h，△t‖t2ε=0.0025h=1 64h=256 1h=order 1024 1 Δ=1 978t 0.164.9 10-⋅ 3 1.8282 10-⋅ 3 1.8112 10-⋅-Δ=1 975t0.044.9 10-⋅ 4 1.1423 10-⋅ 4 1.1423 10-⋅ 1.993466 Δ=1 975t0.014.9 10-⋅ 6 7.1396 10-⋅ 6 7.1397 10-⋅ 1.999966 Δ=1 975t 0.00254.9 10-⋅ 7 4.4633 10-⋅ 7 4.4636 10-⋅ 1.999788图1、图2分别给出了当0.64t=时，不同s、ε取值得到的位置密度ερ和电流密度Jε的数值结果.且图 1给出了当时的位置密度和电流密度图像；图2给出了当0.6，s=时的位置密度和电流密度图像；图3和图4则分别给出了当固定Δt=0.01，分数阶取不同值 s=0 .6，s=0 .9时的波函数实部图像.显然，本文所使用的时间分裂谱方法是高效、可靠的.图1图2图3图4现在分析一下当0.64t=时时间分裂谱方法的性能.在图5～7中，固定了时间步长0.01tΔ=和分数阶阶数s，其中图5选取了 0.9s=，图6选取了 0.6s=，图7选取了 0.2s=，当空间步长h改变时，显示不同的ε下可观察的波函数uε的误差变化情况.可以发现，当0tΔ→时，时间分裂谱方法非常稳定的.图5图6图7图 8～10显示了在固定网格划分和分数阶阶数 0.9s=条件下，对于三个不同时间长度t=0 .5，t=1，t=1 .5，当ε=0 .04，ε=0 .01，ε=0 .0025时位置密度nε和电流密度Jε的曲线图，这里测试傅里叶分裂谱方法(9)的网格划分. 图7显示了t=0 .5(断裂前)，固定且不依赖于ε的数值结果，以及三个不同的网格尺寸，其对应于网格划分h=O(ε)和k独立于ε.还可以用图9中t→1时以及图10中在t=1.5(断开后)输出数值解.图8图9图104 结论本文提出了一种高效而强大的数值方法来计算半经典体系的Riesz空间分数阶非线性薛定谔方程，基本的思路就是利用时间分裂谱方法将半经典体系的空间分数阶非线性薛定谔方程分裂成两个容易解析求解的方程，通过某种组合方式来构造出原方程的数值算法，发现空间分数阶阶数以显著的方式影响方程数值解及误差.时间分裂谱方法对半经典体系的 Riesz空间分数阶线性薛定谔方程的数值求解具备显格式、高精度和保结构时间方向稳定的的优势.参考文献【相关文献】[1]Laskin N.Fractional quantum mec hanics and Lévy path integrals[J].Physics Letters A，2009，268(4)：298～305[2]E.Ahmed et al.On Fractional Order Quantum Mechanics[J].International Journal of Non Linear Science，2009，8(4)：469～472[3]Antoine X，Tang Q，Zhang J.On the ground states and dynamics of space fractionalnonlinear Schrodinger/Gross-Pitaevskii equations with rotation term and nonlocal nonlinear interactions [M].Academic Press Professional，Inc.2016[4]Kilbas A A A，Srivastava H M，Trujillo J J.Theory and applications Of Fractinal Differential Equations [J].North-Holland Mathemtics Studies，2006，204(49-52)：2453～2461[5]Jin S，Markowich P，Sparber C.Mathematical and computational methods 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regime[J].Journal of Computational Fhysics，2002，175(2)：487～524。
一类耦合非线性薛定谔方程组的求解
第３８卷第１期２０２４年１月兰州文理学院学报(自然科学版)J o u r n a l o fL a n z h o uU n i v e r s i t y ofA r t s a n dS c i e n c e (N a t u r a l S c i e n c e s )V o l ．３８N o ．１J a n ．２０２４收稿日期:２０２３Ｇ０５Ｇ１５基金项目:国家自然科学基金项目(１１７６１０４４)作者简介:仁世杰(１９９５Ｇ),男,甘肃庄浪人,助教,硕士,研究方向为孤立子理论及其应用．E Ｇm a i l :４８７４５０３９５＠q q．c o m．㊀㊀文章编号:２０９５Ｇ６９９１(２０２４)０１Ｇ００３９Ｇ０５一类耦合非线性薛定谔方程组的求解仁世杰１,李永军２,张㊀娟３(１．兰州城市学院信息工程学院,甘肃兰州７３００７０;２．兰州城市学院电子工程学院,甘肃兰州７３００７０;３．宁夏师范学院数学与计算机科学学院,宁夏固原７５６０００)摘要:在可积条件c (t )＝(γ２(t ))２＝１(C １t ＋C ２)２,γ１(t )＝γ２(t )＝１C １t ＋C ２ìîíïïïï下,利用特殊变换法和S i n e Ｇc o s i n e 方法,得到了双芯光纤变系数线性耦合薛定谔方程组i ∂∂t u (x ,t )＋i ∂∂x u (x ,t )－∂２∂t ２u (x ,t )＋γ１(t )u (x ,t )２u (x ,t )＋㊀㊀c (t )v (x ,t )＝０,i ∂∂t v (x ,t )＋i ∂∂x v (x ,t )－∂２∂t ２v (x ,t )＋γ２(t )v (x ,t )２v (x ,t )＋㊀㊀c (t )u (x ,t )＝０ìîíïïïïïï的精确解．其中:C i (i ＝１,２)是常数;γi (t )(i ＝１,２)是第i 个纤芯的非线性参数;c (t )是两个纤芯之间的线性耦合参数．关键词:双芯光纤;线性耦合;薛定谔方程;可积;S i n e Ｇc o s i n e 方法中图分类号:O １７５．２９㊀㊀㊀文献标志码:AS o l v i n g aC l a s s o fC o u p l e dN o n l i n e a r S c h r öd i n g e rE qu a t i o n s R E N S h i Ｇj i e １,L IY o n g Ｇju n ２,Z HA N GJ u a n ３(１．S c h o o l o f I n f o r m a t i o nE n g i n e e r i n g ,L a n z h o uC i t y U n i v e r s i t y,L a n z h o u７３００７０,C h i n a ;２．S c h o o l o fE l e c t r o n i cE n g i n e e r i n g ,L a n z h o uC i t y U n i v e r s i t y,L a n z h o u７３００７０,C h i n a ;３．