数理解析研究所講究録 1284 巻 2002 年 78-104

78

compensated compactness と保存則方程式について
新潟工科大学情報電子工学科 (Niigata Institute of Technology)
竹野茂治 (Shigeharu TAKENO: shige@iee.niit. .jp)$\mathrm{a}\mathrm{c}$1はじめに
1 次元双曲型保存則方程式に関しては、 教科書や最新の研究まで含んだ概要などが色々出版されて来て、 以前に比べて勉強しやすくなって来ている ([1, 2, 3, 4, 5, 6, 7, 8])。

本記事では、 保存則方程式に対する補完測度法を、 単独保存則方程式に対するものをなどにしたがって解説しこの方法に対する導入を行い、 最後に方程式系に関する現状や未解決問題などを紹介する。
$[13, 22]$

なお、 記号、 用語等はなるべく [1] に沿って書いたので、 そちらも併せて参照されたい。

21 次元保存則方程式
1 次元双曲型保存則方程式とは$U_{t}+F(U)_{x}=0$(1)$(x\in R, t>0)$の形の連立偏微分方程式を指す。 ただし、 $U,F(U)$ は次のような $N$ 次元列ベクトル$U=U(x,t)=$ ($u_{1},u_{2},$ $\ldots,$uN),$F(U)={}^{t}(f_{1}(U),f_{2}(U),$ $\ldots,fN(U))$

であり、$\partial_{1}f_{1}(U)$$F’(U)=\{$.

$\ f_{1}(U)$$\cdot$$\ f_{N}(U)$$\partial_{N}f_{N}(U)$.

$\cdot$$\cdot$$\partial_{1}f_{N}(U)$$\partial_{N}f_{1}(U)$

.
.

..

$( \partial_{j}=\frac{\partial}{\partial u_{j}})$は、 $N$ 個の相異なる実固有値$\lambda_{1}(U)<\lambda_{2}(U)<\cdots<\lambda_{N}(U)$を持つとする。 各固有値に対する右固有ベクトルを $R_{j}(U)$ と書くとき、 $F(U)$ の定義されている領域 $D$ 内で常に$\lambda_{j}(U)$$\lambda_{j}(U)\cdot R_{j}(U)\neq 0$$(\nabla=(\partial_{1}, \ , \ldots, \partial_{N}))$

79
であるとき

$\ovalbox{\tt\small REJECT}$-特性方向は $D$ 内で真性非線形 (genuinely$\mathrm{n}\mathrm{o}\mathrm{n}\mathrm{l}\mathrm{i}\mathrm{n}\mathrm{e}\pm$) であるといい、 $D$

内で$\lambda_{j}$$(U)\cdot R_{j}(U)\equiv 0$であるとき、 -特性方向は $D$ 内で線形退化 (linearly degenerate) であるという。
$j$

保存則系からは話が外れるが、 この真性非線形、 線形退化の条件は、 $F’(U)$ が対角行列$F’(U)=\{\begin{array}{lll}\lambda_{1}(U) 0 00 \lambda_{2}(U) 0\vdots \vdots \vdots 0 0 \lambda_{N}(U)\end{array}\}$の形、 つまり方程式が$(u_{1})_{t}+\lambda_{1}(U)(u_{1})_{x}=0$$(u_{2})_{t}+\lambda_{2}(U)(u_{2})_{x}=0$$\{$$(u_{N})_{t}+\lambda_{N}(U)(u_{N})_{\mathrm{r}}=0$の形である場合には、 $R_{j}(U)$ $=e_{j}$ ( $=j$ 番目の基本ベクトル) となるので、

真性非線形$\Leftrightarrow$$\partial j\lambda j(U)\neq 0$

線形退化$\Leftrightarrow$$\partial_{j}\lambda_{j}(U)\equiv 0$($\lambda_{j}(U)$が$u_{j}$によらない)

であり、 j-特性方向の非線形性に関する条件であることが見て取れる。
力 j-特性曲線に一般の場合特性曲線に関していえば、 真性非線形は、 特性速度
力 j-特性曲線にそって定
そって単調であることを意味し、 線形退化は、 特性速度数であることを意味する。
$\dot{\mathrm{a}}$$\lambda j(U)$$\mathrm{B}$$\lambda_{j}(U)$3

弱解の存在定理

良く知られているように、 保存則方程式は, 初期値が滑らかでも、 有限時刻内に解に不連続性が現われる現象が起こり得る。 これは気体力学での衝撃波に対応していて、 よってそれを含むような解を考える必要があり、 そのために通常は弱解を考えることになる。
現在までに知られている、 弱解の存在の証明方法には

1. 単独保存則に対する全変動の直接評価

2. Glimm の差分法

3. 波面追跡法 (front-tracking method)

80
4. 補完測度法 (compensated compactness)のような方法が知られている。 これらによる先駆的な結果を表にまとめると以下のようになる。

$(^{*}1)$

Lax-Fri\mbox{\boldmath $\alpha$}iric}追差分近似解: $D_{t}U+D_{x}F(U)=0(\Delta t, \Delta xarrow \mathrm{O})$$D_{t}U= \frac{U(x,t+\Delta t)-\frac{U(x+\Delta x,t)+U(x-\Delta x,t)}{2}}{\Delta t}$,$D_{x}F(U)= \frac{F(U(x+\Delta x,t))-F(U(x-\Delta x,t))}{2\Delta x}$$(^{*}2)$

粘性近似: $U_{t}+F(U)_{x}=\epsilon U_{xx}(\epsilonarrow 0)$$(^{*}3)$

HeUy: Helly の選出定理「 $[a, b]$ 上一様有界で一様有界変動である関数列からは、 ある有界変動関数に各点収束する部分列を取ることができる」$(^{*}4)$

small data: 一般には初期値の全変動が十分小さい、 すなわち初期値が定数に十分近い、 という条件が必要$(^{*}5)2$: 等温気体 (Lagrange 座標系) の方程式
$v_{t}-u_{x}=0$$(^{*}6)2$,$u_{t}+(a/v)_{x}=0$( : 速度、 v=l/密度, $a>0$ : 定数)$u$: 弾性体の方程式 ([14])$v_{t}-u_{x}=0,$$u_{t}-\sigma(v)_{x}=0$$(\sigma’(v)>0, v\sigma’’(v)\geq 0)$

及ひ、 等エントロピー気体 (Euler 座標系) の方程式 ([15])$\rho t+(\rho u)_{x}=0$,$(\rho u)t+(\rho u^{2}+P(\rho))_{x}=0$( : 密度, : 速度,: 圧力, $\gamma=1+2/(2N+1)$ : 比熱比,$a>0$ : 定数)$N=1,2,3,$$\rho$$P(\rho)=a\rho^{\gamma}$$u$$\ldots,$

81$(^{*}7)2$: 一般の真性非線形な$2\cross 2$の双曲型保存則系

これらの結果は改良されている部分もあるし、 また近似解として動力学的近似を用いる,Sourganidis らの方法もあるが、 詳細は省略する ([19, 20] 参照)。

$\mathrm{L}\mathrm{i}\mathrm{o}\mathrm{n}\mathrm{s},\mathrm{P}\mathrm{e}\mathrm{r}\mathrm{t}\mathrm{h}\mathrm{a}\mathrm{m}\mathrm{e},\mathrm{T}\mathrm{a}\mathrm{d}\mathrm{m}\mathrm{o}\mathrm{r}$

いくつかの方法の中で補完測度法の一番の特徴は、 大きい初期値に対して解の存在を示せることであろう。 最近 Bressan らによる小さい初期値に対する適切性 (存在、 一意性、

連続依存性) の研究が強力に進められているが、 大きい初期値に対する結果は補完測度法
に対するものしかない。
によるもの以外は、 今のところ特別な方程式$(^{*}5)$

