автореферат диссертации по информатике, вычислительной технике и управлению, 05.13.17, диссертация на тему:Аттракторы уравнений реакции-диффузии в неограниченных областях

Введение.

Глава 1. Априорные оценки. Существование решений. Гладкость.

§ 1 Функциональные пространства.

§2 Регулярность решений линейных уравнений в весовых пространствах.

§3 Нелинейное уравнение. Априорные оценки и существование решений.

§4 Единственность решений.

Глава 2. Аттрактор нелинейного уравнения в неограниченной области.

§5 Существование аттрактора.

§6 Колмогоровская е-энтропия множеств в функциональных пространствах.

§7 Оценка сверху ^-энтропии аттрактора.

§8 Бесконечномерные неустойчивые многообразия и оценка снизу е-энтропии аттрактора.

Глава 3. Пространственный и динамический хаос, порождаемый уравнением реакции-диффузии в неограниченной области.

§9 Количественные характеристики пространственно-временной динамики на аттракторе.

§10 Пространственный хаос.

§11 Построение вспомогательной динамической системы.

§12 Вспомогательная динамическая система в окрестности неподвижной точки.

§13 Пространственно-временной хаос, порождаемый нелинейным уравнением реакции-диффузии.

§14 Примеры.

Актуальность темы и предмет исследования. Идеи и методы нелинейной динамики играют весьма важную роль в современной теории информации. Действительно, решение многих ключевых проблем этой теории (таких как различение детерминированных и стохастических сигналов, обнаружение и обработка слабых и зашумленных сигналов, исследование нейронных сетей и т. д.) не представляется возможным без понимания природы динамических процессов, происходящих в нелинейных системах. Одним из наиболее важных универсальных свойств таких систем является возможность возникновения (даже в относительно простых системах, таких как, например, система Лоренца, порождаемая системой из трех обыкновенных дифференциальных уравнений с квадратичными нелинейностями) чрезвычайно сложной хаотической динамики, обладающей ярко выраженными стохастическими свойствами (так называемого детерминированного хаоса).

В свою очередь, при исследовании динамических систем с нерегулярным хаотическим поведением траекторий активно используются идеи и методы близкие к теории информации. Так, для количественного и качественного описания сложности хаотической динамики используется понятие колмогоровской эпсилон-энтропии (и различные ее модификации, такие как топологическая и метрическая энтропия и др.), играющее фундаментальную роль в современной теории информации и являющееся обобщением энтропии К. Шеннона. Более того, существует даже, так называемая информационная теория динамического хаоса, в которой фактическая непредсказуемость поведения траекторий хаотической системы на больших временах объясняется производством системой новой информации с течением времени. Топологическая энтропия рассматриваемой системы определяет, согласно этой теории, количество новой информации, производимой системой в единицу времени. Кроме того, в качестве модельной динамической системы, демонстрирующей хаотическое поведение, обычно используются схемы Бернулли, например, с двумя различными символами. В этом контексте хаотические траектории естественно кодируются бесконечными последовательностями из нулей и единиц.

К настоящему времени достигнуто весьма глубокое понимание конечномерной динамики, порождаемой системами обыкновенных дифференциальных уравнений. В частности, предложен ряд количественных и качественных характеристик для описания этой динамики (показатели Ляпунова, инвариантные меры, топологическая и метрическая энтропия, хаусдорфова и фрактальная размерность инвариантных множеств и др.) и исследованы взаимосвязи между ними; изучено большое количество модельных примеров, иллюстрирующих природу хаотического поведения детерминированных систем и проясняющих причину и механизмы его возникновения; построена теория возмущений для различных структур в фазовом пространстве, таких как инвариантные торы, гиперболические множества, гомоклинические структуры и т.д. Кроме того, на основе этих понятий и результатов разработаны весьма эффективные алгоритмы для численного анализа реальных динамических систем, возникающих в приложениях. См., например, [1-2], [17], [25], [27], [63], [73].

Заметим, однако, что очень многие важные динамические системы, возникающие в современном естествознании, порождаются уравнениями в частных производных и, следовательно, имеют бесконечномерное фазовое пространство (например, L2(i?)). Поэтому для систематического их изучения необходимо развитие теории бесконечномерных динамических систем. Одним из наиболее важных шагов в этом направлении стало нахождение при помощи метода обратной задачи рассеяния явных аналитических формул солитонных решений для ряда консервативных уравнений математической физики, таких как уравнение Кор-тевега де Фриза, нелинейное уравнения Шредингера, уравнение синус-Гордон и др., и построение бесконечномерной теории интегрируемых гамильтоновых систем (см. [8], [29] и цитированную там литературу).

Другим важным классом бесконечномерных динамических систем, включающим систему уравнений Навье-Стокса, уравнение Гинзбурга-Ландау, диссипативное волновое уравнение, системы уравнений реакции-диффузии и многие другие уравнения математической физики, являются так называемые диссипативные системы. Центральную роль при исследовании таких систем играет понятие глобального аттрактора, который, по определению, является компактным инвариантным подмножеством фазового пространства, притягивающим при t —> оо образы всех ограниченных подмножеств фазового пространства (см. [3], [12], [47-48], [62], [64], [76]). Таким образом, с одной стороны, аттрактор (если он существует) содержит всю нетривиальную динамику исследуемой системы, а с другой стороны, обычно оказывается существенно меньше, чем исходное фазовое пространство.

Наиболее изучен случай диссипативных систем, порождаемых эволюционными уравнениями математической физики в ограниченных областях. В этом случае глобальный аттрактор А, как правило, имеет конечную хаусдорфову и фрактальную размерность. Более того, в ряде случаев удается показать, что аттрактор А может быть вложен в конечномерное инвариантное подмногообразие фазового пространства, притягивающее экспоненциально все траектории рассматриваемой динамической системы (см. [3], [57], [76] и цитируемую там литературу). Таким образом, несмотря на то, что исходное фазовое пространство является бесконечномерным, порождаемая ими динамика фактически оказывается конечномерной, что позволяет весьма успешно применять идеи и методы классической теории конечномерных динамических систем для (см., например, [27], [73]).

Ситуация существенно изменяется при рассмотрении диссипативных систем, порождаемых эволюционными уравнениями в неограниченных областях ft (например, ft — ]Rn), систематическое изучение которых началось с первой половины 90х годов XX века (см. [34], [42], [58-59], [67-70]). В этом случае хаусдорфова и фрактальная размерность аттрактора А, как правило, оказывается бесконечной. Более того, как ф ляпуновская размерность, так и топологическая энтропия динамических систем рассматриваемого класса оказывается бесконечной (см. [911], [50-52], [55-56], [78-82]). Таким образом, как классические характеристики динамической сложности, так и классические модельные примеры динамических систем, используемые в конечномерной динамике, оказываются непригодными для адекватного описания бесконечномерной динамики, возникающей в диссипативных системах этого типа, и, следовательно, возникает проблема нахождения новых количественных характеристик и новых модельных примеров, адекватно описывающих динамику данного типа.

