|
|
|
|
Курсовая: Математическая теория захватывания
Курсовая: Математическая теория захватывания
Введение и краткое резюме
Настоящая работа посвящена исследованию движений автоколебаний системы с
одной степенью свободы под действием внешней периодической силы. Такие
движения представляют интерес для радиотелеграфии (например, к исследованию
таких движений сводится теория регенеративного приемника). Особенно
замечательно здесь явления так называемого "захватывания". Это явление
заключается в том, что, когда период внешней силы достаточно близок к периоду
автоколебаний системы, биения пропадают; внешняя сила как бы "захватывает"
автоколебания. Колебания системы начинают совершаться с периодом внешнего
сигнала, хотя их амплитуда весьма сильно зависит от амплитуды "исчезнувших"
автоколебаний. Интервал захватывания зависит от интенсивности сигнала и от
автоколебательной системы.
Теоретически этот вопрос уже разбирался, однако методами математически
недостаточно строгими; кроме того, бралась характеристика весьма частного
вида - кубическая парабола. Поэтому мы будем рассматривать случай
произвольной характеристики при колебаниях близких к синусоидальных.
В этой работе мы рассмотрим периодические решения с периодом, равным периоду
внешней силы, и их устойчивость при малых отклонениях. Мы оставим в стороне
другие стационарные движения, возможные в исследуемой системы, например
периодические решения с периодом, кратным периоду внешней силе, или
квазипериодические решения. Мы оставим в стороне важный вопрос об
устойчивости при больших отклонениях
Для отыскания периодических решений воспользуемся методом Пуанкаре, которые
позволяют быстро решить задачу для случая колебаний, достаточно близких к
синусоидальным. С этой целью введем в наше уравнение параметр m таким
образом, чтобы при m = 0 уравнение превращалось в линейное и колебания
делались синусоидальными. Этот параметр m, который мы предполагать достаточно
малым, может иметь различный смысл в зависимости от выбора системы.
Для решения вопроса об устойчивости найденного решения при малых отклонениях
воспользуемся методами Ляпунова, требуя, чтобы искомые решения обладали
"устойчивостью по Ляпунову".
В настоящей работе мы не будем вычислять радиусы сходимости тех рядов, с
которыми нам придется иметь дело; грубая оценка может быть сделана по
Пуанкаре.
В § 1 и 2 рассматривается область достаточно сильной расстройки; § 3 и 4
посвящены рассмотрению области резонанса; в § 5 показывается, как общие
формулы для амплитуд и для устойчивости, полученные в § 1- 4, могут быть
применены в конкретных случаях, причем в качестве примера рассматривается
случай Ван дер Поля. Результаты применения общих формул совпадают с теми,
которые получил нестрогим путем Ван дер Поль.
§ 1 Отыскание периодического решения в случае достаточно сильной расстройки.
Уравнение, которое нас будет интересовать:
При m = 0 это уравнение имеет единственное периодическое решение
Рассмотрим случай, когда m бесконечно мало. Согласно Пуанкаре мы будем
искать решение (1) в следующем виде:
Начальные условия выберем так:
F2 - степенной ряд по b1 b2, m начинающийся с
членов второго порядка. Подставим (3) в (1):
Сравнивая коэффициенты при b1 b2, m получим уравнение
для А, В, С. Начальные условия можно получить для них, подставив (4) в (3).
Решая задачи Коши, получим:
Для того, чтобы (3) представляли периодические решения необходимо и достаточно,
чтобы 
Введем обозначения  ; для остальных функций аналогично.
Тогда (6) запишется в виде:
Если в этой системе можно b1 b2 представить в виде
функции m так, чтобы b1 b2, m исчезли из системы (7) ,
то (3) - периодическое решение уравнения (1). Иначе Х- не периодично.
Достаточным условием существования периодического решения при малых m служит
неравенство 0 Якобиана.
В нашем случае: 
Т.е. мы всегда имеем периодические решения при малых m и любых f. Искомое
периодическое решение может быть найдено в виде.