S c h o o l o fM a t h e m a t i c s a n dC o m p u t e r S c i e n c e ,N i n g x i aN o r m a lU n i v e r s i t y,G u y u a n７５６０００,N i n gx i a ,C h i n a )A b s t r a c t :I n t h i s p a p e r ,t h e e x a c t s o l u t i o n s o f t h e l i n e a r l y c o u p l e d n o n l i n e a r S c h r öd i n g e r E qu a Ｇt i o n G r o u p i ∂∂t u (x ,t )＋i ∂∂x u (x ,t )－∂２∂t ２u (x ,t )＋γ１(t )u (x ,t )２u (x ,t )＋㊀㊀c (t )v (x ,t )＝０i ∂∂t v (x ,t )＋i ∂∂x v (x ,t )－∂２∂t ２v (x ,t )＋γ２(t )v (x ,t )２v (x ,t )＋㊀㊀c (t )u (x ,t )＝０ìîíïïïïïïïïw i t h v a r i a b l e c o e f f i c i e n t s o f t w o Ｇc o r e f i b e r a r e c a l c u l a t e db y s p e c i a l t r a n s f o r m a t i o nm e t h o d a n dm e t h o du n Ｇd e r i n t e g r a b l e c o n d i t i o n c (t )＝(γ２(t ))２＝１(C １t ＋C ２)２γ１(t )＝γ２(t )＝１C １t ＋C ２ìîíïïïïa m o n g wh i c h C i (i ＝１,２)i s t h e c o n Ｇs t a n t ,γi (t )i s t h e n o n l i n e a r p a r a m e t e r s o f t h e i Ｇt h c o r e a n d c (t )i s t h e l i n e a r c o u p l i n g p a r a m e Ｇt e r sb e t w e e n t h e t w o c o r e s ．K e y wo r d s :t w o Ｇc o r e f i b e r ;l i n e a r c o u p l i n g ;S c h r öd i n g e r e q u a t i o n ;i n t e g r a b l e ;S i n e Ｇc o s i n em e t h o d 0㊀引言双芯光纤耦合方程是一类数学与物理领域研究的热点方程,它描述了光纤中光孤子是光波在传播过程中色散效应与非线性压缩效应相平衡的结果．因为光孤立子通信具有高码率㊁长距离和大容量的优点,可以构成超高速传输系统,所以光孤立子及其在通信中的应用研究具有重要的研究价值．文献[１]研究了变系数线性耦合的非线性薛定谔方程组:i ∂∂t u (x ,t )＋i ∂∂x β１１u (x ,t )－㊀β１２２∂２∂t ２u (x ,t )＋γ１(t )u (x ,t )２㊀u (x ,t )＋c v (x ,t )＋δa u (x ,t )＝０,i ∂∂t v (x ,t )＋i ∂∂x β２１v (x ,t )－㊀β２２２(t )∂２∂t２v (x ,t )＋γ２(t )v (x ,t )２㊀v (x ,t )＋c (t )u (x ,t )－δav (x ,t )＝０．ìîíïïïïïïïïïïïïïï(１)其中:βj １(j ＝１,２)是第j 个纤芯的群速度参数;βj ２(j ＝１,２)是第j 个纤芯的色散参数;γi (i ＝１,２)是非线性参数;c 是两个纤芯之间的线性耦合参数;δa 是两个纤芯的相速度参数．对于方程组(１),文献[１]针对非线性定向耦合器中光学明孤子的相互作用动力学进行了广泛的数值研究,考虑群速度失配,相速度失配,以及群速度色散和有效模面积的差异等因素的影响,主要使用数值方法研究了在均匀白躁声形式下的谐波无穷小扰动作用下亮孤子的稳定性．求解此类方程学有以下方法:I S T 方法[２Ｇ３],齐次平衡法[４Ｇ５],B äc k l u n d 变换方法[６Ｇ７],S i n e Ｇc o s i n e 方法[８Ｇ９]等．本文研究的是变系数的线性耦合非线性薛定谔方程组,方程组为i ∂∂t u (x ,t )＋i ∂∂x u (x ,t )－∂２∂t ２u (x ,t )＋㊀γ１(t )u (x ,t )２u (x ,t )＋㊀c (t )v (x ,t )＝０,i ∂∂t v (x ,t )＋i ∂∂x v (x ,t )－∂２∂t ２v (x ,t )＋㊀γ２(t )v (x ,t )２v (x ,t )＋㊀c (t )u (x ,t )＝０．ìîíïïïïïïïïïïïï(２)通过P a i n l e v é检验,得到当非线性参数和耦合参数满足:c (t )＝(γ２(t ))２＝１(C １t ＋C ２)２,γ１(t )＝γ２(t )＝１C １t ＋C ２ìîíïïïï(３)时,方程组(２)是P a i n l e v é可积的．本文在条件(３)基础上,首先利用S i n e Ｇc o s i n e 方法求解方程组的特殊精确解,然后选取满足方程的特定参数,并给出图像,所涉及的计算均由M a pl e 完成．1㊀预备知识S i n e Ｇc o s i n e 方法是求解非线性数学物理方程的有效方法,主要用于可积系统的求解．本节简单地介绍S i n e Ｇc o s i n e 方法．考虑非线性偏微分方程组i ∂∂T U (X ,T )－α∂２∂X ２U (X ,T )＋㊀㊀βU (X ,T )２U (X ,T )＋㊀㊀μV (X ,T )＝０,i ∂∂T V (X ,T )－α∂２∂X ２V (X ,T )＋㊀㊀βV (X ,T )２V (X ,T )＋㊀㊀μU (X ,T )＝０．ìîíïïïïïïïïïïïï(４)假设方程组(４)的解具有如下形式:U (X ,T )＝r １(X ,T )e i (ωT ＋k X ),V (X ,T )＝r ２(X ,T )e i (ωT ＋k X )．{(５)将(５)代入方程组(４),得－α∂２∂X２r １(X ,T )＋i ∂∂T r １(X ,T )－㊀㊀２i αk ∂２∂X２r １(X ,T )＋β(r １(X ,T ))３＋㊀㊀(αk ２－ω)r １(X ,T )＋μr ２(X ,T )＝０,－α∂２∂X ２r ２(X ,T )＋i ∂∂T r ２(X ,T )－㊀㊀２i αk ∂２∂X ２r ２(X ,T )＋β(r ２(X ,T ))３＋㊀㊀(αk ２－ω)r ２(X ,T )＋μr １(X ,T )＝０．ìîíïïïïïïïïïïïïïï(６)分离(６)中实部和虚部,则式(６)等价于虚部为０:式(７),实部为０:式(８)．０４㊀㊀㊀㊀㊀㊀㊀㊀㊀㊀㊀㊀㊀㊀㊀㊀兰州文理学院学报(自然科学版)㊀㊀㊀㊀㊀㊀㊀㊀㊀㊀㊀㊀㊀㊀㊀㊀第３８卷∂∂T r １(X ,T )－２αk ∂２∂X２r １(X ,T )＝０,∂∂T r ２(X ,T )－２αk ∂２∂X ２r ２(X ,T )＝０．ìîíïïïï(７)－α∂２∂X ２r １(X ,T )＋β(r １(X ,T ))３＋㊀㊀(αk ２－ω)r １(X ,T )＋μr ２(X ,T )＝０,－α∂２∂X２r ２(X ,T )＋β(r ２(X ,T ))３＋㊀㊀(αk ２－ω)r ２(X ,T )＋μr １(X ,T )＝０．ìîíïïïïïïïï(８)求解(７)可得r １(X ,T )＝F １(ξ),r ２(X ,T )＝F ２(ξ)．{(９)其中ξ＝２T αk ＋X２αk,F i (ξ)(i ＝１,２)为任意函数,其具体形式根据F i (ξ)(i ＝１,２)满足的条件确定．将(９)代入(８)得－１４αk ２∂２∂ξ２F １(ξ)＋β(F １(ξ))３＋㊀㊀(αk ２－ω)F １(ξ)＋μF ２(ξ)＝０,－１４αk ２∂２∂ξ２F ２(ξ)＋β(F ２(ξ))３＋㊀㊀(αk ２－ω)F ２(ξ)＋μF １(ξ)＝０．ìîíïïïïïïïï(１０)在方程组(１０)中,假设F i (ξ)(i ＝１,２)有如下形式:F i (ξ)＝E i s i n (h (ξ))＋G i c o s (h (ξ))＋H i (i ＝１,２),(１１)其中E i ,G i 和H i (i ＝１,２)是待定常数,同时h (ξ)满足常微分方程:d h (ξ)d ξ＝A s i n (h (ξ))＋B c o s (h (ξ))＋E ,(１２)其中A ,B 和E 是待定常数．再将(１１),(１２)代入(１０)中,整理得到关于s i n (h (ξ)),c o s (h (ξ))的多项式,令其系数为零,得到关于E １,E ２,G １,G ２,H １,H ２,A ,B ,E ,k 和ω的代数方程组．将得到的解带回(１２)中,再利用文献[１０]中介绍的S i n e ＧG o r d o n 方程(１２)的解,可以得到方程组(４)的解．2㊀方程组的求解本节使用S i n e Ｇc o s i n e 方法和特殊变换求方程组(２)的一组精确解．定义下列函数:T (t )＝－１t ,b (x ,t )＝－１２ln (２t ),a (x ,t )＝－(t －x )２４t,X (x ,t )＝x ２t ．