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2021 Volume 46 Issue 2
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BI Wen-jing, TANG Chun-lei, DING Ling. The Existence of Ground State Solutions for a Coupled Nonlinear Schrödinger-KdV System[J]. Journal of Southwest China Normal University(Natural Science Edition), 2021, 46(2): 37-42. doi: 10.13718/j.cnki.xsxb.2021.02.007
Citation: BI Wen-jing, TANG Chun-lei, DING Ling. The Existence of Ground State Solutions for a Coupled Nonlinear Schrödinger-KdV System[J]. Journal of Southwest China Normal University(Natural Science Edition), 2021, 46(2): 37-42. doi: 10.13718/j.cnki.xsxb.2021.02.007

The Existence of Ground State Solutions for a Coupled Nonlinear Schrödinger-KdV System

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  • Corresponding author: DING Ling
  • Received Date: 02/01/2020
    Available Online: 20/02/2021
  • MSC: O176.3

  • A class of coupled nonlinear Schrödinger-KdV system has been studied. Under the coercive potential, the existence result of nontrivial ground state solutions for the coupled nonlinear Schrödinger-KdV system has been obtained in the variational methods, the Nehari manifold and some analysis techniques.
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  • [1] FUNAKOSHI M, OIKAWA M. The Resonant Interaction Between a Long Internal Gravity Wave and a Surface Gravity Wave Packet[J]. J Phys Soc Jpn, 1983, 52(6): 1982-1995. doi: 10.1143/JPSJ.52.1982

    CrossRef Google Scholar

    [2] KAWAHARA T, SUGIMOTO N, KAKUTANI T. Nonlinear Interaction Between Short and Long Capillary-Gravity Waves [J]. J Phys Soc Jpn, 1975, 39(5): 1379-1386. doi: 10.1143/JPSJ.39.1379

    CrossRef Google Scholar

    [3] MAKHANKOV V G. On Stationary Solutions of the Schrödinger Equation with a Self-Consistent Potential Satisfying Boussinesq's Equation [J]. Phys Lett A, 1974, 50(1): 42-44. doi: 10.1016/0375-9601(74)90344-2

    CrossRef Google Scholar

    [4] NISHIKAWA K, HOJO H, MIMA K, et al. Coupled Nonlinear Electron-Plasma and Ion-Acoustic Waves [J]. Phys Rev Lett, 1974, 33(3): 148-151. doi: 10.1103/PhysRevLett.33.148

    CrossRef Google Scholar

    [5] YAJIMA N, SATSUMA J. Soliton Solutions in a Diatomic Lattice System [J]. Prog Theor Phys, 1979, 62(2): 370-378. doi: 10.1143/PTP.62.370

    CrossRef Google Scholar

    [6] COLORADO E. Existence of Bound and Ground States for a System of Coupled Nonlinear Schrödinger-KdV Equations [J]. C R Math Acad Sci Paris, 2015, 353(6): 511-516. doi: 10.1016/j.crma.2015.03.011

    CrossRef Google Scholar

    [7] COLORADO E. On the Existence of Bound and Ground States for Some Coupled Nonlinear Schrödinger-Korteweg-de Vries Equations [J]. Advances in Nonlinear Analysis, 2017, 6(4): 407-426. doi: 10.1515/anona-2015-0181

    CrossRef Google Scholar

    [8] LIU C G, ZHENG Y Q. On Soliton Solutions to a Class of Schrödinger-KdV Systems [J]. Proc Amer Math Soc, 2013, 141(10): 3477-3484. doi: 10.1090/S0002-9939-2013-11629-1

    CrossRef Google Scholar

    [9] 陈宵玮, 孙建强, 王一帆. 耦合Schrödinger-KdV方程的高阶保能量方法[J]. 西南大学学报(自然科学版), 2018, 40(9): 76-83.

    Google Scholar

    [10] 陈卫, 唐春雷. 一类超线性分数阶Schrödinger方程解的多重性[J]. 西南师范大学学报(自然科学版), 2019, 44(4): 26-30.