Одним из возможных подходов к решению этой проблемы является использование понятия колмогоровской е-энтропии для исследования аттрактора А и индуцированной на нем динамики. Напомним, что по определению (см. [14]), колмогоровской ^-энтропией Не(Л4,Ф) компактного множества Л4 в пространстве Ф называется логарифм от наименьшего числа е-шаров в Ф, необходимых для покрытия множества

А. Таким образом, согласно критерию Хаусдорфа, величина Е^ (Л, Ф) является конечной при любом е > 0, если Л - компакт, и следовательно, колмогоровская г-энтропия аттрактора Л (или/и ее асимптотика при £ —У 0) действительно может рассматриваться как некоторая его количественная характеристика.

Оценки е-энтропии для бесконечномерных аттракторов неавтономных диссипативных систем, порождаемых неавтономными уравнениями математической физики в ограниченных областях, были получены в работе [32]. Заметим, что в этом случае бесконечномерность аттрактора имеет внешнюю природу, то есть возникает лишь при воздействии на систему неавтономных внешних сил, зависимость которых от времени описывается бесконечным числом параметров (например, почти-периодических по времени, см. [48]). Поэтому, в этом случае асимптотика е-энтропии аттрактора Л естественно описывается в терминах ^-энтропии временной оболочки внешних сил (см. [32], [48]).

Оценки £-энтропии аттракторов автономных и неавтономных диссипативных систем, порождаемых уравнениями математической физики в неограниченных областях, были получены в работах автора [9-11], [78-80]. В отличие от предыдущего случая, в неограниченных областях бесконечномерность аттрактора имеет внутреннюю природу, то есть возникает и в автономных системах при отсутствии внешних сил. Более того, как оказалось, тип асимптотики е-энтропии аттрактора Л при £ 0 имеет универсальный характер, зависящий, конечно, от геометрии неограниченной области i?, но одинаковый для весьма широкого класса диссипативных систем в неограниченных областях, включающего в себя различные типы уравнений реакции-диффузии, диссипатив-ные волновые уравнения и др. (см. [9-10], [26], [56], [78-80]). Некоторые частные случаи этих универсальных оценок были независимо получены в работах [50] и [52].

Другой отличительной чертой динамики, возникающей в диссипативных системах, порождаемых уравнениями математической физики в больших и неограниченных областях J2, является наличие не только сложной картины эволюции во времени, но и появление сложных хаотических пространственных структур, а также возникновение нетривиального взаимодействия между пространственными и временными модами рассматриваемой системы, что приводит к формированию так называемого пространственно-временного хаоса (см., например, [27], [73]).

Одной из возможных моделей для описания этого феномена (см. [46], [72]) является дискретная динамическая система на решетке Zn, состоящая из Ъп хаотических (во времени) осцилляторов, расположенных в узлах решетки и связанных достаточно слабым пространственным взаимодействием. Действительно, если при отсутствии пространственного взаимодействия каждый из рассматриваемых хаотических осцилляторов содержит гиперболическое множество Го, то из структурной устойчивости гиперболических множеств следует, что при достаточно малой константе взаимодействия рассматриваемая система будет иметь бесконечномерное гиперболическое множество, гомеоморфное (Го)z , которое и описывает пространственно-временной хаос в рамках этой модели (см. также, [36], [38], [46] и цитированную там литературу по по поводу дальнейшего исследования решеточных моделей этого типа).

Пространственная динамика и пространственный хаос в диссипатив-ных системах, порождаемых уравнениями математической физики, исследовался в работах [35], [37], [40-41], [43-44], [53], [64]. В частности, в случае I? = Rn был построен ряд примеров уравнений реакции диффузии с пространственно периодической функцией взаимодействия, аттрактор которых допускает вложение схемы Бернулли {0,1}Z с двумя различными символами и Е {0,1}. Более того, при этом вложении сдвиг Бернулли на {0,1}Z оказывается сопряженным с соответству-ф ющим пространственным сдвигом за период на аттракторе. Заметим, однако, что схема Бернулли с конечным числом символов имеет конечную топологическую энтропию, тогда как топологическая энтропия пространственных динамических систем, связанных с диссипативны-ми уравнениями математической физики, обычно равна бесконечности (это следует из оценок снизу для колмогоровской энтропии аттрактора, полученных автором). Таким образом, классической схемы Бернулли с конечным числом символов недостаточно для объяснения природы пространственного хаоса и, следовательно, возникает проблема нахождения новых относительно простых модельных динамических систем, адекватно описывающих пространственный хаос в диссипативных системах в неограниченных областях.

Эта проблема была решена в работах автора [11] и [80-81]. в которых многомерная схема Бернулли с бесконечным (континуальным) числом символов была использована для объяснения природы пространственного и пространственно-временного хаоса в уравнениях реакциидиффузии в неограниченной области. Фундаментальную роль при этом играют классические объекты теории информации, такие как пространства функций Вст, преобразование Фурье которых имеет компактный носитель, и формула Котельникова.

Цель работы. Построение общей теории существенно-бесконечномерных динамических систем, описывающей пространственно-временную динамику, связанную с уравнениями реакции-диффузии в неограниченных областях. Исследование пространственной структуры глобальных аттракторов таких систем. Построение и изучение количественных и качественных характеристик, дающих оценки сверху и снизу для пространственной и динамической сложности этих аттракторов. Исследование феномена пространственного и пространственно-временного хаоса, возникающего в диссипативных уравнениях математической физики в неограниченных областях при помощи формулы Котельникова и схем Бернулли с бесконечным числом символов.

Методы исследования. В диссертации использовались классические методы теории нелинейных уравнений в частных производных, основанные на последовательном применении теории обобщенных функций, пространств Соболева и теорем вложения. Ключевую роль при этом играли весовые пространства Соболева в неограниченных областях и теоремы о регулярности решений параболических уравнений в таких пространствах. Кроме того, были разработаны новые методы исследования решений уравнений реакции-диффузии в весовых пространствах Соболева, позволившие доказать существование глобальных аттракторов для весьма общего класса уравнений реакции-диффузии в неограниченных областях и получить весьма тонкие оценки для разности между решениями, лежащими на аттракторе, необходимые для оценки сверху его колмогоровской энтропии.

Для получения оценок снизу колмогоровской энтропии аттрактора и исследования природы пространственно-временного хаоса был предложен новый метод построения бесконечномерных существенно-неустойчивых многообразий, не требующий гиперболичности соответствующего положения равновесия. Кроме того, были использованы методы теории аналитических функций и теории аппроксимации, связанные с формулой Котельникова и ее обобщениями, а также некоторые методы теории многопараметрических полугрупп.

Научная новизна. Все результаты диссертации являются новыми.

Доказано существование глобальных аттракторов для весьма широкого класса систем уравнений реакции-диффузии в неограниченных областях. Получены оценки сверху и снизу колмогоровской эпсилон-энтропии аттракторов в зависимости от эпсилон и конкретного вида неограниченной области.