なお、 Helly の定理を用いる場合と、 補完測度法を用いる場合に使われる近似解の評価は異なっていて、 それらは以下の通りである。
$\bullet$

Helly の選出定理の場合,,$T.V_{x}.U^{\epsilon}(\cdot, t)\leq C$$\{$$||U^{\epsilon}(\cdot, \cdot)||_{L}\infty\leq C$$||U^{\epsilon}(\cdot, t)-U^{\epsilon}(\cdot, s)||_{L^{1}}\leq C|t-s|$(または $o(|t-s|)$ )・補完測度法$||U^{\epsilon}(\cdot, \cdot)||\iota\infty\leq C$,$\{$$||\sqrt{\epsilon}U_{x}^{\epsilon}(\cdot, \cdot)||_{L^{2}}\leq C$

4

単独保存則方程式
以下では、 Tartar([13]) による、 単独の保存則方程式の初期値問題$u_{t}+f(u)_{x}=0$$(t>0, x\in R)$$u(x, 0)=u\mathrm{o}(x)$$(x\in R)$

(2)

$\{$

に対する補完測度法を用いた弱解の存在証明を、 Chen ([22]), Chen-Lu ([24]) による改良関数であると仮に関してに基づいて紹介する。 ここて、 $u=u(x, t)\in R_{\text{、}}f(u)$ は箸垢襦 例えば $f(u)=u^{2}/2$ のときはこの方程式は非粘性 Burgers
定し、 u0\in L2\cap L$u$$C^{2}$

方程式$u_{t}+( \frac{u^{2}}{2})_{x}=0$$(u_{t}+uu_{x}=0)$となる。

この方程式の近似解として、 粘性近似方程式$u_{t}+f(u)_{x}=\epsilon u_{xx}$$(t>0, x\in R)$$u(x, 0)=u_{0}^{\epsilon}(x)$$(x\in R)$

$\{$

(3)

82
の解

$u\ovalbox{\tt\small REJECT} u^{\epsilon}(\epsilon>0)$を取ることとする。 なお

当に平滑化した十分滑らかな関数であるとし、,$|u_{0}^{\epsilon}(x)|\leq M$

で、$\epsilonarrow 0$

の時に

は、

$u\ovalbox{\tt\small REJECT}$$\epsilon$$u_{0}$

を$\epsilon$に依存したパラメータで適に関して一様に$||u_{0}^{\epsilon}||_{L^{2}}\leq C$$u_{0}^{\epsilon}arrow u_{0}$となるものとする。

命題 1 このとき、 適当な滑らかさを持った (3) の解 $u=u^{\epsilon}(x, t)$ が存在し、$|u^{\epsilon}(x, t)|\leq M$,(4)$|| \sqrt{\epsilon}u_{x}^{\epsilon}(\cdot, \cdot)||_{L^{2}}\leq\frac{1}{\sqrt{2}}C$

を満たす。
証明

[23] による。 簡単のため、$u_{0}^{\epsilon}$$u^{\epsilon}$

を $u$ と書くこととする。

は $u(\cdot, t)\in H^{2}\cap C^{2}$ となる位十分に平滑化しておく。 $t_{0}>0$ とし、 $u(x, t_{0})$ を考えると、$u(\cdot, t\mathrm{o})\in H^{2}$より$|x|arrow\infty$

最大値を取る. それを与える

$x$

を

に対しては
$x_{0}$(( $x,$ to)\rightarrow 0 となるので ( $x,$ to) は内部で
$u$

とする.

図 1:

$\max_{x\in R}u(x, t_{0})=u$ $x0,$$u$$u(t_{0}, \cdot)$to)

このとき、 $x=x_{0}$ で極大であるので$\frac{d}{dx}u$

( ,
$x$

t0)|x=x。

$\frac{d^{2}}{dx^{2}}u(x,t_{0})$$|_{x=x_{0}}$$=$0$\leq$

0であり、 (3) より$u_{t}=\epsilon u_{xx}-f’(u)u_{x}$

(5)

83
となるので、$\ovalbox{\tt\small REJECT} u(x, 0|_{x=x0,t=t_{0}}=\epsilon u_{xx}-f’(u)u_{x}|_{x=x_{0},t=t_{0}}\leq 0$となる。 これと (5) とは、 $u(x, t)$ が $(x, t)=(x_{0}, t_{0})$ では味するので、 よって Inax$u(\cdot, t)$

は

$t$

$t$

方向}こは増カ しないことを意$\mathrm{O}$}こ関して非増加となり、$\max u(\cdot, t)\leq\max u(\cdot, \mathrm{O})=\max u\mathrm{o}()\leq M$が言える。 同様にして、$\min u(\cdot, t)\geq\min u0(\cdot)\geq-M$

も言え、 最初の不等式が示される。
また、 方程式 ut+f’(u)ux=\epsilon u エエを$( \frac{u^{2}}{2})_{t}+F_{0}(u)_{x}=\epsilon(uu_{x})_{x}-\epsilon u_{x}^{2}$

倍すると

$u$

$(F_{0}(u)= \int_{0}^{u}f’(v)vdv)$と書ける。 これを $R\mathrm{x}[0,T]$ 上積分すると$\int_{0}^{T}dt\int_{R}(\frac{u^{2}}{2})_{t}dx+\int_{0}^{T}dt\int_{R}(F_{0}(u)-\epsilon uu_{x})_{x}dx=-\epsilon\int_{0}^{T}dt\int_{R}u_{x}^{2}dx$となるが.

$F_{0}(u)_{x}=uf’(u)u_{x}$$F_{0}(u)_{x}\in L^{1}$

は $u,$ $u_{x}\in L^{2},$ $|u|\leq M$ より $f’(u)\in L^{\infty}$ となるのでであり、 $F_{0}(u(\pm\infty, t))=F_{0}(0)=0$ なので$\int_{R}F_{0}(u)_{x}dx=0$$(uu_{x})_{x}=u_{x}^{2}+uu_{xx}$より ux\in L,

も $u,$$u_{x},$$u_{xx}\in L^{2}$

なので $(uu_{x})_{x}\in L^{1}$ であり、 また

任△襪 ら$|x|arrow\infty$ のとき $uu_{x}arrow 0$ となる。 よって$\int_{R}(uu_{x})_{x}dx=0$となるので、 結局$\int_{R}\frac{1}{2}u^{2}(x, T)dx-\int_{R}\frac{1}{2}u_{0}^{2}(x)dx=-\epsilon\int_{0}^{T}dt\int_{R}u_{x}^{2}dx$となり、 これにより$|| \sqrt{\epsilon}u_{x}||_{L^{2}(R\mathrm{x}[0,T])}=\frac{1}{2}||u_{0}||_{L^{2}}^{2}-\frac{1}{2}||u(\cdot, T)||_{L^{2}}^{2}\leq\frac{1}{2}||u_{0}||_{L^{2}}^{2}\leq\frac{1}{2}C^{2}$が得られる。

$\bullet$

次に、 初期値問題 (2) の弱解を定義する。

$\text{、}$$u_{x},$$u_{xx}\in L^{2}$

84
定義 2
は任意の

$u\ovalbox{\tt\small REJECT} u(x, t)\mathrm{C}L$“ $(R\mathrm{x}[0, T))$$\phi \mathrm{C}\ovalbox{\tt\small REJECT}(R\cross[\mathrm{O}, T))$が初期値問題 (2) の 0$\ovalbox{\tt\small REJECT} t<T$での弱解であると

に対して

(6)

$\int_{0}^{T}dt\int_{R}\{\phi tu+\phi_{x}f(u)\}\ + \int_{R}\phi(x, 0)u\mathrm{o}(x)dx=0$を満たすこと。
注 3

