WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 | 3 | 4 | 5 |   ...   | 9 |
Министерство общего и профессионального образования Российской Федерации САНКТ-ПЕТЕРБУРГСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ ТЕХНИЧЕСКИЙ УНИВЕРСИТЕТ Б.А.Мартынов В.В.Бочков ВВЕДЕНИЕ В СТОХАСТИЧЕСКУЮ ДИНАМИКУ Учебное пособие Санкт-Петербург Издательство СПбГТУ 1998 УДК 537.86 (075.8) Мартынов Б.А., Бочков В.В. Введение в стохастическую динамику: Учеб. по-собие. СПб.: Изд-во СПбГТУ, 1998. - 92 с.

Материал учебного пособия посвящен теории динамического хаоса. Рассмотрены способы описания стохастических колебаний детерминированных динамических систем.

Проведен анализ различных сценариев перехода к хаосу. Представлены наиболее простые с точки зрения изложения примеры хаотизации движений конкретных динамических систем.

Учебное пособие для студентов, обучаемых согласно учебным планам подготовки магистров наук по направлениям 552500 «Радиотехника» и 553100 «Техническая физика», соответствует авторскому курсу «Введение в стохастическую динамику».

Ил. 84, библиогр. - 16 назв.

Печатается по решению редакционно-издательского совета Санкт-Петербург-ского государственного технического университета.

© Санкт-Петербургский государственный технический университет, 1998 2 ВВЕДЕНИЕ К числу заметных научных достижений последней трети ХХ века относится возникновение и интенсивное развитие нового самостоятельного раздела нелинейной теории колебаний, получившего название стохастической динамики. Основным содержанием этого раздела, называемого также теорией динамического хаоса и сформировавшегося благодаря усилиям специалистов различных областей знания, является рассмотрение стохастических (хаотических) движений (колебаний) детерминированных динамических систем.

Эффект хаотизации движений, наблюдаемый при определенных условиях в неавтономных системах 2-го и более высоких порядков и в автономных системах не ниже 3-го порядка, представляется ныне научно обоснованным явлением, хотя в свое время такое казалось невероятным. Установление самой возможности подобных явлений - скачок в понимании временной и пространственной эволюции динамических систем, сравнимый по значимости с открытием регулярных автоколебаний.

Общий междисциплинарный характер эффекта хаотизации движений детерминированных систем и широкий спектр приложений теории динамического хаоса - две главные, хотя и не единственные, причины, по которым современным специалистам-физикам нужно владеть понятиями и методами стохастической динамики.

Данное пособие носит вводный характер и посвящено в первую очередь тем вопросам анализа нелинейных систем, знание которых необходимо для понимания основных проблем теории динамического хаоса. Рассматриваются также наиболее простые с точки зрения изложения примеры хаотизации движений конкретных динамических систем.

1. ОСНОВЫ АНАЛИЗА ДИНАМИЧЕСКИХ СИСТЕМ 1.1 Динамическая система. Исходные определения Понятие динамической системы возникло как обобщение понятия механической системы, движение которой описывается дифференциальными уравнениями Ньютона. В настоящее время понятие динамической системы является весьма широким. Оно охватывает системы любой природы: физической, химической, биологической, экономической и др.

Под динамической системой следует понимать любой объект, состояние которого может с течением времени изменяться.

При теоретическом исследовании реальных динамических систем прибегают к их приближенному описанию при помощи так называемых математических моделей. В зависимости от степени приближения одной и той же реальной системе могут быть поставлены в соответствие различные математические модели.

Исходными пунктами построения математической модели обычно являются выбор некоторой совокупности переменных величин, посредством которой определяется состояние динамической системы в данный момент времени, и задание оператора, при помощи которого может быть описана эволюция состояния во времени.

Предположим, что x1, x2,..., xn - скалярные величины, однозначно определяющие состояние динамической системы. Их часто называют переменными состояния. Они же могут быть выбраны в качестве координат N -мерного фазового пространства динамической системы (пространства состояний).

При использовании матричной (векторной) записи вводится в рассмотрение N -мерный вектор состояния динамической системы x = col(xs ).

N Задание оператора, определяющего изменение состояния динамической системы во времени, означает указание процедуры, выполняя которую, можно по значению x(t0 ) в момент времени t0 найти значение x(t) в некоторый момент времени t.

Изменение состояния динамической системы во времени называется движением. Движению динамической системы отвечает перемещение соответствующей ее состоянию точки фазового пространства, описывающей при этом кривую, именуемую фазовой траекторией. Такую точку обычно называют изображающей.

Подход к анализу динамических систем, используемый ниже, предполагает, что математическую модель динамической системы составляют ее фазовое пространство и оператор эволюции состояния [1]. Исследование поведения динамической системы сводится при этом к изучению разбиения ее фазового пространства на области, различающиеся характером траекторий, и к выяснению зависимости структуры такого разбиения от значений параметров системы.

Преобладающая часть последующего материала относится к динамическим системам, моделируемым конечным числом обыкновенных дифференциальных уравнений.

Пусть переменные состояния x1, x2,..., xn выбраны таким образом, что уравнения движения имеют вид xs = Fs x1, x2,...,xN, s = 1,2,..., N (1) () в случае автономной системы и xs = Fs x1,x2,..., xN ;t, s = 1,2,..., N (2) () в случае неавтономной системы, или в матричной (векторной) записи соответственно x = F x, (1а) ( ) x = F x,t. (2а) ( ) Правая часть любого из двух последних уравнений F = col Fs N ( ) трактуется как вектор скорости перемещения изображающей точки по фазовой траектории и называется вектором фазовой скорости.