Введен ряд новых характеристик сложности пространственно-временной динамики, обобщающих фрактальную размерность и топологическую энтропию, доказана их конечность в случае системы уравнений реакции диффузии общего вида и приведены конкретные примеры таких уравнений, для которых введенные характеристики оказываются строго положительными.

Развита теория бесконечномерных существенно-неустойчивых многообразий уравнений реакции-диффузии в неограниченных областях, позволяющая описывать пространственно-временную динамику при помощи гомеоморфных вложений многомерных схем Бернулли с бесконечным числом символов.

Практическая и теоретическая ценность. Диссертация имеет теоретический характер. Разработанные в ней методы исследования и полученные результаты носят универсальный характер и могут быть применены для изучения природы пространственно-временного хаоса, • возникающего во многих конкретных уравнениях математической физики. Работа может быть полезна специалистам по нелинейной динамике, уравнениям в частных производных, гидродинамике и теории информации.

Апробация работы. Основные результаты диссертации докладывались и обсуждались на международной конференции по дифференциальным уравнениям EQUADIFF 99 (Берлин, 1999), на международной конференции по нелинейной динамике, посвященной столетию А.А. Андронова (Нижний Новгород, 2001), на международной конференции "Дифференциальные уравнения и смежные вопросы" посвященной столетию И.Г.Петровского (Москва, МГУ, 2001) и других конференциях, на семинарах в Институте проблем передачи информации РАН, в Московском государственном университете, зарубежных университетах (Берлин, Штуттгарт (Германия), Париж, Пуатье (Франция)).

Личный вклад. Основные результаты диссертации получены автором самостоятельно.

Публикации. По теме диссертации опубликовано 21 научная работа объемом от 1 до 68 страниц. Одиннадцать из них опубликовано в ведущих российских рецензируемых журналах (Успехи Мат. Наук, Математический Сборник, Труды ММО, Мат. Заметки) и 10 - в зарубежных журналах (Communications on Pure and Applied Mathematics, Mathematische Nachrichten, Jornal of Dynamics and Differential Equations и др.).

Содержание работы. В диссертации изучается пространственно-временная динамика, порождаемая следующей модельной системой уравнений типа реакции-диффузии в неограниченной области Q (граница которой удовлетворяет некоторым условиям регулярности, точная формулировка которых приведена в §1):

Г dtu = аЛхи - (L, Vx)u - Х0и - f(u) + д, х € Q, luL? = °> = мо

Здесь и = (и1, • • • , ик) - неизвестная векторная функция, / и д - заданные функции, Ао > 0 - заданная положительная константа, п

L,Vx)u:=Y,LidXiu, (0.2) г=1 где L = L{x) G Cl{Q) - заданное векторное поле, удовлетворяющее условию

HdivLIUoo^) < Ао/2. (0.3)

Напомним, что в приложениях векторное поле L обычно является решением системы Навье-Стокса, поэтому условие (0.3) не является ограничительным.

Предполагается также, что матрица диффузии a G £(Rfc, Шк) имеет положительную симметрическую часть: о + а* > 0. (0.4)

Уравнения вида (0.1) при различных ограничениях на геометрию области 17, структуру нелинейной функции взаимодействия /, и внешнюю силу д изучались многими авторами (см., например, [3], [16], [18-22], [65], [76] и цитированную там литературу).

В настоящей работе предполагается, что нелинейная функция / Е С3(Шк, Mfc) удовлетворяет условиям диссипативности:

1. /(«).«> -с,

2. /» > (0'5) где через ил обозначено стандартное скалярное произведение в .

Кроме того, предполагаются выполненными следующие ограничения на рост / при \и\ —> оо:

Г1. |/(«)|<с(1 + Мр),

12. I/»^"1) < C(\f(u)\ + |u| + 1), 1 • j где показатель роста р > 1 удовлетворяет условию дополнительному УСЛОВИЮ р < ртах •= 1 + 7^4 6СЛИ П > 4.

В отличие от случая ограниченной области 12, в неограниченной области пространство L2{Q) (равно как и пространства Wl,p{Q)) не является адекватным фазовым пространством для задачи (0.1). Действительно, в случае неограниченной области £1 (например, Q — Rn) из условия wo G L2{Q) следует, что (в некотором смысле) щ(х) 0 при —> оо. Таким образом, при таком выборе фазового пространства многие важные и реально встречающиеся в приложениях структуры (такие как бегущие волны, пространственно периодические решения и др.) автоматически исключаются из рассмотрения. Более того (как следствие вышеизложенного), существование глобального аттрактора в L2(Q) для системы (0.1) накладывает весьма жесткие ограничения на структуру нелинейной функции / и внешней силы д, которые не выполняются даже в простейших примерах уравнений вида (0.1) (например, для скалярного уравнения Chafee-Infante см. [11], [82]). Поэтому, следуя [58], [70], мы будем рассматривать задачу (0.1) в фазовом пространстве

Щ <Е Фъ(П) := П = 0}, (0.7) где q > п + 1 - некоторый фиксированный показатель, а символ Wlb,q обозначает следующее пространство:

Wlb'q{Q) := € D\Q) : ||u0||w«„ := sup ||u0||w!.«(nnBi ) < оо}. (0.8)

6 x0en x°

Здесь и далее - шар радиуса R в пространстве Мп с центром в точке xq, a Wl'q(V) - классическое соболевское пространство обобщенных функций, производные которых до порядка I включительно принадлежат пространству Lq(V). Грубо говоря, фазовое пространство Фъ состоит из достаточно регулярных функций щ, ограниченных при |ж| —> оо. При этом никаких условий стремления к нулю при |ж| —> оо не накладывается.

Относительно внешней силы д = д(х) естественно предположить, что д 6 Ll(fi) := (0.9)

Первая глава настоящей работы посвящена исследованию аналитических свойств системы (0.1) и ее решений на конечном интервале времени t е [0,Т]. Основным результатом этой главы можно считать следующую теорему.

Теорема 0.1. Пусть выполнены условия (0.2)-(0.9). Тогда для любого щ £ Фъ задача (0.1) имеет единственное решение u{t) G Фь, t > 0, и выполнена следующая оценка:

IWf)lk(fl) ^ Q (1М°)1к(я)) еа* + Q , (0.10) где a > 0 - некоторая положительная константа, а Q - некоторая монотонная функция, зависящая от f, но не зависящая от и.

Таким образом, задача (0.1) определяет полугруппу St, действующую в фазовом пространстве Фъ{£2), по стандартной формуле : ФЬ(Я)* > 0, Stu0:=u(t), (0.11) где u(t) - решение (0.1) с начальным условием и(0) = щ.