ただし、 保存則方程式においては、 弱解の一意性は成り立たないので、 通常は一意性のためにエントロピー条件と呼ばれるものを満たす弱解を考える。 3 節で述べた近似解の極限は、 いずれもその条件を満たすことが知られている。
$T=\infty$$I^{\epsilon}$に対して粘性近似解$u=u^{\epsilon}$

を (6) の左辺に代入する (それを$I^{\epsilon}$とする) と、$=$$\int_{0}^{\infty}dt\int_{R}\{\phi tu^{\epsilon}+\phi_{x}f(u^{\epsilon})\}dx+\int_{R}\phi(x,0)u\mathrm{o}(x)dx$$=$$\int_{0}^{\infty}dt\int_{R}\{(\phi u^{\epsilon})_{t}+(\phi f(u^{\epsilon}))_{x}\}dx-\int_{0}^{\infty}dt\int_{R}\phi\{u_{t}^{\epsilon}+f(u^{\epsilon})_{x}\}dx$$+ \int_{R}\phi(x,0)u_{0}(x)dx$$=$$- \int_{R}\phi(x,0)u^{\epsilon}(x,0)dx-\epsilon\int_{0}^{\infty}dt\int_{R}\phi_{l^{\mathcal{E}}}xxdx+\int_{R}\phi(x,\mathrm{O})u\mathrm{o}(x)dx$$=$$\epsilon\int_{0}^{\infty}dt\int_{R}\phi_{x}u_{x}^{\epsilon}dx+\int_{R}\phi(x,0)\{u\mathrm{o}(x)-u_{0}^{\epsilon}(x)\}dx$となるが、 仮定により$\epsilonarrow 0$

に関して $u_{0}(x)-u_{0}^{\epsilon}(x)=o(1)$ で、 また命題 1 と Schwarzの不等式により$| \epsilon\int_{0}^{\infty}dt\int_{R}\phi_{x}u_{x}^{\epsilon}dx|\leq\sqrt{\epsilon}||\phi_{x}(\cdot, \cdot)||_{L^{2}}||\sqrt{\epsilon}u_{x}^{\epsilon}(\cdot, \cdot)||_{L^{2}}\leq\frac{C\sqrt{\epsilon}}{\sqrt{2}}||\phi_{x}||_{L^{2}}$なので、 結局$F=o(1)$$(\epsilonarrow 0)$

となる。

一方、

$L^{\infty}(\Omega)$の汎弱コンパクト性「 $||g_{n}||_{L(\Omega)}\infty\leq C$ ならばある部分列 $\{g_{n_{j}}\}j$$g_{||j}arrow g$と$u^{\epsilon},$$f(u^{\epsilon})$$L^{\infty}(\Omega)$とある関数$g\in L^{\infty}(\Omega)$

we 可 k*」の一様有界性により、 ある部分列 {\epsilon 7}、 ある有界な関数$u^{\epsilon_{\hslash}}arrow\overline{u}$,$f(u^{\epsilon_{\hslash}})arrow\overline{f}$があって$L^{\infty}\mathrm{w}\mathrm{e}\mathrm{a}\mathrm{k}*$$\overline{u},\overline{f}$

があって

85
となるので、$\int_{0}^{\infty}dt\int_{R}\{\phi_{t}u^{\epsilon_{\mathfrak{n}}}+\phi_{x}f(u^{\epsilon_{n}})\}dx+\int_{R}\phi(x, 0)u_{0}(x)dx=I^{\epsilon_{n}}=o(1)$[こおいて $narrow\infty$ とすると$\int_{0}^{\infty}dt\int_{R}\{\phi_{t}\overline{u}+\phi_{x}\overline{f})\}dx+\int_{R}\phi(x, 0)u_{0}(x)dx=0$となる。
よって、 もし$\overline{f}(x, t)=f(\overline{u}(x, t))$が言えれば$\overline{u}(x, t)$$\mathrm{a}.\mathrm{e}$.

(7)が弱解となる。 しかし、 一般にこれは明らかではない。

例 4$v_{n}(x)=\cos nx$とすると、 任意の $\phi\in L^{1}(R)$ [こ対して Riemann-Lebesgue の定理により$\int_{R}\phi(x)\cos nxdxarrow 0$$(narrow\infty)$となり、 これは$\cos nxarrow \mathrm{O}$$L^{\infty}\mathrm{w}\mathrm{e}\mathrm{a}\mathrm{k}*$を意味する。 一方、$\cos 2nx=\frac{1+\cos 2nx}{2}$より、$\int_{R}\phi(x)\cos 2$ $nxdx= \frac{1}{2}\int_{R}\phi(x)dx+\frac{1}{2}\int_{R}\phi(x)\cos 2nxdxarrow\frac{1}{2}\int_{R}\phi(x)dx$$(narrow\infty)$となるので、$\cos 2nxarrow\frac{1}{2}$$L^{\infty}\mathrm{w}\mathrm{e}\mathrm{a}\mathrm{k}*$であり、 すなわち$w^{*}- \lim\cos 2nx\neq(w^{*}-\lim\cos nx)^{2}$

であることになる。

この例からも分かるよう [こ、 一般 [こ$u^{\epsilon}arrow\overline{u}*$でも$f(u^{\epsilon})arrow f(*\overline{u})$とは限らない。

しかし、 この $\overline{f}=w^{*}-\lim f(u^{\epsilon})$ を $f(u)$ を用いて記述することを可能とする Young 測度と呼ばれるものがある。

86
5Young 測度
定理 5を開集合, $K(\subset R^{N})$ を有界集合とし、:が可測関数列でであるならばある部分列, およひ
上のある確率測度(全測度 1 の非負 Borel 測度) の族が存在し、 次を満たす。
$\Omega(\subset R^{M})$$v_{n}$$v_{n}(x)\in K(\mathrm{a}.\mathrm{e}.

x\in\Omega)$$\Omegaarrow R^{N}$$\{v_{n_{j}}\}j$$R^{N}$$\{\nu_{x}(y)\}_{\mathrm{a}.\mathrm{e}.x\in\Omega}$$\bullet \mathrm{s}\mathrm{u}\mathrm{p}\mathrm{p}_{y}\nu_{x}(y)\subset\overline{K}$$R^{N}$$\bullet$

上の任意の連続関数 $G(y)$ に対し、
$G(v_{n_{\mathrm{j}}}(x)) arrow\int_{R^{N}}G(y)d\nu_{x}(y)$$L^{\infty}(\Omega)\mathrm{w}\mathrm{e}\mathrm{a}\mathrm{k}*$詳細は [詔, 21] 参照のこと.

この確率測度の族
による積分$\{\nu_{x}(y)\}$を$\{v_{n_{j}}\}j$に対する Young 測度という。以後$\text{、}$Young 測度$\int_{R^{N}}G(y)d\nu_{x}(y)$

(

$\nu$

の添字

の関数となる) を$x$$\overline{G}(x)$や $(\nu_{x}(y), G(y)\rangle$ のように書くこととする。

なお、 Young 測度が全測度 1 である必然性は $G(y)\equiv$ 定数とすれば容易にゎかるだろう。
例 6$v_{n}arrow v$が強い意味での収束であるならば (例えば$\mathrm{a}.\mathrm{e}$. 収束)$G(v_{n})arrow G(v(x))$

であり、 一方$G(v_{n})*arrow(\nu_{x}(y), G(y))$

なので $(\nu_{x}(y), G(y))=G(v(x))$ となり、 よって$\ovalbox{\tt\small REJECT}(y)=\delta_{v(oe)}(y)$( $=v(x)$ 中心の \mbox{\boldmath $\delta$}-測度)となる。
なお、 逆}こ $\nu_{x}(y)=\delta_{v(x)}(y)$ であったとすると、$v_{n_{j}}arrow\overline{v}*$

となり、

,

$v_{n_{j}}^{2}arrow\overline{v}^{2}*$は有界なので、 任意の有界集合$\overline{v}(x)$$O(\subset\Omega)$に対して$\int_{\Omega}\chi_{O}(x)|v_{n_{\mathrm{j}}}-\overline{v}|^{2}dx=\int_{\Omega}\chi_{O}(x)(v_{n_{j}}^{2}-\overline{v}^{2})dx+\int_{\Omega}(-2\overline{v}\chi_{O}(x))(v_{n_{j}}-\overline{v})dx$$arrow$0($\chi_{O}(x)$は $O$ の定義関数、 $\chi o(x),$ $-2\overline{v}\chi o(x)\in L^{1}(\Omega)$ )87となり、 よって (必要なら部分列を取れば)$v_{n_{j}}arrow\overline{v}\mathrm{a}.\mathrm{e}$. となる。

例 7
例 4 で取り上げた $v_{n}=\cos nx$ に対する Young 測度を決定する (cf.[13])。
$\phi\in C_{0}(R$とし $G(v)$ を連続関数とする。

$)$.