ìîíïïïïïïïïïï(１３)方程(２)可经过变换:㊀u (x ,t )＝U (X (x ,t ),T (t ))e i a (x ,t )＋b (t ),v (x ,t )＝V (X (x ,t ),T (t ))e i a (x ,t )＋b (t ){(１４)转化为方程(４)．故先求解方程(４)得到方程的解U (X ,T ),V (X ,T ),然后再通过变换(１４)就可以得到原方程组(２)的解．由第一节求解方程组(４)可以得到E １,E ２,G １,G ２,H １,H ２,A ,B ,E ,k ,ω的代数方程组,令D １＝４H １α２k ４－４H １αk ２ω＋４H ２αk ２μ＋２A E E １－B E G １,D ２＝４H ２α２k ４＋４H １αk ２μ－４H ２αk ２ω＋２A E E ２－B E G ２,D ３＝４E ２α２k ４＋４E １αk ２μ－４E ２αk ２ω＋A ２E ２－A B G ２＋E ２E ２,D ４＝４G １αk ２μ－４G ２αk ２ω＋２A ２G ２＋３A B E ２－B ２G ２＋E ２G ２,则代数方程组有如下表示,－２４Ε１G １H １αβk ２＋３A E G １＋３B E E １＝０,(１５)１２E １２H １αβk ２－１２G １２H １αβk ２－３A E E １＋３B E G １＝０,(１６)１２E １２G １αβk ２－４G １３αβk ２－２A ２G １－４A B E １＋２B ２G １＝０,(１７)４E １３αβk ２－１２E １G １２αβk ２－２A ２E １＋４A B G １＋２B ２E １＝０,(１８)㊀－１２E １２H １αβk ２－４H １３αβk ２＋D １＝０,(１９)－４G １αk ２ω＋４G ２αk ２μ＋２A ２G １＋３AB E １－B ２G １＋E ２G １＋４＝０,(２０)－２４E ２G ２H ２αβk ２＋３A E G ２＋３B E E ２＝０,(２１)１２E ２２H ２αβk ２－１２G ２２H ２αβk ２－３A E E ２＋３B E G ２＝０,(２２)１２E ２２G ２αβk ２－４G ２２αβk ２－２A ２G ２－４A B E ２＋２B ２G ２＝０,(２３)４E ２３αβk ２－１２E ２G ２２αβk ２－１４第１期仁世杰等:一类耦合非线性薛定谔方程组的求解２A ２E ２＋４A B G ２＋２B ２E ２＝０,(２４)－１２E ２２H ２αβk ２－４H ２３αβk ２＋D ２＝０,(２５)－４E ２３αβk ２－１２E ２H ２２αβk ２＋D ３＝０,(２６)－１２E ２２G ２αβk ２－１２G ２H ２２αβk ２＋４G ２α２k ４＋D ４＝０．(２７)求解方程组(１５)－(２７),选取其中一组非平凡解:A ＝３３B ,B ＝B ,E ＝０,E １＝E ２,E ２＝E ２,H １＝０,H ２＝０,G １＝－３３E ２,G ２＝－３３E ２,k ＝－B ２E ２２αβ,ω＝－８E ４２β２－６E ２２βμ＋３B ２６E ２２β．ìîíïïïïïïïï(２８)将(２８)代入方程(１２),得d h (ξ)d ξ＝３３B s i n (h (ξ))＋B c o s (h (ξ))．(２９)求解微分方程(２９),得h (ξ)＝２a r c t a n ３(１＋e ２３３B ξ)－３＋e ２３３B ξéëêêùûúú．(３０)取特定例子如下:取定常数μ＝１０,β＝－１,α＝１,B ＝－１,E ２＝３,将(３０)代入方程组(１１),得F １(ξ)＝F ２(ξ)＝３s i n２a r c t a n ３(１＋e ２３３B ξ)－３＋e ２３３B ξéëêêùûúú{}－３c o s２a r c t a n ３(１＋e ２３３B ξ)－３＋e ２３３B ξéëêêùûúú{}．(３１)相应F ２i (ξ)(i ＝１,２)的图像如图１所示,特别地,当待定系数αβ＜０时,发现F ２i (ξ)(i ＝１,２)的能量凹陷,即为暗孤立子解．根据(５)和(２８)可知U (X ,T )＝V (X ,T )．当常数确定后,则k ＝－２６,ω＝３９７１８,ξ＝T ＋２６X ．(３２)由此U (X ,T ),V (X ,T )表示为U (X ,T )＝V (X ,T )＝{３s i n２a r c t a n ３１＋e －２３３(T ＋２６X )()－３＋e－２３３(T ＋２６X )éëêêùûúú{}－３c o s２a r c t a n ３１＋e －２３３(T ＋２６X )()－３＋e－２３３(T ＋２６X )éëêêùûúú{}}e I (３９７１８T －２６X )．(３３)图１㊀F ２i (ξ)的图像㊀㊀限制自变量的范围,得到U (X ,T )２图像,如图２所示．图２㊀U (X ,T )２的图像从图２发现U (X ,T )２的能量凹陷,即为暗孤立子解．将(１３)代入(３３)中,令D (x ,t )＝e －I (９x ２＋９t ２＋３２x －１８t x ＋７９４)＋１８t l n (２t )３６t,u (x ,t ),v (x ,t )表示为u (x ,t )＝v (x ,t )＝{３s i n２a r c t a n ３(１＋e －３２x －４３６t )－３＋e －３２x －４３６t éëêêùûúú{}－２４㊀㊀㊀㊀㊀㊀㊀㊀㊀㊀㊀㊀㊀㊀㊀㊀兰州文理学院学报(自然科学版)㊀㊀㊀㊀㊀㊀㊀㊀㊀㊀㊀㊀㊀㊀㊀㊀第３８卷３c o s２a r c t a n ３１＋e －３２x －４３６t ()－３＋e－３２x －４３６t éëêêùûúú{}}D (x ,t)．(３４)限制自变量的范围,得到u (x ,t )２图像如图３所示．图３㊀u (x ,t )２的图像㊀㊀从图３可以发现u (x ,t )２的部分能量突起,即为亮孤立子解．3㊀结语本文主要研究的是一类薛定谔方程组在可积条件下,通过特殊变换法和S i n e Ｇc o s i n e 求解其精确解,然后给定待定的常数,确定方程组精确解的图像．本文的目标方程可进行适当地调整,若将部分常系数改为变量系数,那么可积条件将会发生变化,同时可使用上述方法求方程的精确解．参考文献:[１]G O V I N D A R A J A N A ,A R UMU G AM M ,U T HA Y A ＧK UMA R A．I n t e r a c t i o nd y n a m i c so fb r i gh ts o l i t i o n s i n L i n e a r l y c o u p l e d a s y mm e t r i c s y s t e m s [J ]．O p t Q u a n tE l e c t r o n ,２０１６,４８(１２):５６３．[２]G A R D N E R C S ,G R E E N EJ M ,K R U S K A L M D ,e ta l ．M e t h o d f o r s o l v i n g t h eK o r t e w e g Ｇd eV r i e s e q u a t i o n [J ]．P h y sR e v ,１９６７,１９:１０９５Ｇ１０９７．[３]郭玉翠．非线性偏微分方程引论[M ]．北京:清华大学出版社,２００８．[４]F A N E G ,Z HA N G H Q．N e we x c e pt s o l u t i o n s t oa s y s t e mo fc o u p l e de q u a t i o n s [J ]．P h y Le t t A ,１９９８,２４５:３８９Ｇ３９２．[５]WA N G M L ．E x a c ts o l u t i o n sf o rac o m po u n d K d v ＧB u r g e r s e q u a t i o n [J ]．P h ys L e t t A ,１９９６,２１３:２７９Ｇ２８７．[６]M I U R A M R．B a c k l u n dt r a n s f o r m a t i o n [M ]．B e r l i n :S p r i n g e r ＧV e r l a g,１９７８．[７]C A O X F ．B äc k l u n 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数值级数法求解薛定谔方程