Отметим, что в случае скалярной матрицы диффузии, благодаря стандартной технике, основанной на принципе максимума (см., например, [82]), результат теоремы 0.1 может быть доказан и при отсутствии ограничений на рост (0.6) (см., также [55]). В общем случае нескалярной матрицы диффузии а оценки вида (0.10) обычно доказывались при существенно более сильных ограничениях на рост нелинейности /, а именно р < 1 + в случае ограниченной области Q и р < 1 + min{^, ^32} в случае неограниченной области Q (см. [42]). Результат теоремы 0.1 является обобщением работы автора [77], в которой оценка вида (0.10) (при ограничении на рост р < 1 + ^34) была получена для случая ограниченной области Q. В частности, в наиболее физичном случае п = 3 этот результат позволяет вообще обойтись без ограничений на рост нелинейной функции /.

Кроме того, в первой главе получен ряд вспомогательных результатов, таких как оценки решений в весовых соболевских пространствах, свойство сглаживания для разности двух решений (0.1), инъективность оператора St и т.д., которые систематически используются в следующих главах для исследования пространственно-временной динамики, порождаемой задачей (0.1). В частности, рассмотрена также более общая краевая задача вида (0.1) с неоднородным и неавтономным краевым условием u\dn = u°(t,x), (t, х) е К+ х df2 и получен аналог теоремы 0.1 для этой задачи.

Вторая глава работы посвящена построению аттрактора Л и исследованию его колмогоровской е-энтропии. Заметим, прежде всего, что в отличие от случая ограниченных областей, в неограниченной области компактность вложения С Wlb2,q(Q) при 1\ > I2, вообще говоря, не имеет места, поэтому наличие сглаживания для решений (0.1) еще не влечет наличие компактного поглощающего множества для St в фазовом пространстве Фъ. Следовательно, для построения глобального аттрактора Л в Фъ необходим более аккуратный анализ поведения решений u(t, х) при |ж| —>• оо, который, в свою очередь, требует весьма ограничительных и неестественных предположений относительно структуры нелинейности / и внешней силы д (см., например, [42], [55], [67]). В частности, как показано в [82], даже в простейшем случае скалярного уравнения Chafee-Infante в Rn глобального аттрактора в пространстве Фъ нет (см., также §5). Поэтому, следуя [58], [68-70], мы будем строить и исследовать так называемый локально компактный аттрактор уравнения (0.1). Напомним, что множество Л С Фъ называется локально компактным аттрактором полугруппы St, если выполнены следующие условия:

1) множество Л ограничено в Фъ и компактно в :=

2) множество Л строго инвариантно, то есть St Л = Л при t > 0;

3) множество Л притягивает ограниченные в Фь подмножества в топологии пространства Ф/ос, то есть для любого ограниченного в Фь подмножества В и любой окрестности О (А) множества А в топологии пространства Ф^с существует Т = Т((Э, В), такое что

StBcO(A) при t>T.

Теорема 0.2. Пусть выполнены условия теоремы 0.1. Тогда полугруппа St, определенная по формуле (0.11), обладает локально компактным аттрактором А, который допускает следующее стандартное описание: где через 1С обозначено так называемое ядро уравнения (0.1), то есть множество всех определенных при t G Ш и ограниченных решений u € L°°(Е, Фъ(&)) уравнения (0.1).

Отметим, что в условиях теоремы 0.1 аттрактор А, как правило, имеет бесконечную размерность (см. [11], [82]), поэтому мы будем исследовать его колмогоровскую ^-энтропию. Более того, так как аттрактор А не компактен в Фь, но его сужения на любой шар А\^вН компактны, то естественно рассмотреть e-энтропию Не {А\^вн , Фь) и исследовать жд ее зависимость от трех параметров е, R и xq. Следующая теорема дает оценку сверху для этой величины.

Теорема 0.3. Пусть выполнены условия теоремы 0.1. Тогда колмо-горовская е-энтропия сужений аттрактора А на шары B^Q допускает следующую оценку:

Не а\Ппв»,Фь(ППВ*)^ <Cvo\(QnBg+K^R°/e)\n+^, (0.12) где 1п+ z := max{ln z, 0}, vol (У) - n-мерный объем области V, а константы С, К и Rq не зависят от £ > 0, R > 0 и xq € Kn.

В частности, в случае ограниченной области Q из оценки (0.12) вытекает, что

Не (А,Фь(Л)) < Cvо1(Я)1п+ —, (0.13) откуда следует, что фрактальная размерность dim/ (Л) аттрактора конечна и допускает оценку сверху dim/(Л) <Cvol(/2), (0.14) которая дает правильную асимптотику зависимости фрактальной размерности аттрактора от выбора ограниченной области Q (см., например, [3], [76]). Таким образом, формула (0.12) может быть рассмотрена как естественное обобщение оценок (0.13) и (0.14) на случай неограниченной области Q (см. также работы [10], [79] и [26] по поводу аналогичных оценок ^-энтропии аттракторов для диссипативного волнового уравнения и эллиптической системы в цилиндрической области соответственно) .

В другом частном случае Q = Еп из оценки (0.12) следует, что

Не (0.15)

Отметим также, что в случае R Q) оценка вида (0.15) для аттрактора уравнения Гинзбурга-Ландау в R2 была получена в работе [50].

Более того, для случая пространственно-однородной системы уравнений (0.1) получены оценки снизу для е-энтропии аттрактора, показывающие точность оценки (0.15).

Теорема 0.4. Пусть выполнены условия теоремы 0.1, и пусть дополнительно

П = IT, g(x)=g0eRk, L(x)=L0eRn. (0.16)

Предположим также, что система (0.1) допускает хотя бы одно пространственно-однородное экспоненциально неустойчивое положение равновесия u(t,x) = zq G Шк, то есть a(aAx - (L, Vx) - А0 - f'(z0)) П {z € С : Rez > 0} ф 0. (0.17)

Тогда с-энтропия аттрактора Л уравнения (0.1) допускает следующую оценку снизу:

Не >CiiT4n-, Ci>0, е<е0<1. (0.18) ^о / £

Более того, для случая R = 1 оценка (0.18) может быть уточнена следующим образом: \ 71 + 1 где константы С\ и С2 не зависят от R и г.

Таким образом, в случае R In 1 или Я ~ In ^ оценка (0.15) дает точный вид асимптотики для соответствующей ^-энтропии аттрактора, а для случая R <С In ^ (в частности, для R = 1) оценки е-энтропии сверху и снизу совпадают с точностью до двойного логарифма от ^ (в степени п(п + 1)). Заметим также, что из оценки (0.19) следует, что сужение Л\яп аттрактора А на любой шар имеет бесконечную фрактальную размерность.

Третья глава работы посвящена более детальному исследованию пространственно-однородного случая системы уравнений (0.1) (то есть, при выполнении условий (0.16)). В этом случае аттрактор А обладает важным дополнительным свойством, а именно, он оказывается инвариантным относительно группы {Т^, h G Шп} пространственных сдвигов:

Th:A^A, ThA = А, /*е1Г, (ТЛи0)(ж) := u0{x + h), (0.20),. и следовательно, (п+1)-параметрическая полугруппа, §(t,/i)> определенная по формуле

S(t|fc)«o := Th о Stu0, $(t,h)A = Л (t, /ijGl+хГ, (0.21) действует на аттракторе А уравнения (0.1). Мы интерпретируем эту полугруппу как динамическую систему с многомерным временем, описывающую пространственно-временную динамику, порождаемую системой уравнений (0.1), и будем исследовать ее динамические характеристики.

