数理解析研究所講究録
第 1563 巻 2007 年 148-156

148

初期データの特異極限に対する非線形 シュレーディンガー方程式の解の挙動
北1

直泰 (宮崎大学教育文化学部)

Introduction
この講演では次のような非線形 Schrodinger 方程式の初期値問題を考える.

(1.1)$\{\begin{array}{l}i\partial_{t}u_{\epsilon}=-\partial_{x}^{2}u_{e}+\lambda V(u_{e})u_{\epsilon}(O,x)=\mu_{0}\varphi_{\epsilon}(x)+\mu_{1}\varphi_{\epsilon}(x-a)\end{array}$

ここで, $(t, x)\in RxR$ であり, $u(t, x)$ は複素数の値をとる未知関数である. また, 非線形項の係数 は実数であり, 非線形項
はゲージ不変性のあるベキ型のもの, つまり$\mathcal{N}(u)$$\lambda$$\mathcal{N}(u)=|u|^{p-1}u$$(1<p<3)$とする. 初期データは, 急減少関数にスケール変換を施したものであり,$\varphi_{e}(x)=\epsilon^{-1}\varphi(\epsilon^{-1}x)$,は複素数とする. パラメータ がから離れている場合, 数学的な (1.1) の取り扱いについては, 時間局所解の存在から始まって時間大域解の存在および大きな時刻における解の漸近挙動など多岐にわたっている [2, 3, 5, 6, 10, 11, 12, 13, 15, 19, 20, 21]. それらのほとんどは方程式が有する保存量
ノルムやエネルギー) やスケーリングによる不変性そして非線形評価に関わる要請か(ら Sobolev 空間 $H^{t}(R)(s\geq 0)$ の枠組みで議論が進められている. しかし, ここではパラメータをに近づけたときの解の挙動を調べたいので, が小さくなるにつれて初期データが既存の関数空間の枠組みに収まらなくなるという困難が生ずる.
次にパラメータ付き初期値問題を考察しようと思った工学的な動機について説明する.
初期値問題 (11) は非線形ファイバー光学の分野でよく登場するもので, 変数 は光ファ
イバーに沿った位置を表すパラメータであり, 変数 はパルスの形状を関数によって与えるための時刻パラメータを表している [1]. また, $u(t,x)$ は波の包絡線を表す (より正確に] を
は絶対値を取って $|u(t,x)|$ が包絡線を表している). この初期値問題において,十分小さく取ることは初期データ $(=$ 入 波 が鋭いピークを持つことを意味している.
実際, 超関数 $S’(R)$ の意味で $e arrow 0hmu_{e}(0, x)=(\int\varphi(x)dx)(\mu_{0}\delta_{0}+\mu_{1}\delta_{a})$ となっている. (こ$\varphi\in S(R),$ $0<\epsilon<1$である. 重ね合わせの係数$\mu_{0},$$\epsilon$$\mu_{1}$$0$$L^{2}$$\epsilon$$0$$\epsilon$

$t$

$x$

$\epsilon\in(0,1$

$\Re$

$)$

関数である.) このように初期データに鋭いパルス状の関数を与えて解の様子を観察しようと試みた動機は, 光通信におけるある問題から湧き出てきたものである. 光による通信が実用化され始めている昨今, できるだけ遠くまで安価にこで,$\delta_{a}$は $x=a$ に台を持つ$\delta$

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情報を伝達することが専門家の興味の対象となっているわけであるが, その際関心が寄せられているのは「パルス状の波形を保ったまま媒質中を長距離伝送できるか否か」 という問題である [9]. 現在のところこの問題を克服する方策として, 伝送途中にいくつもの波形復元装置や増幅装置を設置するという類のものが採用されている. 一方, 別の方策としてsoliton による情報伝達も考案されている. soliton は媒質中を伝播してもなかなかその波形が崩れない波として知られているので, sohiton 通信が実用化されれば現行の通信方法から復元装置や増幅装置を大幅に省くことができ経費の削減につながる. しかし, soliton とはいえ現実的にはいくらかの摂動が加わった状態で伝送せざるをえないため, 摂動に対する soliton の安定性を調べておく必要がある. この件に関して実は数学的に l-soliton の微小摂動に対する (軌道) 安定性の条件がいろいろ調べられている [4, 7, 8, 16, 17, 18]. とこ