数值级数法求解薛定谔方程孙建英;蹇玲玲;高发玲【摘要】A new numerical series method for solving Schrodinger equationis introduced , and the difference scheme is stable and convergent with the method . Numerical example shows that the method is effective to solve the Schrodinger equations .%对一类薛定谔方程给出一种新的求解方法数值级数法。
利用该方法得到的差分格式是稳定的、收敛的。
数值算例验证该方法求解此类方程的有效性。
【期刊名称】《长春工业大学学报（自然科学版）》【年(卷),期】2014(000)004【总页数】4页(P461-464)【关键词】薛定谔方程;数值级数法;稳定性;收敛性【作者】孙建英;蹇玲玲;高发玲【作者单位】青岛理工大学琴岛学院，山东青岛266106;青岛理工大学琴岛学院，山东青岛 266106;青岛理工大学琴岛学院，山东青岛 266106【正文语种】中文【中图分类】O241.820 引言在工程领域和物理科学中，大量的现象可以用薛定谔偏微分方程来刻画，也产生一些求解薛定谔偏微分方程的数值解法［1－7］，文中将结合非标准有限差分格式的特点，给出一种计算此类方程的新方法——数值级数法，该方法简洁、有效、精度高。
其特点是可以将每个网格点（xm，tn）处的数值解unm以级数的形式给出文中考虑如下初边值一维薛定谔方程：式中：T，L——非负常数；φ（x），g0（t），g1（t）——连续函数。
将区域［0，L］×［0，T］分割，取空间步长h＝时间步长τ＝其中M，N 为正整数，xm＝mh，tn＝nτ，每个结点表示为（xm，tn），m＝0，1，2，…，M，n ＝0，1，2，…，N，记u（xm，t）＝um（t），数值解为unm，精确解为u （xm，tn）。
非线性薛定谔方程形式
非线性薛定谔方程形式
非线性薛定谔方程形式
非线性薛定谔方程形式，简称NLSE，是一类众多物理模型和理论框架
的基础之一，它提供了连续的描述与研究特定物理系统的方法。
它的
发展源于19世纪末罗素以及拉普拉斯的探究，主要用来研究电子在复
杂结构中的行为。
NLSE的几何形式如下：i*（∂/∂z）ψ（z，t）+ (1/2)*(∂^2/∂t^2)ψ（z，t） + f（|ψ（z，t）|^2）ψ（z，t）= 0。
其中，ψ（z，t）
是时间和空间变量之和，z是空间变量，t是时间变量，f（|ψ（z，t）|^2）表示非线性因素，它使得研究者无法解决NLSE，即找到其固定的解决方案。
因此，研究者只能求出NLSE的近似解决方案。
NLSE可以应用于许多研究领域，如电磁场理论、光子学、激光技术、
量子力学、量子电动力学以及凝聚态物理学等。
许多物理学家认为，NLSE提供了一种统一的研究框架，可以帮助我们理解许多复杂的物理
系统。
NLSE也可以用于解决量子物理学中许多热力学问题，如量子热力学、
量子统计力学、量子热力学、量子流体力学等。
它可以用来解释由原
子和分子的行为引起的复杂的热力学行为，也可以用来研究量子系统
中的质量和能量的流动。
NLSE的最新发展，如超几何光学，还提供了一种新的模型来描述复杂
的光学系统，能够准确预测复杂的介质中的光学响应，并提供新的计
算技术。
总之，NLSE是一种综合框架，它提供了一种可以描述物理系统和量子
热力学行为的方法，并可以用来解决许多复杂的物理问题。
它是许多
研究领域的基础，有助于我们更加深入地理解物理系统和量子热力学。
非线性薛定谔方程的推导
非线性薛定谔方程的推导
薛定谔方程是20世纪德国物理学家薛定谔所创造的，它可以用来求解量子力学中任意两电子系统的状态。
从基本原理出发，薛定谔方程可以分为线性和非线性两种，线性薛定谔方程是求解简单多电子系统的方法，而非线性薛定谔方程则能够处理复杂的多电子系统。
具体来讲，非线性薛定谔方程就是在线性薛定谔方程的基础上添加了非线性项，使其可以求解复杂的多电子系统的状态变化。
非线性薛定谔方程的推导主要可以分为三个步骤：
第一步，假设我们有一个在量子力学层面上非线性分析可能性的多电子系统，该系程可以用矩阵表示。
第二步，为了从矩阵形式得出方程，我们对这两个矩阵使用广义贝尔更新原理。
通过本质矩阵，我们可以求解相关的状态方程，从而求出包含非线性项的方程。
第三步，最后，我们用了拉普拉斯变换，将能量的上下限化为一样的拉普拉斯因子，从而求解出模拟这多电子系统的完整的状态方程。
至此，我们就可以得出非线性薛定谔方程了，它可以用来求解量子力学中任意多电子系统的状态。
后续，我们可以使用这个方程来进一步分析复杂的多电子系统，深入探讨量子相关性的各种规律。
非线性薛定谔方程的五种差分格式
非线性薛定谔方程的五种差分格式非线性薛定谔方程（NLSE）是一类非常重要的和高度发达的信息传输研究的重要模型。
它的出现为很多无线通信的技术发展提供了重要的基础和参照。
目前，非线性薛定谔方程的差分格式已有五种。
它们是恒定折回差分格式（CFD），动态折回差分格式（DRFD），步进步函数差分格式（SDF），连续步函数差分格式（CDF）和多阶进步函数差分格式（MSDF）。
恒定折回差分格式（CFD）是用于解决非线性薛定谔方程的最简单的一种差分格式。
它最初由Lyons发明，是一种非标准的三点迭代形式，但比一般三点迭代形式更有效。
它的优点在于最大限度地减少了计算量，但它的准确性不高，偏离正确的解。
动态折回差分格式（DRFD）是用于解决非线性薛定谔方程的一种改进的差分格式。
它使用了非标准的五点迭代形式，比三点迭代形式更高效，可以很好地跟踪参数变化并准确地加以反映。
它在计算量上比CFD稍大，但其计算结果更加准确，离正确解更近。
步进函数差分格式（SDF）是用于解决非线性薛定谔方程的一种改进的五点迭代格式。
它在数值处理上有更低的计算量，而且能够比动态折回差分格式更准确地产生数值解。
连续步函数差分格式（CDF）是用于解决非线性薛定谔方程的一种七点迭代格式，它可以更准确地模拟无线信号传输状况。
它有较低的运算量，可以获得较高精度的解。
多阶步函数差分格式（MSDF）是用于解决非线性薛定谔方程的一种变阶函数形式，它可以更准确地模拟信号的非线性传输过程，同时具有低的运行复杂性和高的计算精度，减小了计算时间。
总之，非线性薛定谔方程的不同差分格式均有不同的特征，决定了它们之间的特点和性能差异，旨在满足不同信号处理需求。
薛定谔方程
薛定谔方程（Schrodinger equation）是由奥地利物理学家薛定谔提出的量子力学中的一个基本方程，也是量子力学的一个基本假定，其正确性只能靠实验来检验。
它是将物质波的概念和波动方程相结合建立的二阶偏微分方程，可描述微观粒子的运动，每个微观系统都有一个相应的薛定谔方程式，通过解方程可得到波函数的具体形式以及对应的能量，从而了解微观系统的性质。
1定义薛定谔方程薛定谔方程（Schrodinger equation）又称薛定谔波动方程（Schrodinger wave equation）在量子力学中，体系的状态不能用力学量（例如x）的值来确定，而是要用力学量的函数Ψ（x,t），即波函数（又称概率幅，态函数）来确定，因此波函数成为量子力学研究的主要对象。
力学量取值的概率分布如何，这个分布随时间如何变化，这些问题都可以通过求解波函数的薛定谔方程得到解答。
这个方程是奥地利物理学家薛定谔于1926年提出的，它是量子力学最基本的方程之一，在量子力学中的地位与牛顿方程在经典力学中的地位相当。
薛定谔方程是量子力学最基本的方程，亦是量子力学的一个基本假定，其正确性只能靠实验来确定。
2方程概述量子力学中求解粒子问题常归结为解薛定谔方程或定态薛定谔方程。
薛定谔方程广泛地用于原子物理、核物理和固体物理，对于原子、分子、核、固体等一系列问题中求解的结果都与实际符合得很好。
薛定谔方程仅适用于速度不太大的非相对论粒子，其中也没有包含关于粒子自旋的描述。
当涉及相对论效应时，薛定谔方程由相对论量子力学方程所取代，其中自然包含了粒子的自旋。
.薛定谔提出的量子力学基本方程。
建立于1926年。
它是一个非相对论的波动方程。
它反映了描述微观粒子的状态随时间变化的规律，它在量子力学中的地位相当于牛顿定律对于经典力学一样，是量子力学的基本假设之一。
设描述微观粒子状态的波函数为Ψ（r，t），质量为m的微观粒子在势场V（r，t）中运动的薛定谔方程为。
非线性薛定谔方程
非线性薛定谔方程非线性薛定谔方程是一种常用于研究物理系统中的量子力学模型。
它描述了一个粒子在一个势能场中的运动，并且可以用来研究多种物理现象，包括光学振荡器，原子内能级的调控，以及量子极化等。
非线性薛定谔方程可以用来描述多种物理系统，包括光学振荡器，原子内能级的调控，以及量子极化等。