Напомним, что в случае ограниченной области Q полугруппа St, действующая на аттракторе А системы (0.1), имеет конечную топологическую энтропию (см., например, [63], [76])

Ыор{Л, St) < 00.

Следующий результат является аналогом этого факта для случая неограниченной области Q = Rn.

Теорема 0.5. Пусть выполнены условия теоремы 0.1 и условие (0.16). Тогда топологическая энтропия полугруппы (0.21), действующей на аттракторе, является конечной: htop(A,S{t,h)) < оо. (0.22)

Представляет интерес также изучение динамики полугрупп, порожденных ограничением динамической системы §(t,&) на произвольные fc-мерные гиперплоскости Vk С К$ х , то есть полугрупп, определяемых по формуле {S(t,h),t > 0, (t,h) € Vk}, (0.23) где Vk С Щ X Rn - произвольная фиксированная /г-мерная гиперплоскость и0</г<п + 1. Наиболее естественными являются следующие две возможности выбора гиперплоскости Vk:

1. k = n, Vn = М™, тогда, очевидно S^j '-—Th, и следовательно, при этом выборе Т4 описывается чисто пространственная часть динамики, порождаемой полугруппой §(t,/i);

2. к = 1, Vi = Mt, тогда := St, и следовательно, этот выбор 14 отвечает чисто временной части описываемой динамики. ^ ф Отметим также, что и промежуточные возможности выбора гиперплоскостей Vk, описывающие взаимодействие пространственных и временных мод рассматриваемой системы, представляют самостоятельный интерес.

Для получения количественной информации о сложности динамики, порождаемой полугруппами вида (0.23) представляется естественным исследовать их топологическую энтропию

0.24)

Однако, как будет показано ниже, в случае к < n +1 эти величины оказываются, вообще говоря, бесконечными. Для того, чтобы получить конечные характеристики динамики для этого случая мы фиксируем метрику на аттракторе Л, индуцированную вложением аттрактора Л в весовое пространство (Мп), и введем модифицированную топологическую энтропию hfrk(A) полугруппы (0.23), определение которой отличается от классического определения топологической энтропии наличием нормирующего фактора (in п (см. §9 по поводу строгого определения). Например, в случае Vn = соответствующая модифицированная энтропия определяется по формуле hsp(A) := hi" (А) := limsup fin -) lim (A, L°°([0, R]n)), e).0 V £ / R-+00 w а для случая V\ = Mt - по следующей формуле: ht(A) :=hp(A) ■•= limsup fin -) lim in, (/C, L°°([0, T], (R«))) , e>0 V £ J R-*oo 1 где через /С обозначено ядро уравнения (0.1) (см. теорему 0.2).

Отметим, что, в отличие от топологической энтропии (0.24), величины (Л) не являются топологическими инвариантами, а только метрическими инвариантами (подобно фрактальной размерности), и следовательно, зависят от способа метризации локальной топологии на аттракторе. По многим причинам (см. §9) выбор метрики пространства (Мп) с экспоненциально убывающим весом представляется нам наиболее естественным.

Следующая теорема показывает, что использование нормирующего 1 \ к 71X множителя (In действительно обеспечивает конечность введенных характеристик, а также описывает взаимосвязь между модифицированными топологическими энтропиями, отвечающими различным подпространствам Vk

Теорема 0.6. Пусть выполнены условия теоремы 0.5. Тогда для любого к, 0 < к < п+1 и для любой к-мерной гиперплоскости Vk соответствующая модифицированная энтропия является конечной: hlk(A)< оо. (0.25)

Более того, если Vk С V/ (при k < I), то

V(l{A)<Kl-khlk{A), (0.26) где константа К > 0 зависит только от параметров уравнения (0.1).

Формулу (0.26) можно считать обобщением классического результата о связи между фрактальной размерностью и топологической энтропией на случай многомерного времени. Действительно, в случае системы ж. обыкновенных уравнений вида (0.1) п = 0, поэтому hi(A) совпадает с топологической энтропией, ho(A) - с фрактальной размерностью аттрактора А, а оценка (0.26) принимает классический вид: htop{A) < К dim./ (Л) см., например, [63]).

Рассмотрим теперь некоторые естественные классы уравнений вида (0.1), для которых удается получить оценки снизу величин h^k(A) и частично описать природу хаотической динамики, порождаемой этими уравнениями. Мы начнем с рассмотрения пространственной динамики и феномена пространственного хаоса.

Следующая теорема показывает, что пространственная динамическая система (0.20) является хаотической на аттракторе, если уравнение (0.1) допускает хотя бы одно (экспоненциально) неустойчивое пространственно-однородное положение равновесия.

Теорема 0.7. Пусть выполнены условия теоремы 0.4. Тогда модифицированная топологическая энтропия hsp(A) пространственной динамической системы (0.20) (Vn = Мп) является конечной и строго положительной: уч

0 < С\ < hsp(A) < оо, и, следовательно, htop{A:Th) = оо. (0.27)

Напомним, что в классической (конечномерной) теории динамических систем для описания хаотической динамики часто используются вложения схем Бернулли {0, • • • , N — 1}Z с конечным числом символов в рассматриваемую динамическую систему (см. [63] и цитированную там литературу). Однако, как известно, схемы Бернулли с конечным числом символов имеют конечную топологическую энтропию и, следовательно, не могут дать адекватного описания динамики с бесконечной топологической энтропией. Поэтому, для исследования пространственной динамической системы (0.20) мы будем использовать схемы Бернулли с бесконечным (континуальным) числом символов.

Определение 0.1. Пусть i {г G С, < 1} - единичный диск в С. Рассмотрим пространство М. := Ю*2 отображений v : Zn —> D, наделенное топологией локально-компактной сходимости и определим символическую динамику (77, Л4) с континуальным числом символов со € ID по следующей стандартной формуле:

Tiv)(m) :=v(m + l), m,l Е Ъп, иеЯ (0.28)

Следующая теорема дает описание феномена пространственного хаоса в терминах модельной динамической системы (0.28).

Теорема 0.8. Пусть выполнены условия теоремы 0.4. Тогда существуют положительное число <т > 0, замкнутое подмножество В С Л и гомеоморфизм т : М В, такие что

TalB = B и Talr(v)=r(Tiv), \fl GZ", V e M. (0.29)

Более того, этот гомеоморфизм является липшицевым при соответствующем выборе метрик на А и М. и сохраняет модифицированную топологическую энтропию:

0 < a~nhsp(M) = hsp(B) < hsp(A) < оо.