§ 2 Исследование устойчивости периодического решения
Составим уравнения первого приближения, порождаемое решением (8). Сделаем
замену: x = Ф(t) + x ; в уравнении (1) при этом отбросим члены , содержащие
квадраты и высшие степени x и x'.
Воспользуемся тем фактом, что Ф (t) - решение уравнения. Получим уравнение
первого приближения:
Это линейное дифференциальное уравнение с периодическими коэффициентами. Его
решение мы будем искать в виде  
функции времени
Удовлетворяют тому же уравнению, что и x, то есть (10). Начальные условия для
них определены следующим образом.
 ; аналогичным образом можно показать, что  (11).
Представим правую часть уравнения в виде степенного ряда по m.
 будем искать в виде:  (12).
Подставим (12) в (10) и сравнивая коэффициенты при соответствующих степенях
m, получим:
Начальные условия для Ао , Во, .. Следует выбрать так,
чтобы выполнялись условия (11). Действительно подставляя (11) в (12) и
сравнивая коэффициенты при соответствующих степенях m, получим
Для В'о и Во аналогично. Для остальных же как
видно из уравнений условия будут нулевые. Итак:
 (14)
Решение (13) можно найти при помощи квадратур:
(15)
Если вспомнить общую теорию линейных диффуров с периодическими
коэффициентами, то общее решение (10) имеет вид:
S1, S2 - периодические функции с тем же периодом, что и Ф
(t). a1, a2 - характеристические показатели.
Если все  ,
т.е. колебания затухают, то в этом случае выполняется теорема, доказанная
Ляпуновым, относительно того, что периодическое решение уравнения первого
приближения вполне устойчиво. Согласно Пуанкаре характеристические показатели
можно определить из следующего уравнения:
 =0 (16) Полагаем  ;
Тогда определитель будет:
Вопрос об устойчивости, как сказано выше, решается знаком Re (a),
или что все равно ÷ l÷ . Если ÷ l÷ < 1 имеет
место устойчивость ÷ l÷ = 1 этот случай для нашей задачи не
представляет интереса. ÷ l÷> 1 имеет место неустойчивость.
При рассмотрении (18) имеют место 2 случая q > р2; q < р2
; В первом случае l-комплексные; ½l2 ½=q; (20) если
q<1; устойчивость q>1 - неустойчивость.
Случай второй - l - действительные: 
; (21) устойчивость соответствует 
p и q нетрудно получить в виде рядов по степени m из формул (19) (12).
(22)
Если принять во внимание (15)
 (22a)
(23)
Мы видим, что при достаточно малом m и w¹n; n ' Z вопрос об устойчивости
решается величиной q и следовательно знаком b, если b < 0- имеет место
устойчивость, b > 0 - неустойчивость.
В нашем случае b имеет вид:
 (23a)
§ 3 Отыскание периодического решения в области резонанса.
Тогда l=mlо; w2 = 1+ aо m, (24) (aо
, m - расстройка , реальный физический резонанс наступает при aо
¹ 0).
Тогда исследуемое уравнение имеет вид :
 (25)
При m = 0 периодическое решение будет иметь вид :  (26)
Следуя Пуанкаре, мы можем предположить периодическое решение в виде:
(27);
Начальные условия возьмем как и раньше:
Аналогично тому, как мы это делали в предыдущих параграфах. Подставляем (27) в
(25) и, сравнивая коэффициенты при b1 b2, m и других
интересующих нас величинах, получим уравнение, которым удовлетворяет A, B, C,
D, E, F. Начальные условия для этих уравнений определим, если подставим (28)
в (27).
(29)
Запишем условия периодичности для (27):
Делим на m:
 ( 30a )
Необходимым условием существования периодического решения является:
Эти уравнения определяют P и Q решения (26), в близости к которому
устанавливается периодическое решение. Они могут быть записаны в раскрытой
форме :
(31)
Для существования искомого периодического решения достаточно неравенство 0
детерминанта: (см. § 1).
D, Е и их производные найдутся из (29) при помощи формул аналогичных (15).
Заметим, что (30) мы можем определить b1, b2, в виде
рядов по степеням m. Таким образом, мы можем (27) как и в § 1 представить в
виде ряда.