非线性薛定谔方程通常用来描述物理系统中量子力学效应的演化，这些效应是由于粒子之间的相互作用而产生的。
由于它的非线性性质，非线性薛定谔方程往往难以直接解决，因此，研究人员常常使用数值方法来解决这个方程。
然而，尽管如此，非线性薛定谔方程仍然是一个非常重要的工具，用于研究物理系统中的量子力学效应。
非线性薛定谔方程的应用非常广泛，它可以用来描述多种物理系统。
例如，在光学领域，非线性薛定谔方程可以用来研究光学振荡器的特性。
在原子物理领域，它可以用来研究原子内能级的调控以及量子极化等。
此外，非线性薛定谔方程还可以用来研究超导体，半导体，以及生物分子等。
非线性薛定谔方程是一个非常强大的工具，它可以用来描述物理系统中量子力学效应的演化。
然而，由于它的非线性性质，非线性薛定谔方程往往难以直接解决，因此，研究人员常常使用数值方法来解决这个方程。
尽管如此，非线性薛定谔方程仍然是一个非常重要的工具，在许多不同的物理领域中都有广泛的应用。
非线性薛定谔方程的解决通常使用数值方法，因为直接解决这个方程往往是困难的。
常用的数值方法包括谱方法，时域有限差分法，时间步长自适应谱方法等。
这些方法都有各自的优缺点，在不同的应用场景中表现不同。
例如，谱方法通常比较精确，但是计算时间较长，而时域有限差分法则计算速度快，但是精度较低。
因此，在使用数值方法解决非线性薛定谔方程时，需要根据实际应用场景选择合适的方法。
大学物理-薛定谔方程
1.势能
若选线性谐振子平衡位置为坐标原点和势能
零点， 则一维线性谐振子的势能可以表示为：
U( x) 1 kx2 1 m 2 x2
2
2
m — 粒子的质量 k — 谐振子劲度系数
谐振子的角频率 k
m
2. 谐振子的定态薛定谔方程
由
d2
d x2
2m 2
[E
U
(
x)]
0
和 U(x) 1 m2x2
2
“有限”要求 D = 0，
2 C ek2x
E
（E U ,是衰减解）
U (x)
U= U0
U= 0
x
Ⅰ区 0 Ⅱ区
按经典力学……粒子不可能在 Ⅱ 区出现！ 按量子力学……粒子仍有可能在Ⅱ 区出现！
若势能曲线 如图所示：
U
( x) U= U0
有一个有限 E 宽度的“势垒”。 U= 0
U= 0 x
n 所以有 o Asin a x,
n e Acos a x,
n 2,4,6, n 1,3,5,
为了求出 A，我们用波函数的归一化条件，例如
1
a / 2
a / 2 o
2
d
x
A2
a
/
2
s
in2
(
n
x)d
x
a
A2
a / 2
a
2
可得
A 2 a
于是对每一个 n 值，波函数的空间部分为
2 n
on
称为定态薛定谔方程。
对势能函数 U 与时间t 无关的定态问题， 只须解定态薛定谔方程（2）式，再乘上（1）式
即可得总波函数 (x, t )。
例.一维自由运动微观粒子的波函数。 电子枪
薛定谔方程的解
薛定谔方程的解薛定谔方程是物理学中最重要的方程之一，它可以描述粒子的行为，广泛应用于计算和解释原子核物理，量子电动力学，超导等领域。
这个方程的解也被认为是物理学的挑战，直到20世纪90年代，它才得到了一种有效的解法。
薛定谔方程可以分为两个部分：粒子能量和粒子矩阵。
前者可以定义粒子的能量，而后者可以描述粒子的位置和运动。
方程的具体形式为：粒子能量部分：每个粒子的能量即其能量值 E，由于粒子受数值介质影响，其能量值会随时间发生变化。
粒子矩阵部分：每个粒子在空间中的位置由一个3维向量 (x1, x2, x3)表示，其运动由一个3维的旋转矩阵 (a11, a12, a13, a21, a22, a23, a31, a32, a33)表示。
薛定谔方程要求解的问题是：在给定的粒子能量 E粒子矩阵情况下，求出该粒子在空间中的位置 (x1, x2, x3)，以及它的运动状态 (a11, a12, a13, a21, a22, a23, a31, a32, a33)。
20世纪90年代，代数学家 Michael Artin数学家 Pierre Deligne总结了解薛定谔方程的数学方法，这称为“Artin-Deligne 法”。
它的基本思想是通过计算矩阵中的系数，从而获得粒子的位置，再利用位置信息求出粒子运动状态。
此外，Artin-Deligne方法用到了一个关键的概念模量，可以将复杂的数学问题转换为简单的计算问题，大大降低了计算成本。
除了Artin-Deligne方法之外，还有其他的方法可以解决薛定谔方程。
例如，可以利用集合论的方法，将薛定谔方程转化为一个多元函数方程组，从而解出解析解。
另外，也可以利用数值求解法，即用计算机通过迭代算法，不断调整矩阵中的系数，直到位置和运动状态符合薛定谔方程的要求。
总之，只要有合适的数学工具，就可以解决薛定谔方程。
不仅如此，薛定谔方程也为物理学的研究提供了重要的基础，给科学家和工程师提供了一种有效的解法，以此来提高科学技术的水平，促进人类社会的发展。
平均场方程
平均场方程摘要平均场方程是一种用于描述统计物理系统行为的数学工具。
它通过对系统中各粒子的平均行为进行建模，简化了复杂系统的描述。
本文将深入探讨平均场方程的原理、应用和局限性，并介绍一些相关的研究进展和应用案例。
引言在统计物理学中，研究多粒子系统的性质往往面临复杂的数学问题。
平均场方程提供了一种简化复杂系统描述的方法，通过对系统中各粒子的平均行为建模，将复杂的问题转化为更易处理的形式。
这种方法的核心思想是将粒子之间的相互作用近似为平均场，从而简化系统的统计描述。
平均场方程的原理平均场方程的原理建立在平均场理论的基础上。
平均场理论假设系统中的每个粒子在相互作用中受到来自其他粒子的平均场影响，而忽略了粒子之间的具体相互作用。
这样一来，整个系统的行为可以用一个平均场描述，从而简化了系统的统计描述。
具体而言，对于一个由N个粒子组成的系统，平均场方程可以表示为：N(r i)H eff=H ext+∑V effi=1其中H eff是系统的有效哈密顿量，H ext是外部场对系统的作用，V eff(r i)是粒子i受到的平均场势。
平均场方程的应用平均场方程广泛应用于各种统计物理系统的描述和研究。
以下是一些常见应用场景：自旋系统在自旋系统中，每个粒子的自旋状态受到相邻自旋的作用。
平均场方程可以描述自旋系统中各自旋之间的平均相互作用，从而研究系统的自旋结构和相变行为。
磁性材料磁性材料中的磁矩相互作用是平均场方程的典型应用。
通过平均场方程，可以研究磁性材料的磁相变行为和磁畴结构。
链和格点模型链和格点模型是一类常用的模型系统，可以用平均场方程描述。
这些模型广泛应用于解释复杂系统的行为，如聚合物物理学和相变等。
细胞自动机细胞自动机是一种由离散单元组成的计算模型，在平均场方程中得到广泛应用。
平均场方程能够描述细胞自动机中各细胞之间的平均相互作用，用于模拟和分析复杂的动态系统。
平均场方程的局限性尽管平均场方程在简化复杂统计物理系统的描述方面具有重要意义，但它也有一些局限性需要考虑。
_一类非线性奇性薛定谔方程的精确解
2.1 动力系统.................................................................................................................. 4
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一类广义高阶非线性薛定谔方程的解析解