    Google Scholar

    [11] 魏娟, 朱朝生. 非局部非线性Schrödinger方程组解的渐近行为[J]. 西南大学学报(自然科学版), 2019, 41(2): 60-63.

    Google Scholar

    [12] RABINOWITZ Paul H. On a Class of Nonlinear Schrödinger Equations [J]. Z Angew Math Phys, 1992, 43(2): 270-291. doi: 10.1007/BF00946631

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通讯作者: 陈斌, bchen63@163.com
  • 1. 

    沈阳化工大学材料科学与工程学院 沈阳 110142

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The Existence of Ground State Solutions for a Coupled Nonlinear Schrödinger-KdV System

    Corresponding author: DING Ling

Abstract: A class of coupled nonlinear Schrödinger-KdV system has been studied. Under the coercive potential, the existence result of nontrivial ground state solutions for the coupled nonlinear Schrödinger-KdV system has been obtained in the variational methods, the Nehari manifold and some analysis techniques.

  • 本文主要研究用于刻画流体力学中长短色散波相互作用的数学模型[1],也就是如下形式的Schrödinger-KdV系统:

    其中$ f=f(x, t) \in \mathbb{C}, g=g(x, t) \in \mathbb{R}, (t, x) \in \mathbb{R}_{+} \times \mathbb{R}, \mathrm{D}=\frac{\partial}{\partial x}$. 基于丰富的物理意义,系统(1)已经被很多学者广泛研究[2-5]. 本文主要寻求系统(1)的行波解,即形如

    的解,其中uv都是实函数. 令c=2kc*=k2+w,则uv满足系统

    这样,求系统(1)的行波解就转化成求系统(2)的解. 当N=1时,在文献[6-7]中,系统(2)的正束缚态解和正基态解的存在性结果得到了证明. 当N=2,3时,文献[8]通过Nehari-流形的方法证明了系统(2)的径向对称的束缚态解的存在性. 注意到系统(2)中的位势是常数位势,如果位势是变化的函数,那么系统(2)的基态解是否存在?目前这方面问题没人研究. 受到文献[6-9]和文献[10-11]的启发,本文考虑变位势的Schrödinger-KdV系统

    其中$ N=1, 2, 3, \beta \in \mathbb{R}, \lambda_{i}(x)$满足下面条件:

    下面我们介绍一些常见的记号. 我们约定Lebesgue空间$ L^{p}\left(\mathbb{R}^{N}\right)(1 \leqslant p \leqslant \infty)$带有标准范数|·|p,Hilbert空间$ H^{1}\left(\mathbb{R}^{N}\right)$带有范数$ \|u\|_{i}=\left(\int_{\mathbb{R}^{N}}\left(|\nabla u|^{2}+\lambda_{i}(x) u^{2}\right) \mathrm{d} x\right)^{\frac{1}{2}}$,其中λi(x)如条件(Λ)所示. H表示乘积空间$ H^{1}\left(\mathbb{R}^{N}\right)$×$ H^{1}\left(\mathbb{R}^{N}\right)$,其上的范数定义为$\|(u, v)\|_{H}^{2}=\|u\|_{1}^{2}+\|v\|_{2}^{2} $. 当$n \rightarrow \infty $时,$ o(1) \rightarrow 0$.

    我们用变分法寻求系统(3)的解,即把系统(3)的解转化为对应的能量泛函Iβ的临界点,其中$ I_{\beta}: H \longrightarrow-\mathbb{R}$,定义为

    显然$ I \in C^{2}(H, \mathbb{R})$. 定义Nehari-流形

    泛函的最小能量值为

    为了得出主要定理,我们需要如下引理:

    引理1    (4)式和(5)式中的$\mathcal{N}_\beta $cβ满足如下性质:

    (i) $\mathcal{N}_\beta $非空;

    (ii) $\mathcal{N}_\beta $C1正则流形;

    (iii) cβ>0;

    (iv) (uv)是Iβ的非平凡临界点当且仅当(uv)是Iβ限制在$\mathcal{N}_\beta $上的临界点.