$\int_{R}\phi(x)G(\cos nx)dx=\frac{1}{n}\int_{R}\phi(\frac{t}{n})G(\cos t)dt=\frac{1}{n}\sum_{k=-\infty}^{\infty}\int_{2k\pi}^{2(k+1)\pi}\phi(\frac{t}{n})G(\cos t)dt$$=$$\frac{1}{n}\sum_{k=-\infty}^{\infty}\int_{0}^{2\pi}\phi(\frac{z}{n}+\frac{2k\pi}{n})G(\cos z)dz$$=$$\frac{1}{2\pi}\int_{0}^{2\pi}G(\cos z)\{\frac{2\pi}{n}$k=\Sigma \infty -エ$\phi(\frac{z}{n}+\frac{2k\pi}{n})\}dz$の中身は $2k\pi/n<z/n+2k\pi/n<2(k+1)\pi/n$ であり、 $\phi\in C_{0}(R)$ なに収束しかつ一様有界、 よってので積分の中カッコの部分は $narrow\infty$ のときにと変形すると$\phi$$\int_{R}\phi dx$

Lebesgue の収束定理により$\int_{R}\phi(x)G(\cos nx)dxarrow\frac{1}{2\pi}\int_{R}\phi(x)dx\int_{0}^{2\pi}G(\cos z)dz$となる。 これは$G( \cos nx)arrow\frac{1}{2\pi}\int_{0}^{2\pi}G(\cos z)dz$を意味し、 この場合極限は$x$$L^{\infty}\mathrm{w}\mathrm{e}\mathrm{a}\mathrm{k}*$によらない定数となる。 ここで$\frac{1}{2\pi}\int_{0}^{2\pi}G(\cos z)dz=\frac{1}{\pi}\int_{0}^{\pi}G(\cos z)dz=\frac{1}{\pi}\int_{-1}^{1}\frac{G(v)}{\sqrt{1-v^{2}}}dv$

なので、 結局 $\{\cos nx\}$ に対する Young 測度は$\nu_{x}(v)=\chi_{(-1,1)}(v)\frac{1}{\pi}\frac{dv}{\sqrt{1-v^{2}}}$

すなわち$\nu_{x}(E)$$= \int_{E\cap(-1,1)}\frac{1}{\pi}\frac{dv}{\sqrt{1-v^{2}}}$となる。 この場合 Young 測度は絶対連続で、 その密度関数は $v=0$ での値がもつとも小さく、 $v=-1,1$ では無限に発散する。
$G(v))$ を $G(v)$ の重み付きの平均と見ると、 これは確率測度であるから、は $v=-1,1$ のところがもつとも重み付けが強く、 $v=0$ のところがもつとも重み付けが$\nu_{x}(v)$$\langle$$\nu_{x}(v),$軽いことを意味する。 このことは例えば次のように考えるといいだろう:88$\mathrm{I}||_{-1}$

図 2:$\frac{1}{\pi\sqrt{1-v}}$($\infty \mathrm{s}nx$の Young 測度の密度関数)のように振動して収束しない関数の場合は、 各 に対してその極限は点になるのではなく、 もっと広がったぼんやりしたものになってぃて、 連続関$\cos nx$$x$

数 $G(v)$ をかぶせたものは平均収束としては極限を持っがそれは $G(v)$ の平均のようなもので、 $\cos nx$ の値が「たくさん」現われる $v=-1,1$ の付近が重みが強く、 $\cos nx$ の値が「少なく」現われる $v=0$ の付近の重みが軽くなる。
なお、 $v=-1,1$ の付近に $\cos nx$ の値が「たくさん」現われる、 というのは、 例えば $n$ が自然数でなく時間としての実数変数であると考えて時間とともに $v=\cos nx$ の値の変化を考えてみると、 グラフの傾きの小さい $v=-1,1$ のところはゆっくり動き、 傾きの大き
い $v=0$ のところは速く通過することが想像できるだろう。

結局、 (7) のためには、$\nu_{(x,t)}(u)$を決定し、 $\nu_{(x,t)}(u)=\delta_{\Phi(x,t)}(u)$ であることを示すということが目標であることになる.

6

補完測度法

定理 8 (-curl 補題)

を有界開集合、 v、’$v_{n}arrow v,$ $w_{n}arrow wL^{\infty}(\Omega;R^{N})$ w\mbox{\boldmath $\alpha$}森* とする。
$\mathrm{d}\mathrm{i}\mathrm{v}$$\Omega(\subset R^{N})$$w_{n}$:$\Omegaarrow R^{N}$

を有界関数列とし、

89
このとき、

$\mathrm{d}\mathrm{i}\mathrm{v}v_{n}=\sum_{k=1}^{N}\frac{\partial}{\partial x_{k}}(v_{n})_{k}$

が、

,

curl

$w_{n}=( \frac{\partial}{\partial x_{i}}(w_{n})_{j}-\frac{\partial}{\partial x_{j}}(w_{n})_{i})_{i<j}$のあるコンパクト集合に含まれるならば、$H_{1\mathrm{o}\mathrm{c}^{1}}(\Omega)$$v_{n_{j}} \cdot w_{n_{j}}=\sum_{k=1}^{N}(v_{n_{j}})_{k}(w_{n_{j}})_{k}arrow v\cdot w$となる部分列$\{n_{j}\}_{j}$$L^{\infty}(\Omega)$が存在する。

は任意の
詳細は [13] 参照のこと。 なお、
なる $T\in D’(\Omega)$ 全体からなる Fr\’echet 空間。
$H_{1\mathrm{o}\mathrm{c}}^{-1}(\Omega)$

定義 9$C^{2}$

we 硅*$\phi\in C_{0}^{\infty}(\Omega)$に対して $\phi T\in H^{-1}(\Omega)$ と級関数 $\eta(u),$ $q(u)$ : $Rarrow R$ が(8)$q’(u)=\eta’(u)f’(u)$を満たすとき、 $(\eta(u), q(u))$ を方程式 $u_{l}+f(u)_{x}=0$ のエントロピー対と呼ひ、 $\eta(u)$ をエ

ントロピー、 $q(u)$ をエントロピー流速密度という。
もし、 $u(x, t)$ が$u_{t}$\dagger $f(u)_{x}=0$ の滑らかな解てあるときは$\eta(u)_{t}+q(u)_{x}=\eta’(u)u_{\mathfrak{l}}+q’(u)u_{x}=\eta’(u)(u_{t}+f’(u)u_{x})=\eta’(u)(u_{t}+f(u)_{x})=0$となるので、 エントロピー対は新たな保存量を与えるものであることがわかる。
注 10
なお、 単独でなく連立の保存則方程式 (1) の場合はエントロピー対 $(\eta(U), q(U))$ は線形の微分方程式系

q(U) $=\nabla\eta(U)F’$ (U)$(\nabla=(\partial_{1}, \ , \ldots, \partial_{N}))$(9)で定義され、 これは方程式が $N$ 本、 未知関数 2 個の過剰な方程式系であるのでエントロ