第１７卷㊀第１期２０１９年３月南京工程学院学报(自然科学版)ＪｏｕｒｎａｌｏｆＮａｎｊｉｎｇＩｎｓｔｉｔｕｔｅｏｆＴｅｃｈｎｏｌｏｇｙ(ＮａｔｕｒａｌＳｃｉｅｎｃｅＥｄｉｔｉｏｎ)Ｖｏｌ.１７ꎬＮｏ.１Ｍａｒ.ꎬ２０１９㊀㊀ｄｏｉ:１０.１３９６０/ｊ.ｉｓｓｎ.１６７２－２５５８.２０１９.０１.０１５投稿网址:ｈｔｔｐ://ｘｂ.ｎｊｉｔ.ｅｄｕ.ｃｎ一类广义高阶非线性薛定谔方程的解析解洪宝剑１ꎬ陈㊀威２ꎬ陈㊀阳２ꎬ刘昊霖２ꎬ廖凯鑫２ꎬ张书青２(１.南京工程学院数理部ꎬ江苏南京２１１１６７ꎻ㊀２.南京工程学院电力工程学院ꎬ江苏南京２１１１６７)摘㊀要:利用光孤子传输信息的光纤通信系统在远距离和大容量传输方面具有极大的优势.非线性薛定谔方程被认为是描述光孤子传播的最佳模型ꎬ但标准薛定谔方程(ＮＬＳ)是光纤无损耗特殊情况下得到的ꎬ故在描述光孤子的特性时ꎬ考虑高阶非线性和高阶色散ꎬ得出的结果往往比低阶的非线性方程更准确㊁有效.利用行波约化方法ꎬ研究一个带有高阶色散项的广义ＮＬＳ方程ꎬ结合(Ｇᶄ/Ｇ) 展开法和辅助方程法ꎬ借助Ｍａｔｈｅｍａｔｉｃａ软件ꎬ求得该方程的几组新解ꎬ包括扭结及反扭结波解㊁奇异波解及三角函数周期波解等.关键词:高阶非线性薛定谔方程ꎻ光纤通讯ꎻ行波约化ꎻ(Ｇᶄ/Ｇ) 展开法ꎻ孤立波中图分类号:Ｏ１７５.２５收稿日期:２０１８－０９－２１ꎻ修回日期:２０１８－０９－２８基金项目:江苏省高等学校自然科学研究项目资助(１８ＫＪＢ１１００１３)ꎻ江苏省大学生实践创新训练计划指导项目(２０１８１１２７６０６０Ｘ)ꎻ南京工程学院科研基金资助项目(ＺＫ２０１５１３).作者简介:洪宝剑ꎬ博士ꎬ副教授ꎬ研究方向为非线性科学.Ｅ￣ｍａｉｌ:ｈｂｊ＠ｎｊｉｔ.ｅｄｕ.ｃｎ引文格式:洪宝剑ꎬ陈威ꎬ陈阳ꎬ等.一类广义高阶非线性薛定谔方程的解析解[Ｊ].南京工程学院学报(自然科学版)ꎬ２０１９ꎬ１７(１):８０－８４.１㊀研究现状非线性薛定谔方程是一类重要的非线性演化方程ꎬ并且被推广到变系数㊁复系数㊁高维㊁高阶㊁非局域和分数阶等包含各类物理效应的ＮＬＳ方程[１－３]ꎬ故研究薛定谔方程的解具有重要的物理意义.本文讨论光孤子领域的一个含有三阶色散㊁四阶色散㊁三次非线性和五次非线性项的高阶薛定谔方程[４－５]:㊀ｉｑｔ＋１２ｑｘｘ＋｜ｑ｜２ｑ＋ｉα(ｑｘｘｘ＋６ｑｘ｜ｑ｜２)＋㊀㊀γ(ｑｘｘｘｘ＋６ｑ２ｘｑ∗＋４ｑ｜ｑｘ｜２＋８ｑｘｘ｜ｑ｜２＋㊀㊀２ｑ∗ｘｘｑ２＋６ｑ｜ｑ｜４)＝０(１)式中:γ为任意常数ꎻｑ为缓变的电场包络.文献[４]通过广义的达布变换获得该方程的怪波解ꎻ文献[５]运用双线性和达布变换方法获得了该方程的孤子解和呼吸子解ꎬ并讨论了解的性质ꎬ当α＝０ꎬγ＝０时ꎬ方程(１)退化为标准的ＮＬＳ方程ꎻ当αʂ０ꎬγ＝０时ꎬ方程(１)退化为著名的Ｈｉｒｏｔａ方程[６－７]ꎻ当γʂ０ꎬα＝０ꎬ方程(１)退化为Ｌａｋｓｈｍａｎａｎ￣Ｐｏｒｓｅｚｉａｎ￣Ｄａｎｉｅｌ(ＬＰＤ)方程[８－９].因而研究方程(１)具有重要的意义.目前ꎬ求解孤子方程有试探函数法㊁ｊａｃｏｂｉ椭圆函数法㊁ｔａｎｈ￣ｃｏｔｈ展开法㊁分步傅里叶法㊁Ｂａｃｋｌｕｎｄ变换法㊁达布变换法㊁形变映射法㊁对称约化法等[１０－１２].利用这些方法ꎬ国内外学者成功求解出不同类型的偏微分方程.这些解有数值解也有精确解ꎬ在不同领域不同的解具有不同的价值.本文通过近期被国内外学者广泛运用的(Ｇᶄ/Ｇ) 展开法[１３]成功求解方程(１)ꎬ得到几组新的行波解ꎬ这些新解对于研究非线性数学物理方程具有重要的意义.２㊀(Ｇᶄ/Ｇ) 展开法及方程求解２.１㊀高阶非线性薛定谔方程行波约化㊀㊀假设方程(１)的精确波解为:㊀ｑ(ｘꎬｔ)＝ｕ(ξ)ｅｉ(ｋｘ＋ωｔ)ꎬξ＝Ｌｘ＋ｍｔ(２)式中:Ｌ㊁ｍ㊁ｋ㊁ω为待定常数.将式(２)代入方程(１)ꎬ得到一个复的常微分第１７卷第１期洪宝剑ꎬ等:一类广义高阶非线性薛定谔方程的解析解方程ꎬ将其分为实部和虚部方程ꎬ得到:㊀(－ｋ２２－ω＋ｋ３α＋ｋ４γ)ｕ＋１－６ｋ２α－１２ｋ２γ()ｕ３＋㊀㊀６γｕ５＋１０Ｌ２γｕ(ｕᶄ)２＋(Ｌ２２－３ｋＬ２α－６ｋ２Ｌ２γ)ｕᵡ＋㊀㊀１０Ｌ２γｕ２ｕᵡ＋Ｌ４γｕ(４)＝０(３)㊀(ｋＬ＋ｍ－３ｋ２Ｌα－４ｋ３Ｌγ)ｕᶄ＋(６Ｌα＋２４ｋＬγ)ｕ２ｕᶄ＋㊀㊀(Ｌ３α＋４ｋＬ３γ)ｕ(３)＝０(４)将式(４)积分得到:㊀(ｋＬ＋ｍ－３ｋ２Ｌα－４ｋ３Ｌγ)ｕ＋(２Ｌα＋８ｋＬγ)ｕ３＋㊀㊀(Ｌ３α＋４ｋＬ３γ)ｕᵡ＝Ａ(５)式中ꎬＡ为积分常数.当α＝０ꎬγ＝０时ꎬ方程(１)退化为标准的薛定谔方程ꎬ但从文献[１４]中可以推断ꎬ在方程(１)系数条件下利用(Ｇᶄ/Ｇ) 展开法没有实数解ꎬ故当α㊁γ不同为０时ꎬ可将式(３)和式(５)合并ꎬ有:㊀(－ｋ２２－ω＋ｋ３α＋ｋ４γ)ｕ＋(１－６ｋ２α－１２ｋ２γ)ｕ３＋６γｕ５＋㊀㊀(Ｌ２２－３ｋＬ２α－６ｋ２Ｌ２γ)(Ａ－(ｋＬ＋ｍ－３ｋ２Ｌα－４ｋ３Ｌγ)ｕ－(２Ｌα＋８)ｕ３)Ｌ３α＋４ｋＬ３γ＋㊀㊀１０Ｌ２γｕ２(Ａ－(ｋＬ＋ｍ－３ｋ２Ｌα－４ｋ３Ｌγ)ｕ－(２Ｌα＋８)ｕ３)Ｌ３α＋４ｋＬ３γ＋１０Ｌ２γｕ(ｕᶄ)２＋Ｌ４γｕ(４)＝０(６)２.２㊀应用(Ｇᶄ/Ｇ) 展开法求解约化后的非线性常微分方程㊀㊀由(Ｇᶄ/Ｇ) 展开法的思想[１５－１６]ꎬ假设式(６)的解为:㊀ｕ(ξ)＝ðｎｉ＝０ａｉＧᶄＧ(７)式中ꎬｎ为平衡常数.根据齐次平衡原则[１７]ꎬ通过平衡方程(６)最高导数阶数ｕ(４)和最高非线性项ｕ５得到ｎ＝１ꎬ从而可设方程(７)的一般形式为:㊀ｕ(ξ)＝ａ０＋ａ１ＧᶄＧ(８)式中ꎬａ０㊁ａ１为待定系数.并且Ｇ＝Ｇ(ξ)满足方程二阶线性常微分方程:㊀Ｇᵡ(ξ)＋λＧᶄ(ξ)＋μＧ(ξ)＝０(９)当λ２－４μ>０ꎬ可以得到方程(９)的双曲函数解:㊀Ｇ＝[Ａ１ｓｉｎｈ(ξλ２－４μ２)＋Ａ２ｃｏｓｈ(ξλ２－４μ２)]ｅ－λ２ξ(１０)㊀ＧᶄＧ＝λ２－４μ２Ａ１ｃｏｓｈ(ξλ２－４μ２)＋Ａ２ｓｉｎｈ(ξλ２－４μ２)Ａ１ｓｉｎｈ(ξλ２－４μ２)＋Ａ２ｃｏｓｈ(ξλ２－４μ２)æèççöø÷÷－λ２(１１)当λ２－４μ<０ꎬ可以得到方程(９)的三角函数周期解:㊀Ｇ＝[Ａ３ｃｏｓ(ξ４μ－λ２２)＋Ａ３ｓｉｎ(ξ４μ－λ２２)]ｅ－λ２ξ(１２)㊀ＧᶄＧ＝４μ－λ２２－Ａ３ｓｉｎ(ξ４μ－λ２２)＋Ａ４ｃｏｓ(ξ４μ－λ２２)Ａ３ｃｏｓ(ξ４μ－λ２２)＋Ａ４ｓｉｎ(ξ４μ－λ２２)æèççöø÷÷－λ２(１３)㊀㊀当λ２－４μ＝０ꎬ可以得到方程(９)的有理解:㊀Ｇ＝(Ａ１ξ＋Ａ２)ｅ－λ２ξ(１４)㊀ＧᶄＧ＝Ａ５Ａ５ξ＋Ａ６－λ２(１５)式中ꎬＡ１㊁Ａ２㊁ ㊁Ａ６为任意常数.将式(９)和式(８)代入方程(６)中得到关于ＧᶄＧ各次幂的多项式ꎬ将各项系数待定为０后ꎬ得到超定非线性代数方程组:㊀－３ａ３１ｋＬα２＋３ａ３１ｋ２Ｌα２＋５ａ３１ｋＬγ＋５ａ３１ｍγ＋７０ａ２０ａ３１Ｌαγ－２７ａ３１ｋ２Ｌαγ＋１２ａ３１ｋ３Ｌαγ＋２８０ａ２０ａ３１ｋＬγ２－㊀㊀２０ａ３１ｋ３Ｌγ２－１０ａ０ａ２１Ｌ３αγλ－４０ａ０ａ２１ｋＬ３γ２λ－５ａ３１Ｌ３αγλ２－２５ａ１Ｌ５αγλ２－２０ａ３１ｋＬ３γ２λ２－㊀㊀１００ａ１ｋＬ５γ２λ２－１０ａ３１Ｌ３αγμ－２０ａ１Ｌ５αγμ－４０ａ３１ｋＬ３γ２μ－８０ａ１ｋＬ５γ２μ＝０㊀Ａ－ａ０ｋＬ－ａ０ｍ－６Ａｋα＋８ａ０ｋ２Ｌα＋６ａ０ｋｍα－２ａ０Ｌωα＋１２ａ３０ｋＬα２－１２ａ３０ｋ２Ｌα２－１６ａ０ｋ３Ｌα２＋２０Ａａ２０γ－㊀㊀１２Ａｋ２γ－２０ａ３０ｋＬγ＋１２ａ０ｋ３Ｌγ－２０ａ３０ｍγ＋１２ａ０ｋ２ｍγ－８ａ０ｋωＬγ－２８ａ５０Ｌαγ＋１０８ａ３０ｋ２Ｌαγ－４８ａ３０ｋ３Ｌαγ－㊀㊀５０ａ０ｋ４Ｌαγ－１１２ａ５０ｋＬγ２＋８０ａ３０ｋ３Ｌγ２－４０ａ０ｋ５Ｌγ２＋２ａ１Ｌ５αγλ３μ＋８ａ１ｋＬ５λ３γ２μ＋２０ａ０ａ２１αＬ３γμ２＋１８南京工程学院学报(自然科学版)２０１９年３月㊀㊀８０ａ０ａ２１ｋＬ３γ２μ２＋１６ａ１Ｌ５αγλμ２＋６４ａ１ｋＬ５γ２λμ２＝０㊀１８ａ０ａ２１ｋＬα２－１８ａ０ａ２１ｋ２Ｌα２＋１０Ａａ２１γ－３０ａ０ａ２１ｋＬγ－３０ａ０ａ２１ｍγ－１４０ａ３０ａ２１Ｌαγ＋１６２ａ０ａ２１ｋ２Ｌαγ－㊀㊀７２ａ０ａ２１ｋ３Ｌαγ－５６０ａ３０ａ２１ｋＬγ２＋１２０ａ０ａ２１ｋ３Ｌγ２＋１０ａ０ａ２１Ｌ３αγλ２＋４０ａ１ａ２１ｋＬ３γ２λ２＋１５ａ１Ｌ５αλ３γ＋㊀㊀６０ａ１ｋＬ５γ２λ３＋２０ａ０ａ２１Ｌ３αγμ＋８０ａ０ａ２１ｋＬ３γ２μ＋２０ａ３１Ｌ３αγλμ＋６０ａ１Ｌ５αγλμ＋８０ａ３１ｋＬ３γ２λμ＋㊀㊀２４０ａ１ｋγ２Ｌ５λμ＝０㊀－ａ１ｋＬ－ａ１ｍ＋８ａ１ｋ２Ｌα＋６ａ１ｋｍα－２ａ１Ｌωα＋３６ａ２０ａ１ｋＬα２－３６ａ２０ａ１ｋ２Ｌα２－１６ａ１ｋ３Ｌα２＋４０Ａａ０ａ１γ－㊀㊀６０ａ２０ａ１ｋＬγ＋１２ａ１ｋ３Ｌγ－６０ａ２０ａ１ｍγ＋１２ａ１ｋ２ｍγ－８ａ１ｋＬωγ－１４０ａ４０ａ１Ｌαγ＋３２４ａ２０ａ１Ｌｋ２αγ－㊀㊀１４４ａ２０ａ１ｋ３Ｌαγ－５０ａ１ｋ４Ｌαγ－５６０ａ４０ａ１ｋＬγ２＋２４０ａ２０ａ１ｋ３Ｌγ２－４０ａ１ｋ５Ｌγ２＋２ａ１Ｌ５αλ４γ＋８ａ１ｋＬ５γ２λ４＋㊀㊀４０ａ０ａ２１Ｌ３αγλμ＋１６０ａ０ａ２１ｋＬ３γ２λμ＋４４ａ１Ｌ５αγλ２μ＋１７６ａ１ｋＬ５γ２λ２μ＋２０ａ３１Ｌ３αγμ２＋３２ａ１Ｌ５αγμ２＋㊀㊀８０ａ３１ｋＬ３γ２μ２＋１２８ａ１ｋＬ５γ２μ２＝０㊀７ａ０ａ４１γ－ａ０ａ２１Ｌ２γ－２ａ３１Ｌ２γλ－６ａ１Ｌ４γλ＝０㊀７ａ５１γ－５ａ３１Ｌ２γ－１２ａ１Ｌ４γ＝０(１６)２.