       (i) 令

    其中(uv)∈H\{(0,0)},并考虑函数

    J(t(uv))=0时,可得

    (7) 式是关于t的一元二次方程,由韦达定理知方程(7)有两个异号解. 因此存在t0>0,使得J(t0(uv))=0,即(t0ut0v)∈ $\mathcal{N}_\beta $. 故$\mathcal{N}_\beta $非空.

    (ii) 取$(u, v) \in \mathcal{N}_{\beta} $,根据(4)式和(6)式知J(uv)=0,且有

    由(6)式和(8)式得到

    因此,$\mathcal{N}_\beta $C1正则流形.

    (iii) 令$(u, v) \in \mathcal{N}_{\beta} $,则(uv)≠(0,0),且J(uv)=0和

    结合J(uv) =0和Sobolev嵌入不等式,可得

    其中$(u, v) \neq(0, 0), C_{i}>0(i=1, 2) $是常数. 由(10)式可知,存在常数ρ>0,使得$ \|(u, v)\|_{H} \geqslant \rho$,于是可推出$ I_{\beta}(u, v) \geqslant \frac{1}{6} \rho^{2}>0$. 故可得cβ>0.

    (iv) 必要性显然. 下证充分性. 假设$ \left.I_{\beta}^{\prime}\right|_{\mathcal{N}_{\beta}}(u, v)=0$,由拉格朗日乘数法得

    于是推出$I_{\beta}^{\prime}(u, v)-\omega J^{\prime}(u, v)=0 $. 又因为$\left\langle I_{\beta}^{\prime}(u, v), (u, v)\right\rangle=J(u, v)=0 $,可得

    结合(9)式可知ω=0. 因此Iβ(uv)=0,充分性证毕.

    引理2   若$ (u, v) \in \mathcal{N}_{\beta}, c_{\beta}$如(5)式所示,则$ I_{\beta}(u, v)=c_{\beta}$$ I_{\beta}^{\prime}(u, v)=c_{\beta}$.

       若$(u, v) \in \mathcal{N}_{\beta} $,由(4)式知

    取非负极小化序列$\left\{\left(u_{n}, v_{n}\right)_{n}\right\} \subset \mathcal{N}_{\beta} $,使得$ I_{\beta}\left(u_{n}, v_{n}\right) \rightarrow c $$ \left.I_{\beta}^{\prime}\right|_{N_{\beta}}\left(u_{n}, v_{n}\right) \rightarrow 0 $. 由引理1(iv)知$ I_{\beta}^{\prime}\left(u_{n}, v_{n}\right) \rightarrow 0$. 显然,有

    则{(unvn)}在H上有界,存在子序列(仍记为{(unvn)})有弱收敛子列,设在H$ \left( {{u}_{n}}, {{v}_{n}} \right)\rightharpoonup (u, v)\ge $ (0,0). 因为$(u, v) \in \mathcal{N}_{\beta} $,根据极大值原则得到v(x)>0. 又因为在条件(Λ)下,当N=1,2时,对任意$p \in[2, +\infty), H^{1}\left(\mathbb{R}^{N}\right) \circlearrowleft L^{p}\left(\mathbb{R}^{N}\right) $是紧嵌入; 当N=3时,对任意$H^{1}\left(\mathbb{R}^{N}\right)\circlearrowleft L^{p}\left(\mathbb{R}^{N}\right)$是紧嵌入. 因此在$L^{p}\left(\mathbb{R}^{N}\right) \times L^{p}\left(\mathbb{R}^{N}\right) $$\left(u_{n}, v_{n}\right) \rightarrow(u, v) $. 由(6)式知

    为了证明当$n \rightarrow \infty $时,$\left\|\left(u_{n}, v_{n}\right)-(u, v)\right\|_{H}^{2} \rightarrow 0 $成立,对(11)式等号右边每一部分进行计算. 显然,当$n \rightarrow \infty $时,有

