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SYSTEMES DE PARTICULES
ET AMORTISSEMENT LANDAU
19 novembre 2010
Cedric Villani
Universite de Lyon
& Institut Henri PoincareFRANCE
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Equations de Newton pour des particules ponctuelles
xi = xi(t) ∈ R3, masse mi, i = 1...N
xi = −∑
j 6=i
mj ∇W (xi − xj)
W (x) = − G4π |x| potentiel de Newton (gravitation)
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Equations de Newton pour des particules ponctuelles
xi = xi(t) ∈ R3, mass mi, i = 1...N
xi = −∑
j 6=i
mj ∇W (xi − xj)
W (x) = − G4π |x| potentiel de Newton (gravitation)
A quoi ressemblent les trajectoires quand t → ∞ ? ?
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Theorie de Kolmogorov–Arnold–Moser
• Soit H0 = hamiltonien completement integrable
(e.g. planetes independantes interagissant avec le Soleil)
• On perturbe en H0+εH
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Theorie de Kolmogorov–Arnold–Moser
• Soit H0 = hamiltonien completement integrable
(e.g. planetes independantes interagissant avec le Soleil)
• On perturbe en H0+εH =⇒ avec probabilite > 0.99,
le systeme reste stable pour tous les temps (deformation
de mouvement quasiperiodique),
bien que les lois de conservation n’interdisent pas un
comportement erratique ou catastrophique.
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Theorie de Kolmogorov–Arnold–Moser
• Soit H0 = hamiltonien completement integrable
(e.g. planetes independantes interagissant avec le Soleil)
• On perturbe en H0+εH =⇒ avec probabilite > 0.99,
le systeme reste stable pour tous les temps (deformation
de mouvement quasiperiodique),
bien que les lois de conservation n’interdisent pas un
comportement erratique ou catastrophique.
Paradoxe epistemologique
Le Theoreme K-A-M ne s’applique “jamais” aux
systemes “reels” (planetes pas assez petites !)
Pourtant a revolutionne la mecanique classique, pour
mathematiciens et physiciens.
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Autre approximation (continue) : champ moyen
N ≥ 1012 equations simples
sur les positions xi et les vitesses vi
yN→∞
une equation (compliquee)
sur µt(dx dv)
µt[A] : fraction de masse au temps t dans A
∑
j
mj W(xj(t) − x
)−→
∫
x′,v′
W (x′ − x) µt(dx′ dv′)
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Autre approximation (continue) : champ moyen
N ≥ 1012 equations simples
sur les positions xi et les vitesses vi
yN→∞
une equation (compliquee)
sur µt(dx dv)
µt[A] : fraction de masse au temps t dans A∑
j
mj W(xj(t) − x
)−→
∫W (x′ − x) µt(dx′ dv′)
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L’equation de Vlasov
µt est preservee par le flot (conservation de la masse)
vol est preservee par le flot (theoreme de Liouville)
=⇒ f(t, x, v) =µt(dx dv)
vol (dx dv)est aussi preservee :
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L’equation de Vlasov
µt est preservee par le flot (conservation de la masse)
vol est preservee par le flot (theoreme de Liouville)
=⇒ f(t, x, v) =µt(dx dv)
vol (dx dv)est aussi preservee :
d
dtf(t,X(t), X(t)
)= 0
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L’equation de Vlasov
µt est preservee par le flot (conservation de la masse)
vol est preservee par le flot (theoreme de Liouville)
=⇒ f(t, x, v) =µt(dx dv)
vol (dx dv)est aussi preservee :
(∂f
∂t+ X(t) · ∇xf + X(t) · ∇vf
)(t,X(t), X(t)
)= 0
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L’equation de Vlasov
µt est preservee par le flot (conservation de la masse)
vol est preservee par le flot (theoreme de Liouville)
=⇒ f(t, x, v) =µt(dx dv)
vol (dx dv)est aussi preservee :
(∂f
∂t+ X(t) · ∇xf + X(t) · ∇vf
)(t,X(t), X(t)
)= 0
∂f
∂t+ v · ∇xf + F (t, x)·∇vf = 0
F = −∇W ∗ ρ, ρ(t, x) =
∫f(t, x, v) dv
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L’equation de Vlasov
µt est preservee par le flot (conservation de la masse)
vol est preservee par le flot (theoreme de Liouville)
=⇒ f(t, x, v) =µt(dx dv)
vol (dx dv)est aussi preservee :
(∂f
∂t+ X(t) · ∇xf + X(t) · ∇vf
)(t,X(t), X(t)
)= 0
∂f
∂t+ v · ∇xf + F (t, x)·∇vf = 0
F = −∇W ∗ ρ, ρ(t, x) =
∫f(t, x, v) dv
NB : Justification rigoureuse tjs ouverte si W singulier
(Newton/Coulomb : W ∼ ±1/r, d = 3)
Meilleur resultat : Hauray–Jabin (2007) : W ∼ log 1/r...