３㊀利用Ｍａｔｈｅｍａｔｉｃａ软件求解用数学Ｍａｔｈｅｍａｔｉｃａ软件求得非线性代数方程组(１６)的解(已略去平凡解)ꎬ有:解组一㊀ａ０＝０ꎬａ１＝ʃ２３７Ｌꎬλ＝０ꎬｋ＝－α４γꎬ㊀ｍ＝Ｌα(α２＋２γ)８γ２ꎬＡ＝０(１７)解组二㊀ａ０＝０ꎬａ１＝ʃｉＬꎬλ＝０ꎬＡ＝０ꎬｋ＝－α４γꎬ㊀ｍ＝Ｌα(α２＋２γ)８γ２(１８)解组三㊀ａ１＝ʃ２３７Ｌꎬμ＝０ꎬλ＝ʃ３７ａ０Ｌꎬα＝０ꎬ㊀Ａ＝０ꎬｍ＝１９(－９ｋＬ－９１ａ２０ｋＬγ＋３６ｋ３Ｌγ)ꎬ㊀ω＝１７２(９１ａ２０－３６ｋ２＋８１２ａ４０γ－１０９２ａ２０ｋ２γ＋７２ｋ４γ)(１９)解组四㊀ａ１＝ʃｉＬꎬλ＝∓２ｉａ０Ｌꎬμ＝０ꎬα＝０ꎬＡ＝０ꎬ㊀ｍ＝－ｋＬ－８ａ２０ｋＬγ＋４ｋ３Ｌγꎬ㊀ω＝１２(２ａ２０－ｋ２＋１２ａ４０γ－２４ａ２０ｋ２γ＋２ｋ４γ)(２０)解组五㊀ａ０＝０ꎬλ＝０ꎬγ＝０ꎬＡ＝０ꎬｋ＝１ꎬ㊀ω＝－Ｌ－ｍ＋８Ｌα＋６ｍα－１６Ｌα２２Ｌα(２１)将不同的解组代入方程(８)ꎬ结合方程(７)的解ꎬ可以得到方程(１)的精确行波解.本文不考虑没有物理意义的虚数解.类型１㊀将解组一代入ꎬ有:１)当μ<０时ꎬ可得方程(１)的孤立波解㊀ｑ１(ｘꎬｔ)＝ʃ２３７Ｌˑ㊀㊀Ａ１－μｓｉｎｈ(－μξ)＋Ａ２－μｃｏｓｈ(－μξ)Ａ１ｃｏｓｈ(－μξ)＋Ａ２ｓｉｎｈ(－μξ)ˑ㊀㊀㊀ｅｉ(ｋｘ＋ωｔ)ꎬξ＝Ｌｘ＋ｍｔ(２２)式中:ｋ＝－α４γꎻｍ＝Ｌα(α２＋２γ)８γ２.２)当μ>０时ꎬ可得方程(１)的三角函数周期波解:㊀ｑ２(ｘꎬｔ)＝ʃ２３７Ｌˑ㊀㊀－Ａ３μｓｉｎ(μξ)＋Ａ４μｃｏｓ(μξ)Ａ３ｃｏｓ(μξ)＋Ａ４ｓｉｎ(μξ)ｅｉ(ｋｘ＋ωｔ)ꎬ㊀㊀ξ＝Ｌｘ＋ｍｔ(２３)式中:ｋ＝－α(４γ)ꎻｍ＝Ｌα(α２＋２γ)(８γ２)ꎻＡ１㊁Ａ２㊁Ａ３㊁Ａ４为任意常数ꎬ当取不同的数时ꎬ可以得到方程(１)的不同情形的行波解.当Ａ２＝０时ꎬｑ１(ｘꎬｔ)退化为方程(１)的(反)扭结波解:㊀ｑ１.１(ｘꎬｔ)＝ʃ２３７Ｌ－μｔａｎｈ(－μξ)ｅｉ(ｋｘ＋ωｔ)ꎬ㊀ξ＝Ｌｘ＋ｍｔ(２４)２８第１７卷第１期洪宝剑ꎬ等:一类广义高阶非线性薛定谔方程的解析解当Ａ１＝０时ꎬｑ２(ｘꎬｔ)退化为方程(１)的奇异之波解:㊀ｑ１.２(ｘꎬｔ)＝ʃ２３７Ｌ－μｃｏｔｈ(－μξ)ｅｉ(ｋｘ＋ωｔ)ꎬ㊀ξ＝Ｌｘ＋ｍｔ(２５)类型２㊀将解组三代入ꎬ便可得方程(１)的孤立波解:㊀ｑ３(ｘꎬｔ)＝ａ０ʃ２３７Ｌ－λＡ７ｅ－λξＡ８＋Ａ７ｅ－λξæèçöø÷ｅｉ(ｋｘ＋ωｔ)ꎬ㊀㊀ξ＝Ｌｘ＋ｍｔ(２６)式中:Ａ７㊁Ａ８为任意常数ꎻλ＝ʃ３７ａ０Ｌꎻｍ＝１９(－９ｋＬ－９１ａ２０ｋＬγ＋３６ｋ３Ｌγ)ꎻω＝１７２(９１ａ２０－３６ｋ２＋８１２ａ４０γ－１０９２ａ２０ｋ２γ＋７２ｋ４γ).类型３㊀将解组五代入ꎬ有:１)当μ<０时ꎬ可得方程(１)的双曲函数解:㊀ｑ４(ｘꎬｔ)＝ａ１ˑ㊀㊀Ａ１－μｓｉｎｈ(－－μξ)＋Ａ２－μｃｏｓｈ(－μξ)Ａ１ｃｏｓｈ(－－μξ)＋Ａ２ｓｉｎｈ(－μξ)ˑ㊀㊀㊀ｅｉ(ｘ＋ωｔ)ꎬξ＝Ｌｘ＋ｍｔ(２７)式中ꎬω＝(－Ｌ－ｍ＋８Ｌα＋６ｍα－１６Ｌα２)(２Ｌα).２)当μ>０时ꎬ可得方程(１)的三角函数周期波解:㊀ｑ５(ｘꎬｔ)＝ａ１－Ａ３μｓｉｎ(μξ)＋Ａ４μｃｏｓ(μξ)Ａ３ｃｏｓ(μξ)＋Ａ４ｓｉｎ(μξ)ｅｉ(ｘ＋ωｔ)ꎬ㊀㊀ξ＝Ｌｘ＋ｍｔ(２８)式中ꎬω＝(－Ｌ－ｍ＋８Ｌα＋６ｍα－１６Ｌα２)(２Ｌα).ｑ１(ｘꎬｔ)~ｑ５(ｘꎬｔ)在文献中尚未出现ꎬ是方程(１)的新解.３㊀结语本文利用(Ｇᶄ/Ｇ) 展开法和辅助方程(９)研究了一类广义的高阶非线性薛定谔方程ꎬ得到了该方程的双曲函数解㊁三角函数周期解㊁奇异波解和孤子解ꎬ这些解对于解释某些非线性现象具有一定的帮助.参考文献:[１]㊀ＷＡＴＡＮＡＢＥＭ.Ｔｉｍｅ￣ｄｅｐｅｎｄｅｎｔｍｅｔｈｏｄｆｏｒｎｏｎ￣ｌｉｎｅａｒＳｃｈｒöｄｉｎｇｅｒｅｑｕａｔｉｏｎｓｉｎｉｎｖｅｒｓｅｓｃａｔｔｅｒｉｎｇｐｒｏｂｌｅｍｓ[Ｊ].ＪｏｕｒｎａｌｏｆＭａｔｈｅｍａｔｉｃａｌＡｎａｌｙｓｉｓａｎｄＡｐｐｌｉｃａｔｉｏｎｓꎬ２０１８ꎬ４５９:９３２－９４４.[２]㊀ＢＥＺＥＲＲＡＦＤＭꎬＣＡＲＶＡＬＨＯＡＮꎬＤＬＯＴＫＯＴꎬｅｔａｌ.ＦｒａｃｔｉｏｎａｌＳｃｈｒöｄｉｎｇｅｒｅｑｕａｔｉｏｎꎻｓｏｌｖａｂｉｌｉｔｙａｎｄｃｏｎｎｅｃｔｉｏｎｗｉｔｈｃｌａｓｓｉｃａｌＳｃｈｒöｄｉｎｇｅｒｅｑｕａｔｉｏｎ[Ｊ].ＪｏｕｒｎａｌｏｆＭａｔｈｅｍａｔｉｃａｌＡｎａｌｙｓｉｓａｎｄＡｐｐｌｉｃａｔｉｏꎬ２０１８ꎬ４５７(１):３３６－３６０.[３]㊀ＪＵＳＴＩＮＭꎬＨＵＢＥＲＴＭＢꎬＢＥＴＣＨＥＷＥＧꎬｅｔａｌ.ＣｈｉｒｐｅｄｓｏｌｉｔｏｎｓｉｎｄｅｒｉｖａｔｉｖｅｎｏｎｌｉｎｅａｒＳｃｈｒöｄｉｎｇｅｒｅｑｕａｔｉｏｎ[Ｊ].ＣｈａｏｓꎬＳｏｌｉｔｏｎｓ＆Ｆｒａｃｔａｌｓꎬ２０１８ꎬ１０７:４９－５４.[４]㊀柳伟ꎬ邱德勤ꎬ贺劲松.Ｌｏｃａｌｉｚｅｄｐｒｏｐｅｒｔｉｅｓｏｆｒｏｇｕｅｗａｖｅｆｏｒａｈｉｇｈｅｒ￣ｏｒｄｅｒｎｏｎｌｉｎｅａｒｓｃｈｒｏｄｉｎｇｅｒｅｑｕａｔｉｏｎ[Ｊ].ＣｏｍｍｕｎｉｃａｔｉｏｎｓｉｎＴｈｅｏｒｅｔｉｃａｌＰｈｙｓｉｃｓꎬ２０１５ꎬ６３(５):５２５－５３４.[５]㊀田艳姣.一个高阶非线性薛定谔方程的精确解研究[Ｄ].北京:华北电力大学ꎬ２０１７.[６]㊀ＨＩＲＯＴＡＲ.ＥｘａｃｔＮ￣ｓｏｌｉｔｏｎｓｏｌｕｔｉｏｎｓｏｆｔｈｅｗａｖｅｅｑｕａｔｉｏｎｏｆｌｏｎｇｗａｖｅｓｉｎｓｈａｌｌｏｗ￣ｗａｔｅｒａｎｄｉｎｎｏｎｌｉｎｅａｒｌａｔｔｉｃｅｓ[Ｊ].ＪｏｕｒｎａｌｏｆＭａｔｈｅｍａｔｉｃｓꎬ１９７３ꎬ１４:８１０－８１３.[７]㊀ＡＮＫＩＥＷＩＣＺＡꎬＳＯＴＯ￣ＣＲＥＳＰＯＪＭꎬＡＫＨＭＥＤＩＥＶＮ.ＲｏｇｕｅｗａｖｅｓａｎｄｒａｔｉｏｎａｌｓｏｌｕｔｉｏｎｓｏｆｔｈｅＨｉｒｏｔａｅｑｕａｔｉｏｎ[Ｊ].ＰｈｙｓｉｃａｌＲｅｖｉｅｗＥꎬ２０１０ꎬ８１:０４６６０２.[８]㊀ＰＯＲＳＥＺＩＡＮＫꎬＬＡＫＳＨＭＡＮＡＮＭ.ＯｎｔｈｅｄｙｎａｍｉｃｓｏｆｔｈｅｒａｄｉａｌｌｙｓｙｍｍｅｔｒｉｃＨｅｉｓｅｎｂｅｒｇｆｅｒｒｏｍａｇｎｅｔｉｃｓｐｉｎｓｙｓｔｅｍ[Ｊ].ＪｏｕｒｎａｌｏｆＭａｔｈｅｍａｔｉｃａｌＰｈｙｓｉｃｓꎬ１９９１ꎬ３２:２９２３－２９２８.[９]㊀ＬＡＫＳＨＭＡＮＡＮＭꎬＰＯＲＳＥＺＩＡＮＫꎬＤＡＮＩＥＬＭ.ＥｆｆｅｃｔｏｆｄｉｓｃｒｅｔｅｎｅｓｓｏｎｔｈｅｃｏｎｔｉｎｕｕｍｌｉｍｉｔｏｆｔｈｅＨｅｉｓｅｎｂｅｒｇｓｐｉｎｃｈａｉｎ[Ｊ].ＰｈｙｓｉｃｓＬｅｔｔｅｒｓＡꎬ１９８８ꎬ１３３:４８３－４８８.[１０]㊀ＢＩＳＷＡＳＡꎬＥＫＩＣＩＭꎬＴＲＩＫＩＨꎬｅｔａｌ.Ｒｅｓｏｎａｎｔｏｐｔｉｃａｌｓｏｌｉｔｏｎｐｅｒｔｕｒｂａｔｉｏｎｗｉｔｈａｎｔｉ￣ｃｕｂｉｃｎｏｎｌｉｎｅａｒｉｔｙｂｙｅｘｔｅｎｄｅｄｔｒｉａｌｆｕｎｃｔｉｏｎｍｅｔｈｏｄ[Ｊ].Ｏｐｔｉｋꎬ２０１８ꎬ１５６:７８４－７９０.[１１]㊀ＨＯＮＧＢＪꎬＬＵＤＣ.Ｍｏｄｉｆｉｅｄｆｒａｃｔｉｏｎａｌｖａｒｉａｔｉｏｎａｌｉｔｅｒａｔｉｏｎｍｅｔｈｏｄｆｏｒｓｏｌｖｉｎｇｔｈｅｇｅｎｅｒａｌｉｚｅｄｔｉｍｅ￣ｓｐａｃｅｆｒａｃｔｉｏｎａｌＳｃｈｒöｄｉｎｇｅｒｅｑｕａｔｉｏｎ[Ｊ].ＴｈｅＳｃｉｅｎｔｉｆｉｃＷｏｒｌｄＪｏｕｒｎａｌꎬ２０１４ꎬＡｒｔｉｃｌｅＩＤ:９６４６４３ꎬ６ｐａｇｅｓ.[１２]㊀洪宝剑ꎬ卢殿臣ꎬ田立新.变系数组合ｋｄｖ￣Ｂｕｒｇｅｒｓ方程的Ａｕｔｏ￣Ｂａｃｋｌｕｎｄ变换和类孤子解[Ｊ].江西师范大学学报(自然科学版)ꎬ２００６(１):４７－４９.[１３]㊀ＡＬ￣ＳＨＡＷＢＡＡＡꎬＧＥＰＲＥＥＬＫＡꎬＡＢＤＵＬＬＡＨＦＡꎬｅｔａｌ.ＡｂｕｎｄａｎｔｃｌｏｓｅｄｆｏｒｍｓｏｌｕｔｉｏｎｓｏｆｔｈｅｃｏｎｆｏｒｍａｂｌｅｔｉｍｅｆｒａｃｔｉｏｎａｌＳａｗａｄａ￣Ｋｏｔｅｒａ￣Ｉｔｏｅｑｕａｔｉｏｎｕｓｉｎｇ(Ｇᶄ/Ｇ)￣ｅｘｐａｎｓｉｏｎｍｅｔｈｏｄ３８南京工程学院学报(自然科学版)２０１９年３月[Ｊ].ＲｅｓｕｌｔｓｉｎＰｈｙｓｉｃｓꎬ２０１８ꎬ９:３３７－３４３.[１４]㊀员保云.非线性薛定谔方程精确解的研究[Ｄ].呼和浩特:内蒙古工业大学ꎬ２０１４.[１５]㊀ＷＡＮＧＭＬꎬＺＨＡＮＧＪＬꎬＬＩＸＺ.ＴｈｅＧᶄ/Ｇ￣ｅｘｐａｎｓｉｏｎｍｅｔｈｏｄａｎｄｔｒａｖｅｌｉｎｇｗａｖｅｓｏｌｕｔｉｏｎｓｏｆｎｏｎｌｉｎｅａｒｅｖｏｌｕｔｉｏｎｅｑｕａｔｉｏｎｓｉｎｍａｔｈｅｍａｔｉｃａｌｐｈｙｓｉｃｓ[Ｊ].ＰｈｙｓＬｅｔｔＡꎬ２００８ꎬ３７２(４):４１７－４２３.[１６]㊀ＮＡＨＥＲＨ.Ｎｅｗａｐｐｒｏａｃｈｏｆ(Ｇᶄ/Ｇ)￣ｅｘｐａｎｓｉｏｎｍｅｔｈｏｄａｎｄｎｅｗａｐｐｒｏａｃｈｏｆｇｅｎｅｒａｌｉｚｅｄ(Ｇᶄ/Ｇ)￣ｅｘｐａｎｓｉｏｎｍｅｔｈｏｄｆｏｒＺＫＢＢＭｅｑｕａｔｉｏｎ[Ｊ].