    因为

    由Hölder不等式,得到

    又因为在$ L^{p}\left(\mathbb{R}^{N}\right) \times L^{p}\left(\mathbb{R}^{N}\right)$$ \left(u_{n}, v_{n}\right) \rightarrow(u, v)$,则当$n \rightarrow \infty $时,有

    因此,当$n \rightarrow \infty $时,有

    类似地,有

    再由Hölder不等式,得到

    则当$n \rightarrow \infty $时,有

    故当$n \rightarrow \infty $时,有

    再次使用Hölder不等式,当$n \rightarrow \infty $,得到

    由上述过程可知,当$n \rightarrow \infty $时,$ \left\|\left(u_{n}, v_{n}\right)-(u, v)\right\|_{H}^{2} \rightarrow 0$,即在H$ \left(u_{n}, v_{n}\right) \rightarrow(u, v)$. 故得到

    UV分别是方程-Δu+λ1(x)u=u3和方程$-\Delta v+\lambda_{2}(x) v=\frac{1}{2} v^{2} $的正基态解(见文献[12]). 由文献[7]知,在排除半平凡解时,需要排除(0,V),(0,-V). 但在本文中,由于系统(3)的能量泛函是非奇非偶的,(0,-V)不是系统(3)的解,因此我们只需排除(0,V). 为了证明系统(3)的基态解不同于半平凡解(0,V),令

    定义如下Nehari-流形:

    引理3   对任意t∈[0, 1],都存在函数$(\sqrt{s(t)} U, t V) \in \mathcal{N}_{\beta} $. 令β0如(12)式所定义,那么当β>β0时,存在t0∈(0,1),使得$ g\left(t_{0}\right) <\frac{1}{6}\|V\|_{2}^{2}$成立,其中$ g(t)=I_{\beta}(\sqrt{s(t)} U, t V)$.

       显然,$ \left\langle I_{0}^{\prime}(V), V\right\rangle=0 $$\left\langle I_{1}^{\prime}(U), U\right\rangle=0 $. 对任意t∈[0, 1],s≥0,考虑方程

    分析关于s的二次方程(13),由韦达定理知方程(13)有非负解,定义为s(t)≥0,则$\mid(\sqrt{s(t)} U, t V) \in \mathcal{N}_{\beta} $. 由

    t=1,得到

    故当$ \beta>\frac{2}{3} \beta_{0}$时,s(1)=0. 接下来对方程

    两边对t求导,可得

    其中t∈[0, 1]. 则得到

    再结合(14)式,当β>β0时可得

    因此存在t0∈(0,1),使得$g\left(t_{0}\right) <g(1)=\frac{1}{6}\|V\|_{2}^{2} $.

    本文的主要结果是:

    定理1    假设N=1,2,3且条件(Λ)成立,UV分别是方程-Δu+λ1(x)u=u3$-\Delta u+\lambda_{2}(x) u=\frac{1}{2} u^{2} $的正基态解. 则存在$\beta_{0}=\frac{\|U\|_{1}^{2}}{\int_{\mathbb{R}^{N}} U^{2} V \mathrm{~d} x} $,对任意的β>β0,系统(3)有一对非平凡基态解.

       根据引理1和引理2,可知系统(3)的基态解存在. 接下来需要证明得到的基态解(uv)是非平凡的,即u≠0或v≠0. 若v=0,由系统(3)可知u=0. 但根据流形的定义有(uv)≠(0,0),故矛盾. 若u=0,则$ v=V \in \mathcal{N}_{0}$. 因为

    由引理3可得,当β>β0时,

    这样(0,V)就从基态解里排除了. 又由引理2和引理3知

    $I_{\beta}(u, v)=I_{\beta}(-u, v)=I_{\beta}(0, v)=I_{\beta}(0, V) $,这与(15)式矛盾. 因此(uv)和(-uv) 是系统(3)的非平凡基态解.

    推论1    根据能量泛函的特点,得到一对能量值相等的解,即(uv),(-uv).

Reference (12)

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