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Piliers de la theorie cinetique : equations de Boltzmann et Vlaso
Boltzmann Vlasov
Irreversible Reversible
Energie est constante Energie est constante
Entropie augmente Entropie est constante
(Theoreme H de Boltzmann) (par Thm de Liouville)
Equilibres gaussiens Espace de dim infinie d’equilibres
ρ e−|v|2/T Ex. n’importe quel f(v)
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Piliers de la theorie cinetique : equations de Boltzmann et Vlaso
Boltzmann Vlasov
Irreversible Reversible
Energie est constante Energie est constante
Entropie augmente Entropie est constante
(Theoreme H de Boltzmann) (par Thm de Liouville)
Equilibres gaussiens Espace de dim infinie d’equilibres
ρ e−|v|2/T Ex. n’importe quel f(v)
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Piliers de la theorie cinetique : equations de Boltzmann et Vlaso
Boltzmann Vlasov
Irreversible Reversible
Energie est constante Energie est constante
Entropie augmente Entropie est constante
(Theoreme H de Boltzmann) (par Thm de Liouville)
Equilibres gaussiens Espace de dim infinie d’equilibres
ρ e−|v|2/T Ex. n’importe quel f(v)
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Piliers de la theorie cinetique : equations de Boltzmann et Vlaso
Boltzmann Vlasov
Irreversible Reversible
Energie est constante Energie est constante
Entropie augmente Entropie est constante
(Theoreme H de Boltzmann) (par Thm de Liouville)
Equilibres gaussiens Espace de dim infinie d’equilibres
ρ e−|v|2/T Ex. n’importe quel f(v)
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1946 : La decouverte “epoustouflante” de Landau
Landau linearise Vlasov autour de f 0(v) : pour des d.i.
entieres (analytiques) la force tend vers 0 avec taux λL =
infk
infRe ξ; −4π2 |k|2 W (k)
∫ ∞
0
∫
Rd
f 0(v) e−2iπkt·v e2πξt t dt dv = 1
Ex : f 0(v) = e−|v|2 : Coulomb, λL > 0 ;
Newton, λL > 0 seulement a echelles < LJ
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Comportement en temps grand de Vlasov
• amortissement Landau : des perturbations peuvent
s’eteindre spontanement, de maniere apparemment
irreversible (approche vers equilibre ?)
• Depuis lors, le comportement en temps grand de
Vlasov a ete l’objet de tres nombreuses discussions. “Bien
accepte” et observe e.g. en astrophysique : relaxation en
temps “court”, avant augmentation d’entropie.
Fondamental...
• Approches statiques : Lynden-Bell, Robert, Miller...
Mais personne n’a d’explication theorique basee sur la
dynamique
... sauf pour l’amortissement Landau (perturbatif !)
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Mais ... La linearisation est-elle raisonnable ? ? f = f 0 + h
∂h
∂t+ v · ∇xh + F [h] ·
(∇vf
0 + ∇vh)
= 0 (V NLin)
∂h
∂t+ v · ∇xh + F [h] ·
(∇vf
0 + 0)
= 0 (V Lin)
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Mais ... La linearisation est-elle raisonnable ? ? f = f 0 + h
∂h
∂t+ v · ∇xh + F [h] ·
(∇vf
0 + ∇vh)
= 0 (V NLin)
∂h
∂t+ v · ∇xh + F [h] ·
(∇vf
0 + 0)
= 0 (V Lin)
• OK si |∇vh| ≪ |∇vf0|, mais |∇vh(t, · )| ≥ ε t → +∞
“detruisant la validite de la theorie lineaire” (Backus 1960)
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Mais ... La linearisation est-elle raisonnable ? ? f = f 0 + h
∂h
∂t+ v · ∇xh + F [h] ·
(∇vf
0 + ∇vh)
= 0 (V NLin)
∂h
∂t+ v · ∇xh + F [h] ·
(∇vf
0 + 0)
= 0 (V Lin)
• OK si |∇vh| ≪ |∇vf0|, mais |∇vh(t, · )| ≥ ε t → +∞
“detruisant la validite de la theorie lineaire” (Backus 1960)
• Echelle de temps non lineaire = 1/√
ε (O’Neil 1965)
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Mais ... La linearisation est-elle raisonnable ? ? f = f 0 + h
∂h
∂t+ v · ∇xh + F [h] ·
(∇vf
0 + ∇vh)
= 0 (V NLin)
∂h
∂t+ v · ∇xh + F [h] ·
(∇vf
0 + 0)
= 0 (V Lin)
• OK si |∇vh| ≪ |∇vf0|, mais |∇vh(t, · )| ≥ ε t → +∞
“detruisant la validite de la theorie lineaire” (Backus 1960)
• Echelle de temps non lineaire = 1/√
ε (O’Neil 1965)
• Le terme neglige ∇vh est d’ordre dominant !