Одним из следствий этой теоремы является следующий результат, показывающий, что любая конечномерная динамика может быть реализована с точностью до гомеоморфизма ограничением пространственной динамической системы на подходящее подмножество аттрактора.

Следствие 0.1. Пусть выполнены условия теоремы 0.4, и пусть К С Жм - произвольное компактное подмножество в Жм. Предположим также, что Fi, • ■ • , Fn : К —»■ К - произвольные попарно коммутирующие гомеоморфизмы, то есть

FioFj = FjoFi, ije{ Тогда существуют положительное число j = 7(N) > 0 и гомеоморфизм т:К-> т(К) С Л, (0.30) такой что

T¥r{k) = Т (fI1 , kGK, iezn, (0.31) где через F^ обозначена 1{-тая итерация отображения Fj.

Наша следующая цель - получить описание динамики, порождаемой полугруппой аналогичное теоремам 0.7 и 0.8, для случая, когда гиперплоскость Vn содержит временные направления, то есть Vn ф. Для этого мы предположим, что векторное поле L е Шп имеет специальный вид:

L:=Lei =L(1,0,--- ,0), L Е К+. (0.32)

Здесь и далее символом е^ будет обозначаться i-тый координатный вектор в Мп. Отметим, что на самом деле, условие (0.32) не ограничивает общности, так как случай произвольного L G Мп сводится к (0.32) подходящей ортогональной заменой координаты х, которая не меняет вид лапласиана в уравнении (0.1). При этой замене, очевидно, L — \L\.

Следующая теорема показывает, что динамика для гиперплоскости

Vn := span{et, е2, • • • , еп}, (0.33) ортогональной в х направлению векторного поля L, оказывается хаотической, если число L = \L\ достаточно велико.

Теорема 0.9. Пусть выполнены условия теоремы 0.4, и пусть векторное поле L имеет вид (0.32). Тогда существует некоторое положительное число Lq = Lo(a, /, Ао), такое что, если, дополнительно,

L=\L\> L0, (0.34) то модифицированная топологическая энтропия аттрактора в направлении гиперплоскости (0.33) является строго положительной:

0 < С < hi" {А) < оо и htop{A, = оо, (0.35) и, следовательно (по теореме 0.6), модифицированная топологическая энтропия в направлении времени (V\ = Rf) также является строго положительной:

0 < Ci < ht(A) < оо и htop(A,St) = оо. (0.36)

Таким образом, для описания пространственно-временной динамики в гиперплоскости (0.33) также естественно использовать модельную динамическую систему (71, Л^), введенную в определении 0.1.

Теорема 0.10. Пусть выполнены условия теоремы 0.4 и условия (0.32) и (0.34). Предположим также, что матрица диффузии а в системе (0.1) является нормальной, то есть aa* = a*а. Тогда существуют положительное число a > 0 и гомеоморфное вложение т : Л4 Л, (0.37) такое что

Sai4v0) = г(7Г^о), ТЦтЫ = ЦТТ'щ) , г = 2,. ,п, (0.38) для любых I Е Z и vq Е Л4 (здесь и далее := Т^, TtXi := TigJ. Более того, h^(r(M)) > 0, где Vn := span{et, е2, • • • , е„}.

Как и в случае пространственной динамики, вложение (0.37) позво-^ ляет доказать, что любая конечномерная динамика может быть реализована сужением полугруппы на подходящее инвариантное подмножество аттрактора.

Следствие 0.2. Пусть выполнены условия теоремы 0.10. Пусть также К С - произвольное компактное множество в R^, а F\, • • • , Fn : К —>• К - произвольные попарно коммутирующие гомеоморфизмы, то есть

FioFj^FjoFi, i,j Е {I,--. ,п}. (0.39)

Тогда существуют положительное число 7 — 7(N) > 0 и гомеоморфизм т:К-* т(К) С Л, (0.40) такой что

Syh 0 о • • • о Т;Гпт(к) = f о • • • о Ft к), кЕК, IE Z", (0.41) где через F^ обозначена k-тая итерация отображения Fi.

Для иллюстрации описанных выше результатов рассмотрен ряд примеров естественных уравнений математической физики, имеющих вид (0.1) (таких как уравнение Chafee-Infante, комплексное уравнение Гинзбурга-Ландау и др., см. §14). В частности, показано, что в градиентном случае f(u):=VF{u), a = a\ Lee 0 (0.42) расширенная полугруппа соответствующая уравнению (0.1) имеет нулевую топологическую энтропию btop(AS(t|fc)) = 0. (0.43)

Как известно (см., например, [63]), в случае градиентной системы в ограниченной области топологическая энтропия полугруппы St равна нулю: htop(A,St) = 0 (0.44) благодаря наличию глобальной функции Ляпунова). Формула (0.43) является естественным обобщением этого факта на случай неограниченной области Q = Rn (отметим, также, что в неограниченной области нет глобальной функции Ляпунова, поэтому получить прямой аналог формулы (0.44) для этого случая не удается). # Кроме того, на следующем модельном примере исследована зависимость е-энтропии аттрактора А от физических параметров уравнения (0.1):

Г dtu = vaAxu — Xqu — f(u) + g, zeRn, i I (0-45)

I u|t=0 = Щ, где матрица диффузии a и нелинейная функция / удовлетворяют условиям теоремы 0.4, а ь> > 0 - малый параметр (см. §14). В частности, показано, что модифицированная топологическая энтропия hsp(A) имеет следующую асимптотику при v —0:

Сцу-^2 < hsp(A) < C2v~n/2, (0.46) где константы Сг > 0 не зависят от v —у 0. Формула (0.46) является естественным обобщением аналогичной асимптотики для фрактальной размерности аттрактора А уравнения (0.45) в ограниченной области на случай J? — Rn.

Заключение.

В диссертации проведено детальное исследование пространственно-временной динамики, возникающей в диссипативных системах, порождаемых уравнениями математической физики в неограниченных областях. В качестве модельного примера такой диссипативной системы рассмотрена система уравнений реакции-диффузии. Основными результатами диссертации можно считать следующее:

1) Исследована бесконечномерная динамика, возникающая в диссипативных системах, порождаемых уравнениями математической физики в неограниченных областях. Построены глобальные аттракторы для весьма общего класса систем реакции-диффузии, изучены вопросы, связанные с их гладкостью, пространственной структурой и характером притяжения к ним.

2) Разработаны новые весьма эффективные методы исследования колмогоровской энтропии глобальных аттракторов в неограниченных областях, позволяющие получить точные оценки сверху и снизу энтропии аттракторов широкого класса уравнений математической физики, таких как различные типы уравнений реакции-диффузии, уравнение Гинзбурга-Ландау, диссипатив-ные волновые уравнения и др.

3) Найден универсальный тип асимптотики колмогоровской энтропии аттракторов диссипативных систем в неограниченных областях, зависящий от геометрии области, но не зависящий от выбора конкретного уравнения, принадлежащего весьма широкому классу уравнений математической физики.