ピー対の存在は一般には自明ではない。
粘性近似解$u^{\epsilon}$に対しては$\eta(u^{\epsilon})_{t}+q(u^{\epsilon})_{x}$$=$$\eta’u_{t}^{\epsilon}+q’ u_{x}^{\epsilon}=\eta’(u_{t}^{\epsilon}+f’(u^{\epsilon})’u_{x}^{\epsilon})=\eta’(u_{t}^{\epsilon}+f(u^{\epsilon})_{x})$$=$\epsilon \eta ’(u\epsilon )ux\epsilon x=\epsilon (\eta ’(u5)u;) エーとなる。 ここから$\{\eta(u^{\epsilon})_{t}+q(u^{\epsilon})_{x}\}_{\epsilon}$$\epsilon\eta’’(u^{\epsilon})(u_{x}^{\epsilon})^{2}$のコンパクト性を示す。

90
命題 11 $R\cross(0, \infty)$ の任意の有界開集合$\Omega$に対して$\{\eta(u^{\epsilon})_{1}+q(u^{\epsilon})_{x}\}_{\mathrm{g}}$は$H_{1\overline{\mathrm{o}}\mathrm{c}^{1}}(\Omega)$

で相対コンパクト。

この命題の証明には次の 2 つの埋め込み定理を使う。
定理 12$\Omega(\subset R^{N})$$A\mathrm{C}\mathcal{M}(\Omega)$(

が有界開集合,$\equiv\{\Omega$

上の符号付き Radon 測度}$=C_{0}(\Omega)^{*}$

)

とするとき

$<\infty$$\sup_{\mu\in A,C_{0}(\Omega)\ni\phi\neq 0}\frac{|\langle\mu,\phi)|}{||\phi||_{C_{0}}}$.

ならば $A$ はソボレフ空間 $W^{-1,p}(\Omega)$ に埋め込まれ、 そこで相対コンパクト (ただし $p$ は

任意の $1<p<N/(N-1))$
定理 13 (Murat の補題)
$q,$ $r$$R^{N}$の有界な開集合$\Omega$

およひ $1<q\leq 2<r<\infty$ なる任意のに対し( $W^{-1,q}(\Omega)$ のコンパクト集合)$\subset$(( $W^{-1,r}(\Omega)$ の有界集合)のコンパクト集合)$H_{\overline{10}\mathrm{c}^{1}}(\Omega)$$\cap$

詳細は $[13, 21]$ 参照のこと。

(命題 11 の証明)
$I_{1}=\epsilon(\eta’(u^{\epsilon})u_{x}^{\epsilon})_{x},$$u^{\epsilon}$$I_{2}=-\epsilon\eta’’(u^{\epsilon})(u_{x}^{\epsilon})^{2}$は一様有界なので$\eta’’(u^{\epsilon})$とする。

も有界で、 命題 1 より$||\sqrt{\epsilon}u_{x}^{\epsilon}||_{L^{2}}\leq C$

なので、 任意の $\phi\in C_{0}(\Omega)$ に対して$| \int\int_{\Omega}I_{2}\phi\ dt| \leq C_{1}||\phi||_{C(\Omega)}$となる。よってである
また$I_{2}$

に対し$q$$I_{1}$

は $C_{0}(\Omega)^{*}=\mathcal{M}(\Omega)$ で有界、と見ることができ、定理 12 にょり $1<q<2$$\{I_{2}\}_{\epsilon}$

は $W^{-1,q}(\Omega)$ のあるコンパクト集合に含まれる。

|ま、 Schwarz の不等式により任意の$\phi\in C_{0}^{1}(\Omega)$に対し$| \int\int_{\Omega}I_{1}\phi dxdt|=|\int\int_{\Omega}\epsilon\eta’(u^{\epsilon})u_{x}^{\epsilon}\phi_{x}dxdt|\leq\sqrt{\epsilon}||\eta’(u^{\epsilon})||_{L^{\infty}}||\phi_{x}||_{L^{2}(\Omega)}||\sqrt{\epsilon}u_{x}^{\epsilon}||_{L^{2}(\Omega)}$となり、$\eta’(u^{\mathrm{g}})$は一様有界、$\Omega$は有界で $1<q<2$ より $d=q/(q-1)>2$ なので$||\phi_{x}||_{L^{2}(\Omega)}\leq C_{2}(\Omega)||\phi_{x}||_{L^{q’}(\Omega)}$91であり、 よって命題 1 より$| \iint_{\Omega}I_{1}\phi dxdt|\leq C_{3}\sqrt{\epsilon}||\phi_{x}||_{L^{q’}(\Omega)}arrow 0$となるので$\{I_{1}\}_{\epsilon}$$(\epsilon\downarrow 0)$

も. $W^{-1,q}(\Omega)$ で相対コンパクトとなる。 よって Il+I2=\eta (u\epsilon )t+q(u\epsilon ) エ

は $W^{-1,q}(\Omega)$ で相対コンパクトてあることがわかる。

一方、$\eta(u^{\epsilon}),$$q(u^{\epsilon})$は一様有界なので、 $r>1,$$\phi\in C_{0}^{1}(\Omega)$に対して$| \iint_{\Omega}(\eta(u^{\epsilon})_{t}+q(u^{\epsilon})_{x})\phi dxdt|=|\iint_{\Omega}(\eta(u^{\epsilon})\phi t+q(u^{\epsilon})\phi_{x})dxdt|$$\leq$$C_{4}(||\phi_{t}||_{L^{1}(\Omega)}+||\phi_{x}||_{L^{1}(\Omega)})\leq C_{5}||\phi||_{W_{0}^{1.r’}(\Omega)}$$(r’= \frac{r}{r-1}>1)$となるので、$\{\eta(u^{\epsilon})_{t}+q(u^{\epsilon})_{x}\}_{\mathcal{E}}$は$W^{-1}’{}^{t}(\Omega)$

よって Murat の補題 (定理 13) によりトであることになる。

で有界であること [こなる。

$\{\eta(u^{\epsilon})_{t}+q(u^{\epsilon})_{x}\}_{\epsilon}$

は$H_{1\mathrm{o}\mathrm{c}}^{-1}(\Omega)$で相対コンパク$\bullet$

今、 2 つのエントロピー対 $(\eta, q),$のある部分列定理 5 により$\{u^{\epsilon}\}_{\mathrm{g}}$を考える。 これらは連続だから、 Young 測度の$(\hat{\eta},\hat{q})$に対して$\{u^{\epsilon’}\}_{\epsilon’}$$\eta(u^{\epsilon’})arrow\overline{\eta}=(*\nu_{(x,t)}(u), \eta(u)\rangle$$q(u^{\epsilon’})*arrow\overline{q}$$\hat{\eta}(u^{\epsilon_{)arrow\hat{\eta}}^{\prime \mathrm{r}-}}$$\hat{q}(u^{\epsilon’})arrow-\hat{q}*$$(\eta\hat{q}-\hat{\eta}q)(u^{\epsilon’})*arrow\overline{\eta\hat{q}-\hat{\eta}q}=(\nu,$$\eta\hat{q}-\hat{\eta}q\rangle$となる。