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Mais ... La linearisation est-elle raisonnable ? ? f = f 0 + h
∂h
∂t+ v · ∇xh + F [h] ·
(∇vf
0 + ∇vh)
= 0 (V NLin)
∂h
∂t+ v · ∇xh + F [h] ·
(∇vf
0 + 0)
= 0 (V Lin)
• OK si |∇vh| ≪ |∇vf0|, mais |∇vh(t, · )| ≥ ε t → +∞
“detruisant la validite de la theorie lineaire” (Backus 1960)
• Echelle de temps non lineaire = 1/√
ε (O’Neil 1965)
• Le terme neglige ∇vh est d’ordre dominant !
• La linearisation elimine la conservation d’entropie
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Mais ... La linearisation est-elle raisonnable ? ? f = f 0 + h
∂h
∂t+ v · ∇xh + F [h] ·
(∇vf
0 + ∇vh)
= 0 (V NLin)
∂h
∂t+ v · ∇xh + F [h] ·
(∇vf
0 + 0)
= 0 (V Lin)
• OK si |∇vh| ≪ |∇vf0|, mais |∇vh(t, · )| ≥ ε t → +∞
“detruisant la validite de la theorie lineaire” (Backus 1960)
• Echelle de temps non lineaire = 1/√
ε (O’Neil 1965)
• Le terme neglige ∇vh est d’ordre dominant !
• La linearisation elimine la conservation d’entropie
• Isichenko 1997 : approche vers l’equilibre en O(1/t)
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Mais ... La linearisation est-elle raisonnable ? ? f = f 0 + h
∂h
∂t+ v · ∇xh + F [h] ·
(∇vf
0 + ∇vh)
= 0 (V NLin)
∂h
∂t+ v · ∇xh + F [h] ·
(∇vf
0 + 0)
= 0 (V Lin)
• OK si |∇vh| ≪ |∇vf0|, mais |∇vh(t, · )| ≥ ε t → +∞
“detruisant la validite de la theorie lineaire” (Backus 1960)
• Echelle de temps non lineaire = 1/√
ε (O’Neil 1965)
• Le terme neglige ∇vh est d’ordre dominant !
• La linearisation elimine la conservation d’entropie
• Isichenko 1997 : approche vers l’equilibre en O(1/t)
• Caglioti–Maffei (1998) : au moins certaines solutions
non triviales relaxent exponentiellement vite
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-28
-26
-24
-22
-20
-18
-16
-14
-12
-10
-8
-6
0 5 10 15 20 25 30 35 40
log(
|| E
(.)
||)
t
d = 0.001d = 0.002d = 0.004d = 0.006d = 0.008d = 0.010
-35
-30
-25
-20
-15
-10
-5
0 5 10 15 20 25 30 35 40
log(
|| E
(.)
||)
t
d = 0.001d = 0.002d = 0.004d = 0.006d = 0.008d = 0.010d = 0.012
-0.1
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
0.7
0.8
0.9
0 5 10 15 20 25 30 35 40
log(
|| E
(.)
||) -
log(
|| E
l(.)
||)
t
d = 0.001d = 0.002d = 0.004d = 0.006d = 0.008d = 0.010d = 0.012
Filbet 2010
e−v2
2
“
1 + ε cos(2πkx)”
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Quel theoreme ? ?
Confinement crucial ; vient de conteneur ou dynamique
Pour simplifier x ∈ Td = R
d/Zd (d ≥ 1)
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Quel theoreme ? ?
Confinement crucial ; vient de conteneur ou dynamique
Pour simplifier x ∈ Td = R
d/Zd (d ≥ 1)
Theoreme (Mouhot–V)
• Soit W = W (x), W (k) = O(1/|k|2)
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Quel theoreme ? ?
Confinement crucial ; vient de conteneur ou dynamique
Pour simplifier x ∈ Td = R
d/Zd (d ≥ 1)
Theoreme (Mouhot–V)
• Soit W = W (x), W (k) = O(1/|k|2)• Soit f 0 = f 0(v)= equilibre homogene lineairement
stable, analytique dans bande de largeur λ0 autour de Rd
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Quel theoreme ? ?
Confinement crucial ; vient de conteneur ou dynamique
Pour simplifier x ∈ Td = R
d/Zd (d ≥ 1)
Theoreme (Mouhot–V)
• Soit W = W (x), W (k) = O(1/|k|2)• Soit f 0 = f 0(v)= equilibre homogene lineairement
stable, analytique dans bande de largeur λ0 autour de Rd
• Soit fi = fi(x, v)= donnee initiale, analytique dans
une bande de largeur λi autour de Rdv, t.q..
|fi − f 0| = O(ε), ε ≪ 1
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Quel theoreme ? ?
Confinement crucial ; vient de conteneur ou dynamique
Pour simplifier x ∈ Td = R
d/Zd (d ≥ 1)
Theoreme (Mouhot–V)
• Soit W = W (x), W (k) = O(1/|k|2)• Soit f 0 = f 0(v)= equilibre homogene lineairement
stable, analytique dans bande de largeur λ0 autour de Rd
• Soit fi = fi(x, v)= donnee initiale, analytique dans
une bande de largeur λi autour de Rdv, t.q..
|fi − f 0| = O(ε), ε ≪ 1
• Soit f = f(t, x, v) la solution de Vlasov NL avec
interaction W et f(0, ·) = fi, alors
F [f ](t, x) = O(e−2πλ|t|), ∀λ < min(λ0, λi, λL)
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Remarques mathematiques
• On prouve aussi : f(t, ·) −−−→weak
f∞ = f∞(v) en t → ∞
• Estimee quantitative.