4) Предложен ряд новых характеристик сложности пространственно-временной динамики, обобщающих понятие топологической энтропии и фрактальной размерности, исследованы их основные свойства и соотношения между ними.

5) Развита теория бесконечномерных существенно неустойчивых многообразий, не требующая гиперболичности исходного положения равновесия. На основе этой теории разработан метод описания пространственного и пространственно-временного хаоса, возникающего в уравнениях реакции-диффузии в неограниченных областях, в терминах схем Бернулли с бесконечным числом символов.

1. Аносов Д. В., Синай Я. Г. Некоторые гладкие эргодические системы// УМНю Тю 22. N. 5. 1967. С. 107-172.

2. Арнольд В. И. Математические методы классической механики.-М.: Наука. 1974.

3. Бабин А. В., Вишик М. И. Аттракторы эволюционных уравнений.-М.: Наука. 1989.

4. Бесов О. В., Ильин В. П., Никольский С. М. Интегральные представления функций и теоремы вложения.- М.: Наука. 1996.

5. Бирман М. Ш., Соломяк М. 3. Кусочно-полинимиальные приближения функций классов Wg// Мат. Сборник. Т. 73. 1967. С. 331-335.

6. Вишик М. И. и Зелик С. В. Регулярный аттрактор нелинейной эллиптической системы в цилиндрической области// Мат. Сборник. 1999. Т. 190. N. 6. С. 23-58.

7. Волевич JI. Р., Гиндикин С. Г. Задача Коши. Итоги науки и техники. Сер. "Современные проблемы математики", Дифф. урав. с част, произв -3.- М.: ВИНИТИ. Т. 32. 1988. С. 5-98.

8. Захаров В. Е., Манаков С. В., Новиков С. П., Питаевский JI. П. Теория солитонов. Метод обратной задачи.- М.: Наука. 1980.

9. Зелик С. В. Аттрактор нелинейной системы реакции-диффузии в Rn и оценки его е-энтропии// Мат. Заметки. Т. 65. N. 6. 1999. С. 941-943.

10. Зелик С. В. Аттрактор квазилинейного диссипативного гиперболического уравнения в Rn: размерность и е-энтропия// Мат. Заметки. Т. 67. N. 2. 2000. С. 304-307.

11. Зелик С. В. Многопараметррические полугруппы и аттракторы уравнений реакции-диффузии в Rn// Труды ММО. Т. 55. 2004. С. 69-130.

12. Ильяшенко Ю. С., Четаев А. Н. О размерности аттракторов для одного класса диссипативных систем// ПММ. Т. 46. N. 3. 1982. С. 374-381.

13. Иосида К. Функциональный анализ.- М.: Мир. 1967.

14. Колмогоров А. Н., Тихомиров В. Н. ^-энтропия и е-емкость множеств в функциональных пространствах// УМН. Т. XIV, вып. 2(86). 1959. С. 3-86.

15. Колмогоров А. Н., Фомин С. В. Элементы теории функций ифункционального анализа.- М: Наука. 1989.

16. Корнфельд И. П., Синай Я. Г., Фомин С. В. Эргодическая теория.- М: Наука. 1980.

17. Коше лев А. И. Регулярность решений эллиптических уравнений и систем М.: Наука. 1986.

18. Крылов Н. В. Нелинейные эллиптические и параболические уравнения второго порядка.- М.: Наука. 1985.

19. Ладыженская О. А., Уральцева Н. Н. Линейные и квазилинейные уравнения эллиптического типа.- М.: Наука. 1973.

20. Ладыженская О. А., Солонников В. А., Уральцева Н. Н. Линейные и квазилинейные уравнения параболического типа М.: Наука. 1967.

21. Ландис Е. М. Уравнения второго порядка эллиптического и параболического типов.- М.: Наука. 1971.

22. Левитан Б. М., Жиков В. В. Почти-периодические функции и дифференциальные уравнения.- М: МГУ. 1978.

23. Лионе Ж. Л., Мадженес Е. Неоднородные граничные задачи и их приложения.- М.: Наука. 1965.

24. Малинецкий Г. Г., Потапов А. Б. Современные проблемы нелинейной динамики М.: УРСС. 2000.

25. Мильке А., Зелик С. В. Бесконечномерные траекторные аттракторы эллиптических краевых задач в цилиндрических областях// УМН. Т. 57. N. 4. 2002. С. 119-151.

26. Гапонов-Грехов А.В., Рабинович М.И. (ред.) Нелинейные волны. Динамика и Эволюция. Сборник статей.- М.: Наука. 1989.

27. Соболев С. Л. Некоторые приложения функционального анализа в математической физике.- М.: Наука. 1988.

28. Тахтаджан Л. А., Фаддеев Л. Д. Гамильтонов подход в теории солитонов.- М.: Наука. 1986.

29. Трибель X. Теория интерполяции, функциональные пространства, дифференциальные операторы.- М.: Мир. 1980.

30. Хатсон В., Пим Дж. Приложения функционального анализа и теории операторов.- М.: Мир. 1983.

31. Чепыжов В. В., Вишик М. И. Колмогоровская е-энтропия аттрактора уравнения реакции-диффузии// Мат. Сборник. Т. 189. N. 2. 1998. С. 81-110.

32. Шеффер X. Топологические векторные пространства.- М.: Мир. 1971.

33. Abergel F. Existence and finite dimensionality of the global attractor for evolution equations on unbounded domains// J. Diff. Equ. 1990. V. 83. P. 85-108.

34. Afraimovich V., Babin A., Chow S. Spatial chaotic structure of attrac-tors of reaction-diffusion systems// Trans. Am. Math. Soc. 1996. V. 348. N. 12. P. 5031-5063.

35. Afraimovich A., Bunimovich L. Density of Defects and Spatial Entropy in Extended Domains// Physica D. 1995. V. 80. P. 277-288.

36. Afraimovich A., Babin A., Chow S. Infinitely spatially complex solutions of PDE and their homotopy complexity// Comm. Anal. Geom. 2001. V. 9. N. 3. P. 281-339.

37. Afraimovich A., Pesin Ya., Tempelman A. Travelling Waves in Lattice Models of Multicomponent and Multidimensional media. II. Ergodic Properties and Dimension// Chaos. 1993. V. 3. N. 2. P. 233-241.

38. Agmon S., Nirenberg L. Lower bounds and uniqueness theorems for solutions of differential equations in a Hilbert space// Comm. Pure Appl. Math. 1967. V. 20. P. 207-229.

39. Angenent S. The shadowing lemma for elliptic PDE// Adv. Sci. Inst. Ser. F. Comput. Systems Sci. V. 37. 1987. P. 7-22

40. Babin A., Bunimovich L. Dynamics of Stable Chaotic Waves Generated by Hyperbolic PDE// Nonlinearity. 1996. V. 9. P. 853-875.

41. Babin A. V., Vishik M. I. Attractors of Partial Differential Evolution Equations in an Unbounded Domain// Proc. Roy. Soc. Edinburgh Sect. A. 1990. V. 116. N. 4. P. 221-243.