ろが, 現実は soliton のような理想的な波形を僅かナノ秒. ピコ秒の世界で人工的に生成することは非常に難しく, 送信の際に大きな摂動が混じり込むことがよくあるようで, それが伝播中の波形を崩す原因の 1 つになっている. さらに, 多くの情報を伝達するには多数のパルスを入射させる必要があるのだが, その際パルス同士が相互作用し合って波形を崩すこともあるようだ. これらの理由によって, 今のところまだ soliton による通信は実用化に至っていないようである.
この講演では, soliton とはかけ離れたパルス状の入射波に対して, そして複数のパルスを入射させた場合について媒質伝播中の波形変化を数学的に観察することを目的としている. 以下の Theorem 1.1 と Theorem 1.2 を見るとわかるのだが, 結論を先に言えば, 入
射波の形状を “ いい加減に ” 尖らせても波は媒質内を伝播する途中でどんどん潰れてしまう.

Theorem 1.1 $(u(0-, x)=\mu_{0}\varphi.(x)$ の場合) ある $T>0$ に対して,$\epsilon\downarrow 0$のとき, $S’(R)$の意味で$u_{e}(t,x)arrow A(t)U(t)\delta_{0}$$(0<t<T)$

が成り立っ. ただし, $U(t)=\exp(it\partial_{x}^{2})$ であり, 振幅 $A(t)$ は次の常微分方程式の解である.

(1.2)$\{\begin{array}{l}i\frac{dA(t)}{dt}=(4\pi t)^{-(p-1)/2}W(A(t))A(0)=\mu_{0}\int\varphi(x)dx\end{array}$Remark. Theorem 1.1 の主張に見受けられる極限関数 $A(t)U(t)\delta_{0}$ は実は初期データとして $u( O, x)=\mu_{0}(\int\varphi(x)dx)\delta_{0}$ を持つような (1.1) の解になっている.

関数を初期データに持つ非線形 Sir\"odinger 方程式については, Kenig-Ponce-Vega [14] により次のような結果が得られている. 「 $3\leq p$ のとき, $u(O, x)=\delta_{0}$ となる (11) の解は $C([0, T];S’(R))$ の空間において存在しないか, 存在したとしても 2 つ以上ある」本研究の場合, 劣臨界ベキ$(p<3)$ の非線形項で考察しており, 初期データが関数のように特異な状況でも (11)の解が存在する. それは, 常微分方程式 (1.2) の右辺にある時刻 の特異性が $t=0$ 付近$\delta$$t$$\delta$

150
で可積分程度になることからも察しがつくであろう.

Remark. Theorem 1.1 の $A(t)$ は常微分方程式 (1.2) を解くことによって具体的に$A(t)=\sqrt{2\pi}\mu_{0}\hat{\varphi}(0)$exp$( \frac{2\lambda|\sqrt{2\pi}\mu_{0}\hat{\varphi}(0)|^{p-1}}{i(3-p)}|4\pi t|^{-(p-1)/2}t)$と書き下すことができる. ここで, は の Fourier 変換を表す. 極限関数は $A(t)U(t)\delta_{0}=$$(4\pi it)^{-1/2}A(t)\exp(ix^{2}/4t)$ のように時刻について減衰する表現を持つ. 物理学的に考察$\hat{\varphi}$$\varphi$$t$すると, 入射波の先鋭度が強すぎるとパルスは媒質中を伝播するにしたがい潰れてしまうことを意味する. これは初期データのスケールの取り方が ‘ 縦方向 ’. にあまりにも大きく引き伸ばし過ぎていることが原因のようである. 定性的により詳しく述べると, が小さ. くなると初期データの特異性が強くなるため, 高い周波数成分が入射波に多く含まれることになり, これらの高周波数成分がラプラシアンー曙で表される線形分散効果によって(非線形性に打ち勝って) 遠くへ逃げてしまうから波形が潰れてしまうのである.
$\epsilon$

次に初期データが 2 つのピークを持つ場合について結果を紹介する.

Theorem 1.2 $(u(0, x)=\mu 0\varphi_{e}(x)+\mu\iota\varphi.(x-a)$ の場合) ある $T>0$ に対して,$0$$\epsilon\downarrow$のとき, $S’(R)$ の意味で
$u_{e}(t,x) arrow\sum_{k\in Z}A_{k}(t)U(t)\delta_{ka}$$(0<t<T)$(1.3)

が成り立っ. ここで, $U(t)=\exp(it\partial_{x}^{2})$ であり, 振幅 $A_{k}(t)$ は次の常微分方程式系の解で
ある.