• Outre confinement et melange, crucial : regularite
• S’etend a une certaine regularite Gevrey, mais on perd
la convergence exponentielle (normal)
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Remarques mathematiques
• On prouve aussi : f(t, ·) −−−→weak
f∞ = f∞(v) en t → ∞• Estimee quantitative.
• Outre confinement et melange, crucial : regularite
• S’etend a une certaine regularite Gevrey, mais on perd
la convergence exponentielle (normal)
Remarques physiques
Information va vers les petites echelles cinetiques
(invisible !)
.... disparaıt dans le neant (6= radiation !)
Lynden-Bell : “A [galactic] system whose density has
achieved a steady state will have information about its
birth still stored in the peculiar velocities of its stars”
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Illustration numerique
-4e-05
-3e-05
-2e-05
-1e-05
0
1e-05
2e-05
3e-05
4e-05
-6 -4 -2 0 2 4 6
h(v)
v
t = 0.16
-4e-05
-3e-05
-2e-05
-1e-05
0
1e-05
2e-05
3e-05
4e-05
-6 -4 -2 0 2 4 6
h(v)
v
t = 2.00
-13
-12
-11
-10
-9
-8
-7
-6
-5
-4
0 10 20 30 40 50 60 70 80 90 100
log(
Et(
t))
t
electric energy in log scale
-23
-22
-21
-20
-19
-18
-17
-16
-15
-14
-13
-12
0 0.05 0.1 0.15 0.2 0.25 0.3 0.35 0.4
log(
Et(
t))
t
gravitational energy in log scale
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“Cascade” du transport libre
∂f
∂t+ v · ∇xf = 0 =⇒ f(t, k, η) = fi(k, η + kt)
kt = t1 t = t2 t = t3
−η
(t = 0)
Regularite se deteriore en v, s’ameliore en x
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Equation de Vlasov linearisee
∂f
∂t+ v · ∇xf + F [f ] · ∇vf
0 = 0
Sous condition de stabilite lineaire, ρ(t, ·) −→ const.
Preuve : equation de Volterra sur les modes de ρ
ρ(t, k) =
fi(k, kt) − 4π2W (k)
∫ t
0
ρ(τ, k) f 0(k(t − τ)
)|k|2 (t − τ) dτ
Supposons : ∀ξ ∈ C, 0 ≤ Re ξ < λ, |L(ξ)− 1| ≥ κ > 0
Alors pour tout λ′ < λ,
supt≥0, k
|ρ(t, k)| e2πλ′|k|t ≤ C(λ, λ′, κ) supt,k
(|fi(k, kt)| e2πλ|k|t
)
(analyse de Laplace–Fourier)
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Amortissement non lineaire : plan de bataille ? ?
Quand t → ∞, les evolutions lineaire et non lineaire
divergent ; on doit donc re-prouver la convergence
Premiere idee : “schema quasilineaire”
∂tfn+1 + v · ∇xf
n+1 + F [fn] · ∇vfn+1 = 0
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Amortissement non lineaire : plan de bataille ? ?
Quand t → ∞, les evolutions lineaire et non lineaire
divergent ; on doit donc re-prouver la convergence
Premiere idee : “schema quasilineaire”
∂tfn+1 + v · ∇xf
n+1 + F [fn] · ∇vfn+1 = 0
Mauvaise idee : Ce qui domine l’amortissement est la
reaction plutot que le forcage :
∂tfn+1 + v · ∇xf
n+1 + F [fn+1] · ∇vfn = 0
Mais alors on traite un terme dominant ∇vf comme une
perturbation ! Et les estimees explosent ....
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Nouvel essai
Linearisons autour de f(t, x, v) :
∂f
∂t+ v · ∇xf + F [f ] · ∇vf + F [f ] · ∇vf = 0
Methode des caracteristiques :
(X,V )s,t(x, v) = position/vitesse au temps t, en partant
au temps s de (x, v), champ de force F [f ]
=⇒ d
dtf(t,X0,t, V0,t) =
∂f
∂t+ v · ∇xf + F · ∇vf
=⇒ f(t, x, v) = fi
(Xt,0(x, v), Vt,0(x, v)
)+∫ t
0
F [f ](Xt,τ (x, v)
)· ∇vf
(τ,Xt,τ (x, v), Vt,τ (x, v)
)dτ
... A estimer en norme analytique ! ? Dans quel espace ?