42. Babin A. V. On Space-Chaotic Solutions to Scalar Parabolic Equations with Modulated Nonlinearities// Rus. Jour. Math. Phys. 1995. V. 3. N. 3 P. 389-392.

43. Babin A. V. Topological Invariants and solutions with a High Complexity for Scalar Semilinear PDE// J. Dyn. Diff. Eqns. 2000. V. 12. N. 3. P. 599-646.

44. Boas R. Entire Functions.- New York Press. 1954.

45. Bunimovich L and Sinai Ya. Spacetime Chaos in Coupled Map Lattices// Nonlinearity. 1988. V. 1. P. 491-516.

46. Chepyzhov V. V., Vishik M. I. Evolution equations and their trajectory attractors// J. Math. Pures Appl. 1997. V. 76. P. 913-964.

47. Chepyzhov V. V., and Vishik M. I. Attractors for Equations of Mathematical Physics AMS, Providence, RI. 2002.

48. Calsina A, Mora X., Sola-Morales J. The Dynamical Approach to Elliptic Problems in Cylindrical Domains, and a Study of Their Parabolic Singular Limit// J. Diff. Eqns. 1993. V. 102. P. 244-304.

49. Collet P., Eckmann J.-P. Extensive properties of the complex Ginz-burg-Landay equation// Commun. Math. Phys. 1999. V. 200. P. 699-722.

50. Collet P., Eckmann J.-P. The definition and measurement of the topological entropy per unit volume in parabolic PDE// Nonlinearity. 1999. V. 12. P. 451-473.

51. Collet P., Eckmann J.-P. Topological entropy and e-entropy for damped hyperbolic equations. Ann. Henri Poincare. 2000. V. 1. P. 715-752.

52. Coti Zelati V., Rabinovich P. Homoclinic type solutions for a semilinear elliptic PDE on Rn// Comm. Pure Appl Math. 1992. V. 45. N. 10. P. 1217-1269.

53. Eckmann J.-P., Rougemont J. Coarsening by Ginzburg-Landau dynamics// Com. Math. Phys. 1999. V. 199. P. 441-470.

54. Efendiev M., Zelik S. V. The attractor for a nonlinear reaction-diffusion system in an unbounded domain// Comm. Pure Appl. Math. 2001. V. 54. N. 6. P. 625-688.

55. Efendiev M., Zelik S. V. Upper and lower bounds for the Kolmogorov Entropy of the attractor for an RDE in an unbounded domain// J. Dyn. Dif. Eqns. 2002. V. 14. N. 2. P. 369-403.

56. Eden A., Foias C., Nikolaenko В., Temam R. Exponential attractors for dissipative evolution equations.- Masson, Paris. 1994.

57. Feireisl E. Bounded Locally Compact Global Attractors For Semilinear Damped Wave Equations on Rn// Differential and Integral Equations. 1996. V. 9. N. 5. P. 1147-1156.

58. Feireisl E., Laurencot Ph., Simondon F., Toure H. Compact attractors for reaction-diffusion equations in Rn// C. R. Acad. Sci Paris Ser. I. 1994. V. 319. P. 147 151.

59. Gallay Th., SlijepCevic S. Energy Flow in Formally Gradient Partial

60. Differential Equations in Unbounded Domains// JDDE. 2001. V. 13. N. 4. P. 757-789.

61. Ginibre J. and Velo G. The Cauchy problem in local spaces for the complex Ginzburg-Landau equation I. Compactness methods// Physica D. 1996. V. 187. P. 45-79.

62. Hale J. Asymptotic behaviour of dissipative systems.- Math. Surveys and Mon. V. 25. Amer. Math. Soc., Providence, RI. 1987.

63. Katok A. and Hasselblatt B. Introduction to the modern theory of dynamical systems.- Cambridge University Press. 1995.

64. Kirchgassner K. Wave solutions of reversible systems and applications//^ Diff. Eqns. V. 45. N. 1. 1982. P. 113-127. 65. Ladyzhenskaya 0. A. Attractors for semigroups and evolution equations.- Cambridge Univ. Press. 1991.

65. Lindenstraus E., Weiss B. Mean topological dimension// Israel J. Math. 2000. V. 115. P. 1-24.

66. Merino S. On the existence of the global attractor for semilinear RDE on Rn//Journal Diff. Equations. 1996. V. 132. P. 87-106.

67. Mielke A. The complex Ginzburg-Landau equation on large and unbounded domains: sharper bounds and attractors// Nonlinearity. 1997. V. 10. P. 199-222.

68. Mielke A. Bounds for the solutions of the complex Ginzburg-Landau equation in terms of the dispersion parameters// Physica D. 1998. V. 117. P. 106 116.

69. Mielke A. and Schneider G. Attractors for modulation equations on unbounded domains existence and comparison// Nonlinearity. 1995. V. 8. P. 743-768.

70. Moulin-Ollagnier J., Pinchon D. The Variational Principle// Studia Math. 1982. V. 72. N. 2. P. 151-159.

71. Pesin Ya. and Sinai Ya. Space-time Chaos in Chains of Weakly Coupled Hyperbolic Maps// Adv. in Soviet Math. 1991. V. 3.

72. Ruelle D. Turbulence, strange attractors and chaos.- World Scientific Series on Nonlinear Science. Series A: Monographs and Treatises. V. 16. World Scientific Publishing Co., Inc., River Edge, NJ. 1995.

73. SlijepCevic S. Extended Gradient Systems: Dimension One// DCDS. 2000. V. 6. N. 3. P. 503-518.

74. Tagi-Zade A. A variational characterization of the topological entropy of continuous groups of transformations. The case of Rn-actions// Math.

75. Notes. 1991. V. 49. N. 3-4. P. 305-311.

76. Temam R. Infinite-dimensional dynamical systems in mechanics and physics.- Springer-Verlag. 1988.

77. Zelik S. V. The Attractor for a Nonlinear Reaction-Diffusion System with a Supercritical Nonlinearity// Rend. Accad. Naz. Sci XL, Mem. di Mat. Appl. 2000. V. 24. P. 1-25.

78. Zelik S. V. The attractor for a nonlinear hyperbolic equation in unbounded domain// Disc. Cont. Dyn. Sys. Ser. A. 2001. V. 7. N. 3. P. 593-641.

79. Zelik S. V. Attractors of reaction-diffusion systems in unbounded domains and their spatial complexity// Comm. Pure Appl. Math. 2003. V. 56. N. 5. P. 584-637.

80. Zelik S. V. Spatial and dynamical Chaos Generated by Reaction Diffusion Systems in Unbounded Domains// DANSE, FU-Berlin, Preprint 38/00. 2000. P. 1-60.

81. Zelik S. V. The attractor for an nonlinear reaction-diffusion system in an unbounded domain and Kolmogorov's e-entropy// Mathem. Nachr. 2001. V. 232. P. 129-179.