(1.4)

$\{\begin{array}{l}i\frac{dA_{k}(t)}{dt}=(4\pi t)^{-C}p-1)/2\lambda \mathcal{N}_{k}(\{A_{j}(t)\})A_{k}(0)=\mu_{k}\int\varphi(x)dxk=0,1and=0\end{array}$

ただし,
$=$

$\mathcal{N}_{k}(\{A_{j}(t)\})$$(2 \pi)^{-1}e^{-i(ka)^{2}/4t}\langle \mathcal{N}(\sum_{j}e^{-1j\theta}e^{i(ja)^{2}/4t}A_{j}(t)), e^{-ik\theta}\rangle_{\theta}$,$\langle f(\theta),g(\theta)\rangle_{\theta}=\int_{0}^{2\pi}f(\theta)\overline{g(\theta)}d\theta$

である.

Remark. 非線形方程式の解

を線形の解作用素 $U(t)$ で引き戻したもの, つまり$U(-t)u_{\epsilon}(t)$ に注目しよう. $t=0$ のとき
は 2 つのピークをもつ関数であるのに,$t\neq 0$ では十分小さなに対して $U(-t)u(t)$ が数多くのピークを持つ関数とみなせること$u_{\epsilon}(t, x)$$U(O)u_{\epsilon}(O)$$\epsilon$

151
この性質は線形方程式では起こりえないもので, 非線形特有の性質であると言える. また, Theorem 1.2 の証明を見ればわかることであるが, 初期データはを 2 つだけ加えたものでなくても,のように無限個加えが $(??)$ を見るとわかる.

$\varphi(x)$$u( O, x)=\sum_{j\in Z}\mu_{k}\varphi_{\epsilon}(x-ja)$

たような形をしていても, (1.3) と同様の結論を導くことが可能である. ただし, この場合には重ね合わせの係数のような減衰条件を課さねばならない.
$\mu_{j}$2$\sum_{j\in Z}(1+|j|)^{2}|\mu_{j}|^{2}<\infty$

Theorem 1.1 の証明 (Outline)

まず, $u_{\epsilon}(t)(=u_{e}(t, x))$ が $0<\epsilon<1$ のとき $S’(R)$ において有界であることを示すために, $u(t)=U(t)(U(-t)u_{e}(t))$ と見て $U(-t)u_{e}(t)$ の様子を観察する. $U(-t)u_{e}(t)=v_{e}(t)$ とおく. すると (1.1) よりは次の関係式を満たす.
$v_{\epsilon}(t)$$\{\begin{array}{l}i\partial_{t}v_{e}=\lambda U(-t)\mathcal{N}(U(t)v_{e})v_{\epsilon}(0)=\mu_{0}\varphi_{e}(x)\end{array}$

ここで,$U(t)=MD\mathcal{F}M$$e^{1x^{2}/4t}f(t,x),$のように分解できることに注意する.

$Df(t, x)=(2it)^{-1/2}f(t, x/2t)$ であり,(Fourier 変換) である.

ただし, $Mf(t, x)=$$\mathcal{F}f(\xi)=(2\pi)^{-1/2}\int e^{-*x}f(x)dx$

この分解を (2.1) に適用し, 非線形項のゲージ不変性を利用して式変形を進めると$\{\begin{array}{l}i\partial_{t}^{\wedge}v_{\epsilon}=\lambda|2t|^{-C-1)/2}p\mathcal{F}M^{-1}\mathcal{F}^{-1}\mathcal{N}(\mathcal{F}M\mathcal{F}^{-1\wedge}v_{\epsilon})v_{\epsilon}\wedge(0,\xi)=\mu_{0}\hat{\varphi}(\epsilon\xi)\end{array}$が得られる.
$v_{\epsilon}\wedge(t, \xi/\epsilon)$