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Analyse de Fourier cinetique
f(k, η) =
∫∫e−2iπk·x e−2iπη·v f(x, v) dx dv
Sol. du transport libre : f(t, k, η) = fi(k, η + kt)
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Analyse de Fourier cinetique
f(k, η) =
∫∫e−2iπk·x e−2iπη·v f(x, v) dx dv
Sol. du transport libre : f(t, k, η) = fi(k, η + kt)
Cadre fonctionnel : souhaits
• Quantifier la regularite analytique
• Bon comportement vis-a-vis de la composition (par
les trajectoires)
• Bornes uniformes malgre les oscillations rapides
Norme analytique naıve :
‖f‖ = supk,η
|f(k, η)| e2πλ|η| e2πµ|k| mauvais : instable par
composition ou limite en temps grand
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Deux familles remarquables de normes analytiques :
‖f‖λ =∑
n∈N
λn ‖f (n)‖∞n!
‖f‖λ =∑
k∈Z
e2πλ|k| |f(k)|
sont des normes d’algebre : ‖fg‖ ≤ ‖f‖ ‖g‖Implique de bonnes proprietes aussi pour la composition
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Deux familles remarquables de normes analytiques :
‖f‖λ =∑
n∈N
λn ‖f (n)‖∞n!
‖f‖λ =∑
k∈Z
e2πλ|k| |f(k)|
sont des normes d’algebre : ‖fg‖ ≤ ‖f‖ ‖g‖Implique de bonnes proprietes aussi pour la composition
Procedure
hybrider ces deux espaces
ajouter une correction Sobolev
et un decalage en temps (regularite glissante)
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Deux familles remarquables de normes analytiques :
‖f‖λ =∑
n∈N
λn ‖f (n)‖∞n!
‖f‖λ =∑
k∈Z
e2πλ|k| |f(k)|
sont des normes d’algebre : ‖fg‖ ≤ ‖f‖ ‖g‖Implique de bonnes proprietes aussi pour la composition
Procedure
hybrider ces deux espaces
ajouter une correction Sobolev
et un decalage en temps (regularite glissante)
⇒ Norme de base pour le pbm non lineaire
‖f‖Z
λ,(µ,γ);pτ
=∑
k∈Zd
∑
n∈Nd
λn
n!e2πµ|k| (1 + |k|)γ
∥∥∥(∇v + 2iπτk
)nf(k, v)
∥∥∥Lp(dv)
NB : Pas dans l’enonce final ! (injections normes naıves)
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Deux familles remarquables de normes analytiques :
‖f‖λ =∑
n∈N
λn ‖f (n)‖∞n!
‖f‖λ =∑
k∈Z
e2πλ|k| |f(k)|
sont des normes d’algebre : ‖fg‖ ≤ ‖f‖ ‖g‖Implique de bonnes proprietes aussi pour la composition
Procedure
hybrider ces deux espaces
ajouter une correction Sobolev
et un decalage en temps (regularite glissante)
⇒ Norme de base pour le pbm non lineaire
‖f‖Z
λ,(µ,γ);pτ
=∑
k∈Zd
∑
n∈Nd
λn
n!e2πµ|k| (1 + |k|)γ
∥∥∥(∇v + 2iπτk
)nf(k, v)
∥∥∥Lp(dv)
NB : Pas dans l’enonce final ! (injections normes naıves)
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Deux familles remarquables de normes analytiques :
‖f‖λ =∑
n∈N
λn ‖f (n)‖∞n!
‖f‖λ =∑
k∈Z
e2πλ|k| |f(k)|
sont des normes d’algebre : ‖fg‖ ≤ ‖f‖ ‖g‖Implique de bonnes proprietes aussi pour la composition
Procedure
hybrider ces deux espaces
ajouter une correction Sobolev
et un decalage en temps (regularite glissante)
⇒ Norme de base pour le pbm non lineaire
‖f‖Z
λ,(µ,γ);pτ
=∑
k∈Zd
∑
n∈Nd
λn
n!e2πµ|k| (1 + |k|)γ
∥∥∥(∇v + 2iπτk
)nf(k, v)
∥∥∥Lp(dv)
NB : Pas dans l’enonce final ! (injections normes naıves)
![Page 49: SYSTEMES DE PARTICULES` ET AMORTISSEMENT …...Comportement en temps grand de Vlasov • amortissement Landau : des perturbations peuvent s’´eteindre spontan´ement, de mani`ere](https://reader030.vdocuments.net/reader030/viewer/2022040606/5eaeee896abdb308255b7740/html5/thumbnails/49.jpg)
Deux familles remarquables de normes analytiques :
‖f‖λ =∑
n∈N
λn ‖f (n)‖∞n!
‖f‖λ =∑
k∈Z
e2πλ|k| |f(k)|
sont des normes d’algebre : ‖fg‖ ≤ ‖f‖ ‖g‖Implique de bonnes proprietes aussi pour la composition
Procedure
hybrider ces deux espaces
ajouter une correction Sobolev
et un decalage en temps (regularite glissante)
⇒ Norme de base pour le pbm non lineaire
‖f‖Z
λ,(µ,γ);pτ
=∑
k∈Zd
∑
n∈Nd
λn
n!e2πµ|k| (1 + |k|)γ
∥∥∥(∇v + 2iπτk
)nf(k, v)
∥∥∥Lp(dv)
NB : Pas dans l’enonce final ! (injections normes naıves)
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Deux familles remarquables de normes analytiques :
‖f‖λ =∑
n∈N
λn ‖f (n)‖∞n!