ＪｏｕｒｎａｌｏｆｔｈｅＥｇｙｐｔｉａｎＭａｔｈｅｍａｔｉｃａｌＳｏｃｉｅｔｙꎬ２０１５ꎬ２３(１):４２－４８.[１７]㊀王明亮ꎬ李志斌ꎬ周宇斌.齐次平衡原则及其应用[Ｊ].兰州大学学报(自然科学版)ꎬ１９９９ꎬ３５(３):８－１６.ＡｎａｌｙｔｉｃａｌＳｏｌｕｔｉｏｎｓｏｆａＣｌａｓｓｏｆＧｅｎｅｒａｌｉｚｅｄＨｉｇｈ￣ｏｒｄｅｒＮｏｎｌｉｎｅａｒＳｃｈｒｏｄｉｎｇｅｒＥｑｕａｔｉｏｎＨＯＮＧＢａｏ￣ｊｉａｎ１ＣＨＥＮＷｅｉ２ＣＨＥＮＹａｎｇ２ＬＩＵＨａｏ￣ｌｉｎ２ＬＩＡＯＫａｉ￣ｘｉｎ２ＺＨＡＮＧＳｈｕ￣ｑｉｎｇ２１.ＤｅｐａｒｔｍｅｎｔｏｆＭａｔｈｅｍａｔｉｃａｌａｎｄＰｈｙｓｉｃａｌＳｃｉｅｎｃｅ ＮａｎｊｉｎｇＩｎｓｔｉｔｕｔｅｏｆＴｅｃｈｎｏｌｏｇｙ２.ＦａｃｕｌｔｙｏｆＥｌｅｃｔｒｉｃＰｏｗｅｒＥｎｇｉｎｅｅｒｉｎｇ ＮａｎｊｉｎｇＩｎｓｔｉｔｕｔｅｏｆＴｅｃｈｎｏｌｏｇｙＡｂｓｔｒａｃｔ Ｏｐｔｉｃａｌｃｏｍｍｕｎｉｃａｔｉｏｎｓｙｓｔｅｍｓｂｙｕｓｉｎｇｏｐｔｉｃａｌｓｏｌｉｔｏｎｓｔｏｔｒａｎｓｍｉｔｉｎｆｏｒｍａｔｉｏｎｈａｖｅｇｒｅａｔａｄｖａｎｔａｇｅｓｉｎｔｈｅｆｉｅｌｄｏｆｎｅｗｇｅｎｅｒａｔｉｏｎｃｏｍｍｕｎｉｃａｔｉｏｎｔｅｃｈｎｏｌｏｇｙ ｅｓｐｅｃｉａｌｌｙｉｎｔｈｅｆｉｅｌｄｏｆｌｏｎｇ￣ｄｉｓｔａｎｃｅａｎｄｌａｒｇｅ￣ｃａｐａｃｉｔｙｔｒａｎｓｍｉｓｓｉｏｎ.Ｔｈｅｒｅｆｏｒｅ ｓｔｕｄｉｅｓｏｆｏｐｔｉｃａｌｓｏｌｉｔｏｎｐｒｏｐａｇａｔｉｏｎｃｈａｒａｃｔｅｒｉｓｔｉｃｓｃａｎｐｒｏｖｉｄｅｐｏｓｉｔｉｖｅｈｅｌｐｆｏｒｅｎｇｉｎｅｅｒｉｎｇａｐｐｌｉｃａｔｉｏｎｓ ｎｏｎｌｉｎｅａｒＳｃｈｒｏｄｉｎｇｅｒｅｑｕａｔｉｏｎｉｓｃｏｎｓｉｄｅｒｅｄｔｏｂｅｔｈｅｍｏｓｔｆａｖｏｒａｂｌｅｍｏｄｅｌｔｏｄｅｓｃｒｉｂｅｔｈｅｐｒｏｐａｇａｔｉｏｎｏｆｏｐｔｉｃａｌｓｏｌｉｔｏｎｓ.Ｈｏｗｅｖｅｒ ｔｈｅｓｔａｎｄａｒｄＳｃｈｒｏｄｉｎｇｅｒｅｑｕａｔｉｏｎＮＬＳ ｉｓｏｂｔａｉｎｅｄｕｎｄｅｒｓｐｅｃｉａｌｃｏｎｄｉｔｉｏｎｏｆｌｏｓｓｌｅｓｓｏｐｔｉｃａｌｆｉｂｅｒ.Ｔｈｅｒｅｆｏｒｅ ｗｈｅｎｄｅｓｃｒｉｂｉｎｇｔｈｅｃｈａｒａｃｔｅｒｉｓｔｉｃｓｏｆｏｐｔｉｃａｌｓｏｌｉｔｏｎｓ ｔｈｅｈｉｇｈｅｒ￣ｏｒｄｅｒｎｏｎｌｉｎｅａｒａｎｄｈｉｇｈｅｒ￣ｏｒｄｅｒｄｉｓｐｅｒｓｉｏｎａｒｅｃｏｎｓｉｄｅｒｅｄ ａｎｄｔｈｅｒｅｓｕｌｔｓａｒｅｏｆｔｅｎｍｏｒｅａｃｃｕｒａｔｅａｎｄｅｆｆｅｃｔｉｖｅｔｈａｎｔｈｅｌｏｗｅｒ￣ｏｒｄｅｒｎｏｎｌｉｎｅａｒｅｑｕａｔｉｏｎｓ.Ｉｎｔｈｉｓｐａｐｅｒ ｗｅｕｓｅｔｒａｖｅｌｉｎｇｗａｖｅｒｅｄｕｃｔｉｏｎｍｅｔｈｏｄｔｏｓｔｕｄｙａｇｅｎｅｒａｌｉｚｅｄＮＬＳｅｑｕａｔｉｏｎｗｉｔｈｈｉｇｈｅｒｏｒｄｅｒｄｉｓｐｅｒｓｉｏｎｔｅｒｍｓ.ＣｏｍｂｉｎｅｄｗｉｔｈｔｈｅＧᶄ/Ｇｅｘｐａｎｓｉｏｎｍｅｔｈｏｄａｎｄｔｈｅａｕｘｉｌｉａｒｙｅｑｕａｔｉｏｎｍｅｔｈｏｄ ｓｅｖｅｒａｌｎｅｗｓｏｌｕｔｉｏｎｓｏｆｔｈｅｅｑｕａｔｉｏｎ ｉｎｃｌｕｄｉｎｇｋｉｎｋａｎｄａｎｔｉ￣ｋｉｎｋｗａｖｅｓｏｌｕｔｉｏｎｓ ｓｉｎｇｕｌａｒｗａｖｅｓｏｌｕｔｉｏｎｓａｎｄｐｅｒｉｏｄｉｃｗａｖｅｓｏｌｕｔｉｏｎｓｏｆｔｒｉｇｏｎｏｍｅｔｒｉｃｆｕｎｃｔｉｏｎｓ ａｒｅｏｂｔａｉｎｅｄｂｙｍｅａｎｓｏｆＭａｔｈｅｍａｔｉｃａｓｏｆｔｗａｒｅ.Ｋｅｙｗｏｒｄｓ ｈｉｇｈ￣ｏｒｄｅｒｎｏｎｌｉｎｅａｒｓｃｈｒｏｄｉｎｇｅｒｅｑｕａｔｉｏｎ ｏｐｔｉｃａｌｆｉｂｅｒｃｏｍｍｕｎｉｃａｔｉｏｎ ｔｒａｖｅｌｉｎｇｗａｖｅｒｅｄｕｃｔｉｏｎｍｅｔｈｏｄ Ｇᶄ/Ｇ￣ｅｘｐａｎｓｉｏｎｍｅｔｈｏｄ ａｕｘｉｌｉａｒｙｅｑｕａｔｉｏｎｍｅｔｈｏｄ４８。
量子力学非线性薛定谔方程的迹公式
＝
ｉａ ） ｎ （ ：∑ ｃ ，
式 中
（ １ ）
㈤
用量 子力 学逆 散射方 法 的标 准步骤能 够证 明运动 积 分生 成 函数 的 ｒ：ｄ＋Ｄ具有 性质
收稿 日期 ：０ １ ０ ２ ２ ０ —１ —１ 作 者简介 ： 国延（９ ３ ， 副教授 ． 究量子 力学理论 海 １５ 一） 男， 研
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文 章 编 号 ：２３ ３８ ２０ ） １ ０ ７ ３ ０５ —２２ （０２ ０ —０４ —０
量 子 力学 非 线性 薛 定谔 方 程 的 迹 公 式
海 国 延
（ 宁夏 太学 物理与电气信 息工程 系 ， 宁夏 银 川 ７０ ２ ） ５０ １
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２ 量子 规范 变换
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第 ２ 卷 ３
在 文献 ［］ ， 符 ｒ ） ６中 算 （ 的谱 是 在 极 限 △一 ０ ， Ⅳ ＋＊，ｉ 一 ／ Ｎ＝Ｌ＝常数 的情 况下计 算 出 来 的 ． 动 运 的局域 积 分 可 由 ｒ ＾ （ （ ） 当 一 ＋ ） 的逆 幂展 开 系 数得到， 即
非线性薛定谔方程
非线性薛定谔方程
非线性薛定谔方程（Nonlinear Schrödinger Equation，
简称NLSE）是描述一维量子力学中非线性光学现象的方程。
它可以用来描述具有波动性的物质或波动现象，比如光子
在非线性介质中传播、超导电子对的行为等。
一般情况下，非线性薛定谔方程可以写成如下形式：
i ∂ψ/∂t + (∇²/2m + V)ψ + g |ψ|²ψ = 0
其中，i是虚数单位，∂ψ/∂t表示波函数ψ对时间的导数，∇²是拉普拉斯算子，m是粒子的质量，V是势能函数，g
是非线性项。
该方程的第一项描述了波函数随时间的演化，第二项描述
了波函数的动能和势能，第三项描述了非线性效应。
非线性薛定谔方程的解通常是表示波的幅度和相位的波函数ψ。
在求解非线性薛定谔方程时，常会采用数值方法，如有限差分法、有限元法等。
非线性四阶薛定谔方程的高阶保能量方法
非线性四阶薛定谔方程的高阶保能量方法王一帆;孙建强;陈宵玮【期刊名称】《华侨大学学报（自然科学版）》【年(卷),期】2017(038)005【摘要】The fourth order energy preserving scheme for the nonlinear fourth-order Schr(o)dinger equation is obtained by applying the fourth order average vector field method and the Fourier pseudo spectral method.The new fourth order energy preserving scheme is applied to simulate the solitary wave behaviors of the equation.Results show that the new scheme has nice stability and can well simulate the solitary wave evolution behaviors,moreover,it preserves the discrete energy conservation.%利用四阶平均向量场方法和拟谱方法构造非线性四阶薛定谔方程的高阶保能量格式,并用构造的高阶保能量格式数值模拟方程孤立波的演化行为.结果表明:新的格式具有很好的稳定性,可以很好地模拟孤立波的演化行为,同时,保持了方程的离散能量守恒特性.【总页数】5页(P742-746)【作者】王一帆;孙建强;陈宵玮【作者单位】海南大学信息科学技术学院,海南海口570228;海南大学信息科学技术学院,海南海口570228;海南大学信息科学技术学院,海南海口570228【正文语种】中文【中图分类】O241.5【相关文献】1.三耦合薛定谔方程组的高阶保能量方法 [J], 陈宵玮;孙建强;王一帆2.三耦合非线性薛定谔方程的保能量新格式 [J], 王萍;涂四利3.四阶色散非线性薛定谔方程的明暗孤立波和怪波的形成机制 [J], 李敏; 王博婷; 许韬; 水涓涓4.具有高阶色散和立方-五次非线性项的薛定谔方程的精确解 [J], 买欣蕾;李威5.高阶非线性薛定谔方程的分步小波方法 [J], 钟鸣宇;刘东风;胡长俊因版权原因，仅展示原文概要，查看原文内容请购买。