一方、 命題 11 により$(x,t)\mathrm{d}\mathrm{i}\mathrm{v}(q(u^{\epsilon}), \eta(u^{\epsilon}))=\eta(u^{\epsilon})_{t}+q(u^{\epsilon})_{x}$はいずれもあるのある部分列$H_{1\mathrm{o}\mathrm{c}^{1}}(\Omega)$$\{u^{\epsilon’’}\}_{\mathcal{E}’’}$,$\mathrm{c}\mathrm{u}\mathrm{r}1(-\hat{\eta}(u^{\epsilon}),\hat{q}(u^{\mathrm{g}}))=\hat{\eta}(u^{\xi})_{t}+\hat{q}(u^{\epsilon})_{x}(x,t)$のコンパクト集合に含まれるので、$\mathrm{d}\mathrm{i}\mathrm{v}$-curl 補題により$\{u^{\epsilon’}\}_{\epsilon’}$に対して$\{(q, \eta)\cdot(-\hat{\eta},\hat{q})\}(u^{\epsilon’’})=(\eta\hat{q}-\hat{\eta}q)(u^{\epsilon_{)arrow\overline{\eta}\overline{\hat{q}}-\overline{\hat{\eta}}\overline{q}}^{\prime\prime \mathrm{s}}}$となる。 以上により$\overline{\eta\hat{q}-\hat{\eta}q}=\overline{\eta}\overline{\hat{q}}-\overline{\hat{\eta}}\overline{q}$$\mathrm{a}.\mathrm{e}$. $(x, t)$

(10)

92
が得られる。 この式 (10) は$(\nu, |\begin{array}{ll}\eta q\hat{\eta} \hat{q}\end{array}|)=|\begin{array}{llll}(\nu \eta\rangle (\nu q\rangle\langle\nu \hat{\eta}) (\nu \hat{q}\rangle\end{array}|$とも書かれ、 n『tar 方程式 と呼ばれる。 方程式\dagger $f(u)_{x}=0$ が線形である場合
この l 帆
方程式は自明なものとなるが、 非線形の場合には必ずしもそうではなく、 この方程式からであることを導くことができる。 これを次節で述べる。
$u_{t}$$(f”\mathrm{t}^{u})\equiv 0)$$\mathrm{a}\mathrm{r}$$\nu=\delta_{\Phi}$

7『tar 方程式の解法$\mathrm{T}$

単独の保存則方程式の場合、 任意の$C^{2}$

関数 $\eta(u)$ に対し$q(u)= \int^{u}\eta’(v)f’(v)dv$とすれば (8) により $(\eta(u), q(u))$ はエントロピー対になるから、 非常 [こたくさんのエント
ロピー対があることになる。 これを使って Tartar 方程式 (10) を解くことにする。 以下で述べる方法は. Tartar ([13]), Chen-Lu ([24]) らによる. Chen ([22]) も参照のこと。
まず、 $(\hat{\eta}(u),\hat{q}(u))=(u, f(u))$ とする $((u, f(u))$ もエントロピー対の自明な一つ)$\overline{u},\overline{f}$$\text{。}$は $(x, t)$ の関数で、 Young 測度 $\nu=\nu(u)$ での積分に関しては定数とみれるので$\overline{\eta\hat{q}-\hat{\eta}q}-(\overline{\eta}\overline{\hat{q}}-\overline{\hat{\eta}}\overline{q})$$=$$\{\nu, \eta(u)[(u)-uq(u)\rangle-((\nu, \eta(u)\}\overline{f}-\overline{u}(\nu, q(u)))$$=$$\{\nu,$$\eta(u)(f(u)-\overline{f})-(u-\overline{u})q(u)\rangle$と変形できる。 よって、$\langle$$\nu,$$\eta(u)(f(u)-\overline{f})-(u-\overline{u})q(u))=0$となる。今、 例えばこのを適当に選ぶことで$\nu$$\mathrm{a}.\mathrm{e}$. $(x, t)$(11)に関する被積分関数 $\eta(u)(f(u)-\overline{f})-(u-\overline{u})q(u)$ が、 もし$\eta$

,

$q$

$=0$

$(u=\overline{u})$$<0$$(u\neq\overline{u})$$\eta(u)(f(u)-\overline{f})-(u-\overline{u})q(u)\{$のようにできるならば、 (11) から$\mathrm{s}\mathrm{u}\mathrm{p}\mathrm{p}\nu=\{\overline{u}\}$(一点) であることがわかり、よって$\nu=\delta_{l}$であることになる.

それに似た役割をする$\eta(u)=|u-\overline{u}|$,$(\eta, q)$として単独の保存則方程式の理論で良く用いられる$q(u)=\{f(u)-f(\overline{u})\}\mathrm{s}\mathrm{i}\mathrm{g}\mathrm{n}(u-\overline{u})$93

図 3: $\eta(u)(f(u)-\overline{f})-(u-\overline{u})q(u)$ の理想的なもの

注 14

ただし、 このし、 C

５藉愎

級関数でもない。 しかでは微分可能ではなく、 よってでこの $\eta(u)$ を一様 [こ近似することはでき、 $q_{n}(u)= \int^{u}\eta_{\acute{n}}(v)f’(v)dv$
は$(\eta, q)$$\overline{\eta}_{n}$$C^{2}$$u=\overline{u}$$u$$\overline{u}$図 4: $\eta(u)$ ととすれば$\eta_{\hslash}(u)$は (11) を満たし、 そして $narrow\infty$ のときに、 Young 測度の積分に関する Lebesgue 収束定理によりその極限としてこの $(\eta, q)$ に対して (11) が成り立つことが$(\eta_{n}, q_{n})$示される。

この $(\eta, q)$に対し、$\eta(u)(f(u)-\overline{f})-(u-\overline{u})q(u)$

$=$

となり、
$\langle\nu,$$(f(u)-\overline{f})|u-\overline{u}|-|u-\overline{u}|\{f(u)-f(\overline{u})\}=|u-\overline{u}|\{f(\overline{u})-\overline{f}\}$$f(\overline{u})-\overline{f}$は$u$に関しては定数なので (11) は$|u-\overline{u}|\{f(\overline{u})-\overline{f}\})=\{f(\overline{u})-\overline{f}\}(\nu, |u-\overline{u}|)=0$$\mathrm{a}.\mathrm{e}$

.

$\nu$

94
となる。 よって、$f(\overline{u})=\overline{f}$または《 ,$\nu$$|u-\overline{u}|$) $=0$$\mathrm{a}.\mathrm{e}$.

すなわち$f1^{\overline{u}})=\overline{f}$または$\nu=\delta_{\Phi}$$\mathrm{a}.\mathrm{e}$.

が言えたことになる。
そして、

ならばもちろん標であった (7) が言えたことになり、$\nu=\delta_{\overline{u}}$$f(\overline{u})=\overline{f}$$\overline{u}$でもあるので、 よってどちらにしても元の目が弱解であることが示された。

ただし、 エントロピー条件、 または$u^{\epsilon’’}arrow\overline{u}$$\mathrm{a}.\mathrm{e}$を示すにはやはり.
であることを示す必要がある。 よって以下でそれを考察する。

$\nu=\delta_{l}$今度は$\eta(u)=f(u)-f(\overline{u})$,$q(u)= \int_{\Phi}^{u}(f’(v))^{2}dv$

として (11) に代入してみる. この場合
$H(u)=\eta(u)(f(u)-\overline{f})-(u-\overline{u})q(u)$

とおくと、

)

$f\mathrm{t}\overline{u}$$=\overline{f}$なので$H(u)=(f(u)-f( \overline{u}))^{2}-(u-\overline{u})\int_{l}^{u}(f’(v))^{2}dv$となるが、 Schwarz の不等式により$|f(u)-f( \overline{u})|=|\int_{\varpi}^{u}f’(v)dv|\leq\sqrt{|u-\overline{u}|}|\int_{\Phi}^{u}(f’(v))^{2}dv|$となるので $H(u)\leq 0$ で、 その等号が成立するのは$u=\overline{u}$