‖f‖λ =∑
k∈Z
e2πλ|k| |f(k)|
sont des normes d’algebre : ‖fg‖ ≤ ‖f‖ ‖g‖Implique de bonnes proprietes aussi pour la composition
Procedure
hybrider ces deux espaces
ajouter une correction Sobolev
et un decalage en temps (regularite glissante)
⇒ Norme de base pour le pbm non lineaire
‖f‖Z
λ,(µ,γ);pτ
=∑
k∈Zd
∑
n∈Nd
λn
n!e2πµ|k| (1 + |k|)γ
∥∥∥(∇v + 2iπτk
)nf(k, v)
∥∥∥Lp(dv)
NB : Pas dans l’enonce final ! (injections normes naıves)
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Analyse fonctionnelle specifique
Comportement vav multiplication, derivation,
composition...
• Exemple : inegalite de composition∥∥∥f(x + X(x, v), v + V (x, v)
)∥∥∥Zλ,µ;p
t
≤ ‖f‖Zα,β;pσ
α = λ + ‖V ‖Zλ,µt
, β = µ + λ|t − σ| + ‖X − σV ‖Zλ,µt
• Exemple : injection a la Sobolev
‖f‖Zλ,µ;1 ≤ C1
min(λ−λ,µ−µ)
(supk,η
|f(k, η)| e2πλ|η| e2πµ|k|
+
∫|f(x, v)| e2πβ|v| dv dx
).
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Reinterpretation par regularite
Au lieu de
F (t, ·) −−−→t→∞
0
prouver
supt≥0
‖f(t, ·)‖Zλ,µ;1t
< +∞
La regularite existe !
Elle domine l’amortissement Landau, Cf. lemme de
Riemann–Lebesgue
=⇒ On peut la mesurer (en un sens...)
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Une premiere etape dans la preuve : scattering quantitatif
F = −∇W ∗∫
f dv, ‖f(t, ·)‖Zλ,µ;1t
≤ C
Sτ,t = (Xτ,t, Vτ,t) : flot induit par F
S0τ,t = (x + v(t − τ), v) : flot libre
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Une premiere etape dans la preuve : scattering quantitatif
F = −∇W ∗∫
f dv, ‖f(t, ·)‖Zλ,µ;1t
≤ C
Sτ,t = (Xτ,t, Vτ,t) : flot induit par F
S0τ,t = (x + v(t − τ), v) : flot libre
Ωt,τ = St,τ S0τ,t =⇒
∥∥Ωt,τ − Id∥∥Zλ′,µ′
τ ′≤ C ′ min(t − τ, 1) e−ατ
(λ′τ ′ + µ′ ≤ λτ + µ, λ′ < λ)
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Une etape cle dans la preuve
Analyse de l’equation lineaire
∂f
∂t+ v · ∇xf + F [f ] · ∇vf = 0
ou f = f(t, x, v) est donnee, non stationnaire,
mais supt≥0 ‖f(t)‖Zt≤ C.
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Une etape cle dans la preuve
Analyse de l’equation lineaire
∂f
∂t+ v · ∇xf + F [f ] · ∇vf = 0
ou f = f(t, x, v) est donnee, non stationnaire,
mais supt≥0 ‖f(t)‖Zt≤ C.
Inegalite sur ‖ρ(t)‖ ? en gros
‖ρ(t)‖ ≤ S(t) +
∫ t
0
K(t, τ) ‖ρ(τ)‖ dτ
K(t, τ) = O(τ),
∫ t
0
K dτ = O(t)....
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Une etape cle dans la preuve
Analyse de l’equation lineaire
∂f
∂t+ v · ∇xf + F [f ] · ∇vf = 0
ou f = f(t, x, v) est donnee, non stationnaire,
mais supt≥0 ‖f(t)‖Zt≤ C.
Inegalite sur ‖ρ(t)‖ ? en gros
‖ρ(t)‖ ≤ S(t) +
∫ t
0
K(t, τ) ‖ρ(τ)‖ dτ
K(t, τ) = O(τ),
∫ t
0
K dτ = O(t)....
... D’ou ‖ρ(t)‖ = O(exp c t2)...... estimee catastrophique ! !
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Analyse affinee du noyau de reponse en temps
Pour un bon choix de parametres,
K(t, τ) ≃ (1 + τ) supℓ6=k 6=0
|W (k − ℓ)| e−α |k(t−τ)+ℓτ | e−α |ℓ|
Couplage de (k, ℓ) plus fort si W plus singulier !