は $f(x)$ の Fourier 変換である. さらに方向のスケーノ変換を施すことによって, 次のような関係式が得られる.
$\hat{f}(\xi)$$\xi$$\hat{w}_{e}(t,\xi)=$$\{\begin{array}{l}i\partial_{t}\hat{w}_{\epsilon}=\lambda|2t|^{-[p-1)/2}\mathcal{F}M_{e}^{-1}\mathcal{F}^{-1}\mathcal{N}(\mathcal{F}M.\mathcal{F}^{-1}\hat{w}_{e})\hat{w}_{\epsilon}(0,\xi)=\mu_{0}\hat{\varphi}(\xi)\end{array}$

ここで,

は,

$M_{e}=e^{i\epsilon^{2}x^{2}/4t}$

および $M_{e}^{-1}=e^{-2e^{2}x^{2}/4t}$ である. 関係式 (2.2) の扱いやすいところのとき,となるので, について特具な項が無くなっている点にある. この関係式 (2.2) を常微分方程式における通常の解法で解く. つまり, (2.2) を積分方
程式に書き換えて, 関数空間 $C([0, T];H^{1}(R))$ で縮小写像の原理を適用する. 詳細は省略
するが, この議論の末に次の補題を得る.
$\epsilonarrow 0$

Lemma 2.1

$M_{\epsilon}arrow 1$$\epsilon\in(0,1$$\epsilon$] に依存しない $T>0$ を選ぶことができて次の 2 つが成り立っ.

(1)(2.2) の解 $\hat{w}_{\epsilon}(t,\xi)\in C([0,T];H^{1}(R))\cap C^{1}((0, T];H^{1}(R))$ が唯一つ存在する.

152
(2)

$\epsilonarrow 0$のとき $\hat{w}(t, \xi)\in H^{l}(R)$ が存在して,$\sigma\ll 1)$

が $C([0, T];H^{1-\sigma}(R))(0<$$\hat{w}_{\epsilon}(t, \xi)arrow\hat{w}(t, \xi)$の意味で成り立つ. ここで, $w(t, \xi)$ は次のような常微分方程式の解である.

(2.3)$\{\begin{array}{l}i\partial_{t}\hat{w}=\lambda|2t|^{-(p-1)/2}\mathcal{N}(\hat{w})\hat{w}(0,\xi)=\mu_{0}\hat{\varphi}(\xi)\end{array}$

以上の準備のもとで Theorem 1.2 の証明に移ろう.

(Theorem 1.1 の証明) Lemma 2.1 より,$\epsilonarrow 0$$||\hat{w}_{e}(t,\epsilon\cdot)-\hat{w}(t,\epsilon\cdot)||_{L}\infty$

のとき,

$=$

$\Vert\hat{w}_{\epsilon}(t, \cdot)-\hat{w}(t, \cdot)\Vert_{L}$$\leq$$C\Vert\hat{w}_{e}(t, \cdot)-\hat{w}(t, \cdot)\Vert_{H^{1-\sigma}}$へ$arrow 0$なので,$\epsilonarrow 0$のとき$u_{\epsilon}(t,x)$$=$$U(t)\mathcal{F}^{-1}[\hat{w}_{e}(t,\epsilon\xi)]$$=$$U(t)\mathcal{F}^{-1}[\hat{w}(t,\epsilon\xi)]+U(t)\mathcal{F}^{-1}[\hat{w}_{\epsilon}(t,\epsilon\xi)-\hat{w}(t,\epsilon\xi)]$$arrow$$U(t)\mathcal{F}^{-1}\hat{w}(t,0)$

が $S’(R)$ の意味で成り立っ.
$A(t)=\sqrt{2\pi}\hat{w}(t,0)$

3

ここで,

$\mathcal{F}^{-1}\hat{w}(t, 0)=\sqrt{2\pi}\hat{w}(t, 0)\delta_{0}$とおくことで, Theorem 1.1 を得る.

であることに注意し,

口Theorem 1.2 の証明 (Outline)
前の節で$\hat{w}_{\epsilon}$の関係式 (2.2) を導く方法を今の場合でも適用すると(31)$\{\begin{array}{l}i\partial_{t}\hat{w}\epsilon=\lambda|2t|^{-(p-1)/2}\mathcal{F}M_{e}^{-1}\mathcal{F}^{-1}\mathcal{N}(\mathcal{F}M_{\epsilon}\mathcal{F}^{-1}\hat{w}_{e})\hat{w}_{\epsilon}(0,\xi)=\mu_{0}\hat{\varphi}(\xi)+\mu_{1}e^{-\phi/\epsilon}\hat{\varphi}(\xi)\end{array}$