かまたは

$u$

と

$\overline{u}$との間で $f’(u)$が定数である場合、 となる。
この場合、 (11) の《 , $H(u))=0$
$\nu$

により

$\mathrm{s}\mathrm{u}\mathrm{p}\mathrm{p}\nu$

上 $H(u)$ は 0 でなくてはならず、 よって$\mathrm{s}\mathrm{u}\mathrm{p}\mathrm{p}\nu$の凸包の上で$f’\mathrm{t}^{u}$) が定数でなければならないことになる。
故に、 例えば $f(u)=u^{2}/2$ (Burgers 方程式) のように $f”(u)>0$ を満たす単独保存則

方程式の場合は$\mathrm{s}\mathrm{u}\mathrm{p}\mathrm{p}\nu$

は 1 点になり、 結局$\nu=\delta_{\Phi}$

であることが言える。

95

図 5: 部分的に線形な $f(u)$注 15

凸ではなく、 実際に一部分で線形退化しているような $f(u)$ (図 5) に対しては Tartar 方
程式 (10) からは何も得られない。 例えば $f(u)$ が区間 $(a, b)$ 上で $f’(u)\equiv c_{0}$ (定数) であるとする。
このとき、 $a\leq u\leq b$ }こ対して$q(u)$$=$$q(a)+ \int_{a}^{u}\eta’(v)f’(v)dv=q(a)+c0\int_{a}^{u}\eta’(v)dv=c0\eta(u)+c_{1}$$(c_{1}=q(a)-c_{0}\eta(a))$となり$|\begin{array}{ll}\eta q\hat{\eta} \hat{q}\end{array}|=|\begin{array}{ll}\eta c\mathrm{o}\eta+c_{1}\hat{\eta} c\mathrm{o}\hat{\eta}+c_{2}\end{array}|=c_{2}\eta-c_{1}\hat{\eta}$となるので、$\mathrm{s}\mathrm{u}\mathrm{p}\mathrm{p}\nu\subset[a, b]$である場合、$(\nu, |\begin{array}{ll}\eta q\hat{\eta} \hat{q}\end{array}|)=(\nu,$ $c_{2}\eta-c_{1}\hat{\eta}\rangle$$c_{2}\eta-c_{1}\hat{\eta}\rangle$$|\begin{array}{ll}(\nu,\eta\} (\nu,q\rangle(\nu,\hat{\eta}\rangle \hat{q}\rangle(\nu\end{array}|=|\begin{array}{llll}(\nu,\eta\rangle c\mathrm{o}(\nu \eta)+ c_{1}\hat{\eta}\rangle(\nu c_{0}\langle\nu \hat{\eta}\rangle+ c_{2}\end{array}|=c_{2}\langle\nu, \eta\rangle-c_{1}\langle\nu,\hat{\eta}\rangle=(\nu,$(Young 測度は全測度 1 より$(\nu, c_{j}\rangle=\mathrm{c}_{j})$である任意の測度に対し Tartar 方程式が成り立ってしまうことになり、 言い換えると Tartar 方程式 (10) からは Young 測度となる。 すなわち、$\mathrm{s}\mathrm{u}\mathrm{p}\mathrm{p}\nu\subset[a, b]$

かつ$\langle\nu, 1\rangle=1$

に関する情報は何も得られないことになる。
つまり、 Tartar 方程式は線形の方程式には白明な関係式でありそこからは何も得られないが、 非線形性が強い方程式には威力を発揮する、 といった性質のものであることが分96
よって、 補完測度法によって Tartar 方程式を導く手法はどんな保存則方程式 (系) にも有効なのではなく、 非線形性の弱い線形に退化した方程式などにはあまり有効ではないだ
ろうと思われる。

8

連立方程式、 その他
連立の保存則方程式の場合も、 補完測度法を用いる弱解の存在証明は単独の場合とほぼ同様で、

1. 近似解$U^{\zeta}$を構成しその一様有界性を証明

2. エントロピー対に対して
3.

$\mathrm{T}$$\eta(U^{\epsilon})_{t}+q(U^{\epsilon})_{x}$のコンパクト性を証明

帆 ar 方程式を解くということを行う。 このそれぞれの項目毎に難点や現状を述べる.

8.1

近似解の一様有界性

方程式によっては一様有界性を示すのは難しく、 今のところ$\bullet$(不変領域の理論 ([23])) +(人工粘性近似解、 または差分近似解)

・動力学的近似 ([19, 20])

位でしかこれは示されてはおらず、 例えば不変領域の理論でちゃんと一様有界性が得られる方程式はかなり限られていて、 一般には近似解の一様有界性を得るのは非常に難しい。
これに対して、 Young 測度を L

任陵 界列でなく、$I\nearrow(p>1)$ での有界列に拡張し測度)、 補完測度法の定理も弱収束に拡張して考える p-補完測度法というものも考えられている ([32, 33, 34, 35, 36, 37, 38] 等参照)。 今のところ、 n『tar 方程式($L^{p_{-}}\mathrm{Y}\mathrm{o}\mathrm{u}\mathrm{n}\mathrm{g}$$L^{\mathrm{p}}$の処理等が難しいようでまだこれにょる結果は多くはないが、 これがうまくぃけば、 有界性の評価は自然に成り立っことが期待されるエネルギー評価で置き換えることができるので、 少なくとも有界性に関する部分は解消できることになる。

さらに、 今まで補完測度法には適用できなかったような近似解、 例えば圧縮性

Euler 方程式の近似解として、 人工粘性近似でなく自然粘性近似である圧縮性 Navier-Stokes 方程式の解を使いその収束性を補完測度法で議論する、 といったことが行える可能性がある。

8.2

エントロピーのコンパクト性

今までこれが示されていたのは、型、 Godunov 型の差分近似解、 人工
粘性近似解 ([13, 14])、 あるいは動 学的近似 ([19]) などの近似解のみで、 しがもそれに$\mathrm{L}\mathrm{a}\mathrm{x}-\mathrm{R}\mathrm{i}\mathrm{e}\mathrm{d}\mathrm{r}\mathrm{i}\mathrm{c}\mathrm{h}\mathrm{s}$$\text{力}$97は通常有界性が使われるので上と同じ困難さが生ずる。
他の近似解、 例えば Glimm の差分や波面追跡法などを用いた場合、 それらは衝撃波をなまらせない形で持っているためこの性質を持たないのではないかと想像され、 よってそのような近似解の収束を補完測度法で示すのは難しいのではないかと思われる。
なお、 近年緩和 (relaxation) 項による近似と補完測度法の親和性が知られ、 それに関する論文も増えている ([39, 40, 41, 42, 43])。

8.3

Tartar 方程式

これは近似解とは直接は関係なく、 エントロピー、 すなわち方程式の形のみに関わる話になる。基本的に今のところエントロピーがたくさん存在する $N\leq 2$ の場合にしか Tartar

方程式は解かれておらず、 $N=2$ の場合でも解かれている方程式系はほぼ以下の通りで
ある。

・弾性系:
$v_{t}-u_{x}=0$

,

$\{$

$u_{t}-\sigma(v)_{x}=0$の場合は DiPerna ([14]), $v\sigma’’(v)\leq 0$ の場合は J.Shearer ([33]), P.Linにかなり制約が必要で、 例え([34]) らの結果があるが、 $v\sigma’’(v)\leq 0$ の場合は
ば $\sigma’arrow 0(|v|arrow\infty)$ の場合には未解決。

$v\sigma’’(v)\geq 0$$\sigma(v)$・気体のバロトロピックモデル$\rho_{t}+(\rho u)_{x}=0$,$(\rho\geq 0, P’(\rho)\geq 0,$$\{$$P”(\rho)\geq 0)$$(\rho u)_{\mathrm{i}}+(\rho u+P(p))_{x}=0$