0
0.2
0.4
0.6
0.8
1
1.2
1.4
0 0.1 0.2 0.3 0.4 0.5 0.6 0.7 0.8 0.9 1
exact t = 10approx t = 10
0
2
4
6
8
10
12
0 0.1 0.2 0.3 0.4 0.5 0.6 0.7 0.8 0.9 1
exact t = 100approx t = 100
0
20
40
60
80
100
120
0 0.1 0.2 0.3 0.4 0.5 0.6 0.7 0.8 0.9 1
exact t = 1000approx t = 1000
... Quand t → ∞, K se concentre sur des temps discrets
τ (compensation par oscillations — sauf si “resonance”)
Comme l’experience de l’echo plasma (Malmberg 1967)
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Effet stabilisant du au retard : bebes modeles
• ϕ(t) ≤∫ t
0
τ ϕ(τ) dτ =⇒ ϕ(t) = O(et2)
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Effet stabilisant du au retard : bebes modeles
• ϕ(t) ≤∫ t
0
τ ϕ(τ) dτ =⇒ ϕ(t) = O(et2)
• ϕ(t) ≤∫ t
0
ϕ(τ) dτ =⇒ ϕ(t) = O(et)
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Effet stabilisant du au retard : bebes modeles
• ϕ(t) ≤∫ t
0
τ ϕ(τ) dτ =⇒ ϕ(t) = O(et2)
• ϕ(t) ≤∫ t
0
ϕ(τ) dτ =⇒ ϕ(t) = O(et)
• ϕ(t) ≤ t ϕ
(t
2
)=⇒ ϕ(t) = O
(t log t
)
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Effet stabilisant du au retard : bebes modeles
• ϕ(t) ≤∫ t
0
τ ϕ(τ) dτ =⇒ ϕ(t) = O(et2)
• ϕ(t) ≤∫ t
0
ϕ(τ) dτ =⇒ ϕ(t) = O(et)
• ϕ(t) ≤ t ϕ
(t
2
)=⇒ ϕ(t) = O
(t log t
)
Bebe modele pour l’interaction gravitationnelle
ϕk(t) ≤ a(kt) +c t
k2ϕk+1
(kt
k + 1
)k ∈ N
=⇒ ϕk(t) . a(kt) exp((ckt)1/3)
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Effet stabilisant du au retard : bebes modeles
• ϕ(t) ≤∫ t
0
τ ϕ(τ) dτ =⇒ ϕ(t) = O(et2)
• ϕ(t) ≤∫ t
0
ϕ(τ) dτ =⇒ ϕ(t) = O(et)
• ϕ(t) ≤ t ϕ
(t
2
)=⇒ ϕ(t) = O
(t log t
)
Bebe modele pour l’interaction gravitationnelle
ϕk(t) ≤ a(kt) +c t
k2ϕk+1
(kt
k + 1
)k ∈ N
=⇒ ϕk(t) . a(kt) exp((ckt)1/3)
Perte de decroissance en temps, sur-polynomiale mais
sous-exponentielle =⇒ peut etre compensee par la
decroissance exponentielle lineaire
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Estimations similaires etablies sur le vrai modele, via
bornes techniques de moments exponentiels
Rattraper la perte
La perte de regularite en regime perturbatif se guerit
souvent par le schema de Newton (Kolmogorov, Nash...)
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Estimations similaires etablies sur le vrai modele, via
bornes techniques de moments exponentiels
Rattraper la perte
La perte de regularite en regime perturbatif se guerit
souvent par le schema de Newton (Kolmogorov, Nash...)
Schema de Newton pour resoudre Φ(x) = 0
x = lim xn, Φ(xn) + DΦ(xn) · (xn+1 − xn) = 0
xn
xn+1
Converge monstrueusement vite : O(ε2n
)
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Schema de Newton pour l’equation de Vlasov
f 0 = f 0(v) (etat stationnaire homogene)
fn = f 0 + h1 + . . . + hn
∂th1 + v · ∇xh
1 + F [h1] · ∇vf0 = 0
h1(0, · ) = fi − f 0
∂thn+1 + v · ∇xh
n+1 + F [fn] · ∇vhn+1 + F [hn+1] · ∇vf
n
= −F [hn] · ∇vhn
hn+1(0, · ) = 0.
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Estimees en temps grand le long du schema de Newton
• fn = f 0 + h1 + . . . + hn
• On controle simultanement fonction densite +
trajectoires
Snt,τ = (X,V )t 7−→ (X,V )τ dans le champ de forces F [fn]
Ωnt,τ = Sn
t,τ (S0t,τ )
−1 (“scattering”)
• On propage un paquet de controles, dont
supτ≥0
∥∥∥∥∫
hkτ dv
∥∥∥∥Z
λk,µkτ
≤ δk
supt≥τ≥0
∥∥hkτ Ωk−1
t,τ
∥∥Z
λk(1+b),µk;1
τ− bt1+b
≤ δk, b(t) =B
1 + t
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A chaque etape, en normes Z...