関数が 1 つの場合と異なるのは, (3.1) の初期データにのように特具な因子が含まれている点である. この因子が存在するために小さなに対するゆ。の一様評価を得る際に困難が生じてしまう. この困難を回避するためにが得られる. 前節で取り扱った$\delta$$e^{-ia\xi/\epsilon}$$\epsilon$$\hat{w}_{\epsilon}(t,\xi)$

を

(3.2)

$\hat{w}_{\epsilon}(t,\xi)=\sum_{j\in Z}C_{\epsilon_{\dot{\theta}}}(t,\xi)e^{-ija\xi/e}$

で展開した形式を採用する. この展開には に関して特異な影響の方に についての一様評はの方にすべて押し着せて, 展開係数の評価を得るために (3.2) を価を期待しようという発想が含まれている. さて,のように$\{e^{-1ja\zeta/e}\}_{j\in Z}$$\{e^{-ija\xi/e}\}_{j\in Z}$$\epsilon$$C_{\epsilon,j}(t, \xi)$$C_{\epsilon_{\dot{\theta}}}(t, \xi)$$\epsilon$

153(3.1) に代入するわけであるが, その際非線形項の取り扱いが重要になる. この非線形項の取り扱いについては次の Lemma 3.1 が有用である. 尚, Lemma 3.1 の中で新しい数列空間が登場するが, これは以下のようなノルムを有する数列空間である.
$P_{1}^{2}(H^{1})$$\Vert\{C_{j}(\xi)\}_{k\in Z}\Vert_{\ell_{1}^{2}(H^{1})}=(\sum_{j\in Z}(1+|j|)^{2}\Vert C_{j}(\cdot)\Vert_{H^{1}}^{2})^{1/2}$

Lemma 3.1$\hat{w}_{\epsilon}(t,\xi)=\sum_{j\in Z}C_{\epsilon,j}e^{-ija\xi/\epsilon}$

に対して,$\{C_{e_{\dot{\theta}}}(t, \xi)\}_{j\in Z}\in L^{\infty}([0, T];\ell_{1}^{2}(H^{1}))$とする. このとき,
妬/\epsilon(3.3)$\mathcal{N}(\mathcal{F}M_{e}\mathcal{F}^{-1}\hat{w}_{\epsilon})=\sum_{k\in Z}B_{\epsilon,k}(t,\xi)e^{:(ka)^{2}/4t}e^{-k}$が成り立つ. ここで,
$B_{\epsilon,k}(t,\xi)$$f(t,\xi,\theta)$$=(2\pi)^{-1}e^{-i(ka)^{2}/4t}\langle \mathcal{N}(f(t,\xi, \theta),e^{-1k\theta})\rangle_{\theta}$,$= \sum_{j\in Z}e^{-ij\theta}e^{i(ja)^{2}/4t}[\mathcal{F}M_{\epsilon}\mathcal{F}C_{\epsilon i}](t,\xi-\epsilon\frac{ja}{2t})$

である.

(Lemma 3.1 の証明) まず, Fourier 変換の基本的な性質を利用することによって,$\mathcal{F}M_{\epsilon}\mathcal{F}^{-1}\hat{w}_{\epsilon}=\sum_{j}e^{-1ja\epsilon/\epsilon}e^{:(ja)^{2}/4t}[\mathcal{F}M_{\epsilon}\mathcal{F}^{-1}C_{\epsilon,j}](t,\xi-\epsilon\frac{ja}{2t})$と書ける事に注意する. ただし,$\theta=a\xi/\epsilon$

とおくことにより, 非線形項$\mathcal{N}(\mathcal{F}M_{e}\mathcal{F}^{-1}\hat{w}_{e})=\mathcal{N}(\sum_{j}e^{-ij\theta}e^{1(ja)^{2}/4t}[\mathcal{F}M_{\epsilon}\mathcal{F}^{-1}C_{\epsilon,j}](t,\xi-\epsilon\frac{ja}{2t}))$は$\theta$について周期$2\pi$の周期関数とみなすことができる. そこで Fourier 級数展開すると$\mathcal{N}(\mathcal{F}M_{e}\mathcal{F}^{-1}\hat{w}_{\epsilon})=\sum_{k}\tilde{C}_{\epsilon,k}(t,\xi)e^{-:k\theta}$と書くことができる. ここで,は Fourier 係数である.
き直し,を代入しなおすことで Lemma 3.1 が得られる.
$\tilde{C}_{\epsilon,k}(t, \xi)$$\tilde{C}_{\epsilon,k}=e^{*(ka)^{2}/4t}B_{\epsilon,k}$$\theta=a\xi/\epsilon$$\hat{w}_{\epsilon}$