DiPerna ([15]), Ding,$\mathrm{C}\mathrm{h}\mathrm{e}\mathrm{n},\mathrm{L}\mathrm{u}\mathrm{o}([26,27],[28]),$$\mathrm{L}\mathrm{i}\mathrm{o}\mathrm{n}\mathrm{s},\mathrm{P}\mathrm{e}\mathrm{r}\mathrm{t}\mathrm{h}\mathrm{a}\mathrm{m}\mathrm{e},\mathrm{T}\mathrm{a}\mathrm{d}\mathrm{m}\mathrm{o}\mathrm{r},\mathrm{S}\mathrm{o}\mathrm{u}\mathrm{g}\mathrm{a}\mathrm{n}\mathrm{i}\mathrm{d}\mathrm{i}\mathrm{s}$([19, 20]), Chen,LeFloch ([31]), Makino ([30]) 等の結果がある。ただし圧力関数 $P(\rho)$には強い制約がつく。 または、 この方程式の相対論形を扱ったものもある (Makino

[44]

$)$

。

・へそ型の退化性を持つ$2\cross 2$$f’(U_{0})\sim\{\begin{array}{ll}\lambda_{1} 00 \lambda_{2}\end{array}\}$Chen,の連立方程式$(\lambda_{2}(U)>\lambda_{1}(U)(U\neq U_{0}), \lambda_{2}(U_{0})=\lambda_{1}(U_{0}))$$\mathrm{K}\mathrm{a}\mathrm{n}([45])$

・一般の$2\cross 2$の連立方程式に対する考察:

serre [46].

98$2\mathrm{x}2$の連立方程式の場合、 エントロピー対の方程式 (9) は未知関数の数は同じになり、 初期値の任意性の分エントロピー対はたくさんあることになり、 それにょり Tartar 方程式
が解けるものもあるが、 まだ 2x2 の方程式でも Tartar 方程式が解かれてぃないものは多い。
また、 $N$ が 3 以上の場合はエントロピーがほとんどないので、 今のところ Tartar 方程式を解くには不十分で、例えばエネルギー保存まで含めた完全な形の気体の方程式などには補完測度法は適用されていない。

8.4

未解決問題

最後に、 今までにも少し触れたが、 補完測度法に関する未解決の問題をいくっか上げておく。
$\bullet$$N=3$ の連立方程式について.

単独方程式で見たように、 実は必ずしもたくさんのエントロピーが必要なのではな
く、 T 度良いエントロピーがーっでもあれば Young 測度を追いっめることができる
可能性はある。 また、 $N=3$ でも例えば気体の方程式では自然なエントロピーが存在し、 それによって完全には Young 測度を決定できないかも知れないがある程度の性質を知ることができるのではないか、 と考えてぃる。

・今まで収束が示されていない他の近似解の収束の証明。
補完測度法は近似解の収束の証明に使われるが、 そこで使ゎれる近似解は、 Glmmの差分近似や波面追跡法のように衝撃波を強く保持するようなものではなく、 人工
粘性近似解や Lax-Friedrichs 型差分近似解のようにむしろ衝撃波をなだらがにするようなものであるが、 例えば圧縮性 Navier-Stokes 方程式の解を圧縮性 Euler 方程式に対する自然粘性近似解とみて、 その収束性を補完測度法で証明できないがと考えている。
この場合、 通常の補完測度法でなく、 I\nearrow での補完測度法の方が使いやすいだろうと思われるが、 Euler 方程式に対する$L^{\mathrm{p}}$-補完測度法での Ihrtar 方程式に関する研究は現在のところほとんど行われていないようである。
$\bullet$$v\sigma’’(v)\leq 0$の場合弾性体の方程式について。

例えば典型的な非線形振動 $\sigma(v)=v/\sqrt{1+v}$ のような $\sigma’arrow 0(|v|arrow\infty)$ となる
ような弾性体の方程式に対しては、 それが持っ有界性は弱く
p-補完測度法$(L^{1})_{\text{、}}$$(p>1)$ でも間に合っていない。 しかし、測度についてしか解決してはおらず、とは難しいだろうと思われる。

$I\nearrow$での議論は困難で、 今のところ Young-補完測度法をさらににまで拡張するこ$L^{1}$

・気体のより一般のバロトロピックモデルの方程式について。
現在一般のバロトロピックモデルの方程式$P(\rho)>0,$$P’(\rho)>0(\rho>0)$$L^{1}$

99
に対しては Tartar の方程式は解かれておらず、 圧力 $P(\rho)$ にかなり強い制約 (例えば $P(\rho)=a\rho^{\gamma}(\gamma>1))$ をつけたものについて解かれているのみである。

最近、 その制約をゆるめた結果が相次いで報告された ([31, 30]) が、 まだかなり強い

条件がついているように思われる。
圧力項の形を一般にすると、 エントロピーの性質があいまいになり、 それで Tartar

方程式を解くことが困難になり、 そのため通常は Tartar 方程式を解くために圧力項にある程度条件をつけエントロピーが必要な性質を持つようにしているのであるが、使用するエントロピーの数を少なくする、 あるいは具体的に式で表現できるようなエントロピーのみで Tartar 方程式を解く、 といったことはできないだろうかと考えている。

DiPerna が使ったエントロピーは、 Darboux の公式で書けるエントロピーで、 Chen,
Makino, Lions, Perthame らもこの Darboux の公式を元にしている。 しかし、DiPerna が後に指摘しているように ([47]) 必ずしもたくさんのエントロピーは必要ではなく、 少ないエントロピーでもある程度の結果を導くことができる。 同様の考察は$\mathrm{C}\mathrm{h}\mathrm{e}\mathrm{n},\mathrm{L}\mathrm{u}([48])$

らによっても試みられている。

一方で一般の $P(\rho)$ に対しても例えばに関して多項式であるエントロピーは具体の次数に対して独立なものが一つずつ存在し全部で可算個存在するので、 例えばこの可算個のエントロピーを組み合わせてTartar 方程式を解くことができれば、 圧力項に関する制限を多少は緩めることがで$u$的な式で表現することができ、 これは$u$

きるのではないだろうかと考えている。

an der Waals 方程式のようなものについては、 以前補完測度法に関する研究もされたようだが (cf. [49]) 取り扱いが困難でまた、 具体的な $P(\rho)$ であっても、 例えば

まだ成功には至っていないようである。
$\bullet$3 次元 Euler 方程式の球対称問題。
3 次元の気体の方程式を球対称とみて 1 次元化したものは原点で特異性を持ち、 そのままでは弱解を構成するのは難しく、 補完測度法では今のところその原点での特異性を外した問題しか解かれていない (chen,Glimm [51])。 原
点の特異性の部分を考慮した新たな近似解 (例えば差分近似解) を構成して、 補完測度法を適用できないかと考えている。
$\mathrm{M}\mathrm{a}\mathrm{k}\mathrm{i}\mathrm{n}\mathrm{o},\mathrm{T}\mathrm{a}\mathrm{k}\mathrm{e}\mathrm{n}\mathrm{o}[50],$

いずれも手頃な問題とはいいがたいし、 かなり無理がありそうなものも含まれているが、希望も含めて上げてみた。

なお補完測度法で解ける方程式を増やす、 という方向のほかにも、 Tartar 方程式が解かれている方程式に対して、 初期値境界値問題や、 外力項や履歴項、 別な方程式などが追加
された方程式、 周期解の存在などへの補完測度法の応用なども行われていて、 そちらの方向での興味深い話題や未解決問題なども色々ある。 これらについてはここでは省略し、 やや情報が古いが [66] を紹介するにとどめることとする。

100
参考文献
・成書、 論説[1] 浅倉史興, 双曲型保存則系の初期値問題
3 号 (日本数学会) 2000, 257-278.

-

基本結果と近年の話題 -, 「数学」第 52 巻

[2] 西田孝明- 川島秀一, 気体の運動方程式, 「非線形の現象と解析」 , 山口昌也編 (日本評論社) 1979, 135-160.
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1991.
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[5] D.Serre. Systems of conservation laws, 1, 2. Cambridge, 1999.

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