1†) Estimer Ωn − Id (uniformement en n) et ∇Ωn − I
2†) Estimer Ωn − Ωk (k ≤ n − 1 ; petit quand k → ∞)
3†) Estimer (Ωk)−1 Ωn
4) Estimer hkτ , ∇hk
τ , ∇2hkτ (k ≤ n) compose avec Ωn
t,τ
5∗) Estimer∫
hn+1 dv
6) Deduire une estimee de F [hn+1]
7∗) Estimer hn+1 Ωn
8) Estimer ∇hn+1 Ωn
9) Montrer que (∇hn+1) Ωn ≃ ∇(hn+1 Ωn)
————————————————–
† par point fixe classique * Grace a l’equation
Utiliser la convergence surnaturelle du schema de Newton (O(ε2n
))
pour absorber les tres grandes constantes
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Conclusions mathematiques
• On etablit effectivement supt≥0
‖f(t)‖Zλ,µ;1t
< +∞
• Tout marche bien d’abord parce que Vlasov linearise
est un systeme completement integrable !
⇒ Analogie inattendue avec KAM : Schema de Newton
pour vaincre une perte de “regularite” dans un systeme
hamiltonien completement integrable perturbe
• NB : On utilise plus que la convergence
super-geometrique de Newton : il est vraiment utile de
savoir que erreur ≤ exp(−ns)
• En consequence, pas de version Ck en vue (“KA
plutot que M”) : nouveau probleme ouvert parmi
beaucoup (extension aux equilibres non homogenes, etc.)
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Conclusions physiques
Landau rencontre Kolmogorov
Trois des plus celebres paradoxes de la physique classique
moderne sont lies :
Theorie KAM
echos plasma
amortissement Landau
.... mais seulement dans le regime non lineaire !
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Conclusions physiques
Landau rencontre Kolmogorov
Trois des plus celebres paradoxes de la physique classique
moderne sont lies :
Theorie KAM
echos plasma
amortissement Landau
.... mais seulement dans le regime non lineaire !
Nature de l’amortissement Landau
Relaxation par regularite, provoquee par melange confine
Premiers pas en territoire vierge ? Probleme universel de
la relaxation isentropique dans les systemes de particules
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Speculations sur la regularite
• Relaxation O(e−t) dans Cω
• Relaxation O(e−tν ) dans Gν pour ν > 1/3 ( ?)
• Espace d’energie : non, faut au moins 2 derivees (Lin)
• Espace invariant : pire, e−βH [L1] = 0 (Sturm)
• Conjecture : stable en tps O(1/ε) (≫ 1/√
ε) dans Cs.
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Speculations sur la regularite
• Relaxation O(e−t) dans Cω
• Relaxation O(e−tν ) dans Gν pour ν > 1/3 ( ?)
• Espace d’energie : non, faut au moins 2 derivees (Lin)
• Espace invariant : pire, e−βH [L1] = 0 (Sturm)
• Conjecture : stable en tps O(1/ε) (≫ 1/√
ε) dans Cs.
Semble OK si une certaine constante optimale est
polynomiale....
Probleme modele :
‖f‖Cr ≤ C ε−s ‖f‖1−εC0 ‖f‖ε
Ck ε = r/k ? ?
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Speculations sur la regularite (II)
∂f
∂t+ v · ∇xf + F [f ] · ∇vf = ε QL(f, f)
= ε ∇v ·∫
R3
Π(v−v∗)⊥
|v−v∗|
(f(v∗)∇vf(v) − f(v)∇vf(v∗)
)dv∗
• ε = log Λ/(2πΛ) ≃ 10−2 → 10−30 ≪ 1
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Speculations sur la regularite (II)
∂f
∂t+ v · ∇xf + F [f ] · ∇vf = ε QL(f, f)
= ε ∇v ·∫
R3
Π(v−v∗)⊥
|v−v∗|
(f(v∗)∇vf(v) − f(v)∇vf(v∗)
)dv∗
• ε = log Λ/(2πΛ) ≃ 10−2 → 10−30 ≪ 1
• Plausible : regularite Gν , en O(exp(εt)−ν/(2−ν)) en v,
peut-etre O(exp(εν(εt)−3ν/(2−3ν))) en x
• Plausible : homogeneisation au moins aussi vite que
(diffusion ; stabilite de l’homogeneite), i.e. O(exp−tν)
• Deduire : amortissement sur une echelle de temps
ε−ζ ≪ ε−1, alors qu’augmentation d’entropie O(ε1−ζ) ≪ 1
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Speculations sur la regularite (II)
∂f
∂t+ v · ∇xf + F [f ] · ∇vf = ε QL(f, f)
= ε ∇v ·∫
R3
Π(v−v∗)⊥
|v−v∗|
(f(v∗)∇vf(v) − f(v)∇vf(v∗)
)dv∗
• ε = log Λ/(2πΛ) ≃ 10−2 → 10−30 ≪ 1
• Plausible : regularite Gν , en O(exp(εt)−ν/(2−ν)) en v,
peut-etre O(exp(εν(εt)−3ν/(2−3ν))) en x
• Plausible : homogeneisation au moins aussi vite que
(diffusion ; stabilite de l’homogeneite), i.e. O(exp−tν)
• Deduire : amortissement sur une echelle de temps
ε−ζ ≪ ε−1, alors qu’augmentation d’entropie O(ε1−ζ) ≪ 1
• Heuristique : ζ ≃ 8/9... (1/6 sans regularite en x)