口の展開表現 (3.2) を (3.1) に代入し, Lemma 3.1 を適用すると,$\sum_{k}i\partial_{t}C_{\epsilon,k}(t,\xi)e^{-ik\xi/\epsilon}=\lambda|2t|^{-C-1)/2}p\sum_{k}[\mathcal{F}M_{\epsilon}^{-1}\mathcal{F}^{-1}B_{\epsilon,k}](t,\xi+\epsilon\frac{ka}{2t})e^{-ika\xi/e}$

と書

154
となる. 両辺の係数に相当する部分を比較することで, 次のような $\{C_{e,k}(t,\xi)\}_{k\in Z}$ の常微分方程式系が得られる.

(3.4)$\{\begin{array}{l}i\partial_{t}C_{\epsilon,k}(t,\xi)=\lambda|2t|^{-(p-1)/2}[\mathcal{F}M_{\epsilon}^{-1}\mathcal{F}^{-1}B_{\epsilon,k}](t,\xi+\epsilon\frac{ka}{2t})C_{\epsilon,k}(0,\xi)=\mu_{k}\hat{\varphi}(\xi)\end{array}$(3.4) の解の性質については以下の Lemma のとおり (証明の詳細は省く).

Lemma 3.2$\epsilon\in(0,1)$(1) (3.4) の解(2)に依存しないある $T>0$ に対して, 次の 2 つの主張が成り立っ.

$\{C_{\epsilon,k}(t,\xi)\}_{k\in Z}\in C([0, T];\ell_{1}^{2}(H^{1}))\cap C^{1}((0,T];\ell_{1}^{2}(H^{1}))$が唯 1 つ存在する.

のとき $\{C_{k}(t,\xi)\}_{k\in Z}\in\ell_{1}^{2}(H^{1})$ が存在して, $\{C_{e,k}(t, \xi)\}_{k\in Z}arrow\{C_{k}(t,\xi)\}_{k\in Z}$$\epsilonarrow 0$

が $C([0,T];\ell_{1}^{2}(H^{1-\sigma}))(0<\sigma\ll 1)$ の意味で成り立つ. ここで F $C_{k}(t,\xi)$ は次のような常微分方程式系の解である.
$\{\begin{array}{l}i\partial_{l}C_{k}(t,\xi)=\lambda|2t|^{-[p-1)/2}B_{0,k}(t,\xi)C_{k}(0,\xi)=\mu_{0}\hat{\varphi}(\xi)\end{array}$ただし,$B_{0,k}$は Lemma 3.1 の$B_{\epsilon,k}$(3.5)に $\epsilon=0$ を形式的に代入したものである.

以上の準備のもとで Theorem 1.2 の証明に移ろう.

(Theorem 1.2 の証明) Lemma 3.2 より,$\Vert\sum_{k}C_{\epsilon,k}(t,\epsilon\xi)e^{ika\zeta}-\sum_{k}C_{k}(t,\epsilon\xi)e^{ika\xi}\Vert_{\iota\infty}$$=$$\leq$$\Vert\sum_{k}C_{\epsilon.k}(t,\xi)e^{1ka\xi/\epsilon}-\sum_{k}C_{k}(t,\xi)e^{ika\xi/e}||_{L}\infty$$C\Vert\{C_{e,k}(t,\xi)\}_{k\in Z}-\{C_{k}(t,\xi)\}_{k\in Z}||_{\ell_{1}^{2}(H^{1-\sigma})}$$arrow 0$が従うので,$\epsilonarrow 0$のとき $S’$ の意味で
$u_{e}(t,x)$$=$$U(t) \mathcal{F}^{-1}\sum_{k}C_{\epsilon,k}(t,\xi)e^{-\dot{\iota}ka\xi}$$arrow U(t)\mathcal{F}^{-1}\sum_{k}C_{k}(t,0)e^{-1ka\xi}$が得られる. ここで, $\mathcal{F}^{-1}\sum_{k}C_{k}(t, 0)e^{-ika\xi}=\sum_{k}\sqrt{2\pi}C_{k}(t, 0)\delta_{ka}$ に注意し, $\sqrt{2\pi}C_{k}(t, 0)=$$A_{k}(t)$と置き換えれば Theorem 1.2 が得られる.