 (33)
P,Q-определяются формулами (31) (32).
§ 4 Исследование устойчивости периодических решений в области резонанса
Аналогично тому, как мы это делали в § 2, составим уравнение первого
приближения, порожденное решением (33).
Решение опять будем искать в виде 
. Однако нет необходимости проделывать все выкладки заново. Воспользуемся
результатами § 2, приняв:
Из формул (22)   (34) , тогда  D - тот же Якобиан, что и (32). Распишем его:
(36)
 ;
Тогда, зная функцию f, мы можем вычислить D в виде функции P, Q и aо.
Заметим, что равенство (23 а) в нашем случае имеет вид:
 ; (37)
Опираясь на результаты исследования, полученных в § 2, нужно рассмотреть при
исследовании устойчивости два случая: (при достаточно малых m)
1) p2 - q < 0 
2) p2 - q > 0 
В первом случае устойчивость характеризуется условием q < 1 или, что то же
самое b < 0.
Во втором случае 
(*) последнее может быть выполнено только, если b < 0, а D > 0. Нетрудно
видеть, что необходимым достаточным условием в обоих случаях является b < 0,
D > 0. (Это можно получить из неравенства (*) ).
§ 5 Применение общих формул, полученных в предыдущих параграфах, к теории
захватывания в регенеративном приемнике для случая, когда характеристика -
кубическая парабола.
Мы рассмотрим простой регенеративный приемник с колебательным контуром в цепи
сетки, на который действует внешняя сила Ро sin w1 t.
Дифференциальное уравнение колебаний данного контура следующее:
 (39)
Считая, что анодный ток зависит только от сеточного напряжения, а также, что
характеристикой является кубическая парабола:
 (40)
S-крутизна характеристики, К - напряжение насыщения  .
Далее, вводя обозначения: 
Получим дифференциальное уравнение для х:
 (41)
А: (случай далекий от резонанса).
Для него применяем результаты § 1, полагая .
Исходное решение в не посредственной близости, к которому устанавливается
искомое решение следующее:
Если w > 1, т.е. wо > w1, то разность фаз равна 0,
если w < 1, то разность фаз равна p. В этом отношении все происходит в
первом приближении также, как и при обычном линейном резонансе. Устойчивость
определяется знаком b (b < 0).
(42).
Т.е. те решения, для которых выполняется это условие, устойчивы.
В: (область резонанса , § 3, 4).
В качестве исходного периодического решения, в непосредственной близости к
которому устанавливается искомое, будет решение следующего вида: x = P sin t
+ Q cos t (P, Q - const).
Запишем уравнение, определяющее эти P и Q, т.е. соотношение (31) для нашего
случая.
Или преобразовав их, получим следующее:
Полагая Р = R sin j; Q = R cos j. Далее найдем для амплитуды R и фазы j для
того исходного периодического решения, в близости к которому
устанавливается рассматриваемое периодическое решение , соотношения
связывающие их :
Первая формула дает "резонансную поверхность" для амплитуды. Вторая - для фазы.
По (38) условия устойчивости имеют вид b < 0, D > 0. Считаем b и D
через формулы (35-37).
(46)
Т.е. решение является устойчивым, если удовлетворяется условие (**). В
заключение выпишем формулы для вычисления aо, соответствующего
ширине захватывания для рассматриваемого случая.
1) 
a0 - является общим корнем уравнений
2) 
Сама ширина Dw, отсчитанная от одной границы захватывания до другой выражается
следующим образом: Dw = aо w2о (MS - c r).
Можно дать простые формулы для вычисления ширины захватывания в следующих
случаях:
а) l2о << 1; Dw = wо Ро/Vоg.
б) для очень сильных сигналов 
( Vоg - амплитуда сеточного напряжения при отсутствии
внешней силы).
Список литературы
1. Андронов А.А. Собрание трудов, издательство "Академии наук СССР", 1956.
2. Андронов А.А., Витт А. К теории захватывания Ван дер Поля. . Собрание
трудов, издательство "Академии наук СССР", 1956.
3. Ляпунов А. Общая задача об устойчивости движения, Харьков, 1892.
|
|
|
|
|