口

155
参考文献
[1] G.P. Agrawal, “ Nonlinear fiber optics (second edition)”, Academic Press (1995).

[2] T. Cazenave, “An Introduction to Nonlinear Schrodinger Equations,” Textos deM\’etodos Matem\’aticos 22, Instituto de Matem\’atica, Rio de Janeiro, 1989.

[3] T. Cazenave and F.B. Weissler, “ The Cauchy problem for the critical nonlinear
Schrodinger equation in, Nonlenear Anal. TMA, 14(1990), 807-836.
$H^{\epsilon}’$[4] R. Fukuizumi and M. Ohta, “Stability of standing waves for nonlinear Schrodinger
equations with potenti $dd’$ , Differential Integral Equations 16 (2003), 111-128.
[5] J. Ginibre and G. Velo, “ On a dass of nonlinear Schro dinger equations“, J. Funct.
Anal. 32(1979), 1-71.
[6] J. Ginibre and G. Velo, “ The global Cauchy problem for the nonlinear Klein-Gordon
equation”, Math. Z. 189(1985), 487-505.
[7] M. Grillakis, J. Shatah and W. Strauss, “ Stability theory of $solita\eta$ waves in thepresence of symmetry 1’, J. Funct. Anal. 74 (1987), 160-197.
[8] M. Grillakis, J. Shatah and W. Strauss, “ Stability theory of solitary waves in thepresence of symmetry. Il’, J. Funct. Anal. 94 (1990), 308-348.

[9] 長谷川晃, 非線形波動の物理と応用一光ソリトンによる超高速光通信, インターネット
ホームページ (httP: $//w\prime wwsoc.nii$ ac.jp/jps/jps/butsuri/50th/no&ame/50(11)/50thp806. $html$).
[10] N. Hayashi, “ Classical solutions of nonlinear Schrodinger equations,” Manuscripta
Math. 55(1986), 171-190.

[11] T. Kato, “ On nonlinear Schrodinger equations”, Ann. Inst. H. Poincar\’e Phys. Th\’eor.
46(1986), 113-129.
[12] T. Kato, “ Nonlinear Schrodinger equations,” in”Schrodinger Operators” (H. Holden,
A. Jensen, Eds.), Lecture Notes in Phys. 345, Springer, Berlin-Heidelberg- New York,1989.
[13] T. Kato, “ On Schrodinger equations. II.
-solutions and unconditional wellposedness,” J. d’Anal. Math. 67 (1995), 281-306.
$H^{*}$[14] C. Kenig, G. Ponce and L. Vega, “ On the ill-posedness of some canonical dispersive
equations“, Duke Math. J. 106(2001), 627-633.

156[15] M. Nakamura and T. Ozawa, “ Nonlinear Schrosinger equations in the Sobolev spaceof ritical order,” J. Funct. Anal. 155(1998), 364-380.
$c$[16] M. Ohta, Stability of stationary states for the coupled Klein-Gordon-Schrodinger
equations”, Nonlinear Anal. 27 (1996), 455-461.

[17] M. Ohta, “ Stability of solitary waves for coupled nonlinear Schrodinger equations“,
Nonlinear Anal. 26 (1996), 933-939.
[18] M. Ohta, “ Stability and instability of standing waves for one-dimensional nonlinear
Schrvdinger equations with double power $nonlinearit \oint$ , Kodai Math. J. 18 (1995),

68-74.
[19] H. Pecher, “ Solutions of semilinea Schrodinger equations inPoincar\’e, Phys. Th\’eor. 67(1997), 259-296.
$r$$H^{\epsilon}$, Ann. Inst. Henri[20] Y. Tsutumi, “solutions for nonlinear Scrodinger equations and nonlinear groups”,
Funk. Ekva. 30(1987), 115-125.
$L^{2}$[21] Y. Tsutsumi, “ Global strong solutions for nonlinear Schrodinger equations,” Nonlinear Anal. TMA 11(1987), 1143-1154.