Характер движения динамической системы при начальном значении x(t0 ) определяется зависимостями x(t), находимыми в результате решения задачи Коши для систем дифференциальных уравнений (1) или (2). Набором N функций xs t задается в параметрической форме фазовая траектория.

( ) Заметим, что среди точек фазового пространства динамической системы имеются так называемые особые точки. У автономных систем, которыми мы пока ограничимся, через любую неособую (обыкновенную, регулярную) точку фазового пространства всегда проходит одна траектория, отвечающая какомунибудь движению. Через особую точку либо не проходит ни одной такой фазовой траектории, либо, наоборот, проходит более, чем одна, траектория.

1.2. Состояние равновесия, периодические и квазипериодические движения динамических систем В данном параграфе речь пойдет о некоторых возможных частных разновидностях решений уравнений движения динамической системы. Для каждой из таких разновидностей характерны свои особенности поведения фазовых траекторий в соответствующих областях фазового пространства.

Обратившись к уравнению (1а), потребуем сначала, чтобы координаты фазового пространства не изменялись с течением времени:

x = x0 = const t.

( ) В результате из (1а) получим уравнение F x0 = 0, (3) ( ) при помощи которого отыскиваются решения уравнения (1а), соответствующие состояниям равновесия (покоя) динамической системы. Им обычно отвечают особые точки фазового пространства.

Для любого из решений уравнения (3), если таковые имеются, важно знать условия его устойчивости. По большей части интересуются прежде всего устойчивостью по отношению к малым возмущениям (устойчивостью в малом). Если равновесное решение оказалось неустойчивым (в малом), то динамическая система не может оставаться в соответствующем состоянии равновесия. Она неизбежно выйдет из него под действием какого-нибудь малого толчка, которое реально всегда есть, и в последующем либо окажется в постоянном движении, не ограниченном малой окрестностью состояния равновесия, либо перейдет в другое (устойчивое) состояние равновесия.

Среди устойчивых состояний равновесия имеются такие, для которых выполнены условия асимптотической устойчивости. В фазовом пространстве динамической системы им соответствуют особые точки, в которые входит бесконечное множество фазовых траекторий, причем в ближайшей окрестности каждой такой точки движение по всем фазовым траекториям происходит так, что при t изображающие точки стремятся к этой особой точке. Таким образом, асимптотически устойчивая особая точка как бы притягивает к себе точки, движущиеся по близлежащим фазовым траекториям, и по этой причине называется аттрактором. Ниже рассматриваются также и другие разновидности аттракторов (притягивающие фазовые траектории и более сложные образования).

Перейдем к рассмотрению периодических решений уравнения (1а). Допустим, что, по крайней мере, одно такое решение имеется, т.е. существует отличная от постоянной удовлетворяющая уравнению (1а) функция x0(t), для которой равенство x0 t = x0 t + T (4) ( ) ( ) справедливо при всех t. Величина T в этом случае называется периодом.

Выполнение условия (4) означает периодическое движение динамической системы, которому в фазовом пространстве соответствует замкнутая фазовая траектория.

Обратимся к конкретному примеру двумерной ( N = 2 ) динамической системы, процессы в которой описываются следующими нелинейными уравнениями, связывающими скалярные величины x, y и их первые производные по времени:

x =- y + x 1 - x2 - y2, y = x + y 1 - x2 - y2. (5) () () В качестве фазового пространства в данном случае естественно выбрать плоскость x, y.

Переходя к полярным координатам R, и учитывая их связь с декартовыми:

x = Rcos, y = Rsin, запишем вместо (5) равносильную ей систему уравнений R = R 1 - R2, = 1. (6) ( ) Из последнего уравнения непосредственно вытекает, что фаза t = t + 0, ( ) ( ) где 0 может быть выражено через начальные значения переменных x и y.

( ) Легко также видеть, что уравнение для полярного радиуса удовлетворяется, в частности, при R = R0 = 1, чему соответствует решение системы (5) в виде периодических функций периода 2 :

x0 t = cos t + 0, y0 t = sin t + 0.

( ) () () ( ) ( ) ( ) На фазовой плоскости этому решению отвечает замкнутая траектория в виде окружноy сти единичного радиуса с центром в начале координат (рис.1). Другие решения системы (5) или равносильной ей системы (6) таковы, что при t полярный радиус стремится к едиx нице, а значит, упомянутая замкнутая фазовая траектория, представляющая собой устойчивый предельный цикл, является притягивающей траекторией, т.е. разновидностью аттрактора.

Рис. Следующий пример относится к трехмерной системе, у которой одно из решений имеет вид:

0 x = x t = 2 + cos t cos t, y = y t = 2 + cos t sin t, ( ) ( ) ( ) ( ) z = z0 t = sin t, (7) ( ) а остальные решения стремятся к нему при t. Фазовая траектория, соответствующая (7), лежит на торе (тороидальной поверхности), показанном на рис.2. Сечение тора плоскостью z = 0 представляет собой две концентрические z y x Рис. окружности (сплошные линии на рис.3). Штриховой линией на рис.3 отмечено геометрическое место центров окружностей единичного радиуса, образующихся в сечениях тора плоскостями, проходящими через ось z (рис.4).

y =t -3 -2 -1 0 1 2 3 x --- Рис. z =t -3 -2 -1 0 1 2 y Рис. В случае решения (7) изображающая точка при перемещении по траектории в трехмерном фазовом пространстве совершает сложное движение, в котором вращение вокруг оси z (угловая скорость ) сочетается с вращением в поперечном направлении (угловая скорость ). Если и находятся в рациональном отношении (соизмеримы), решение (7) - периодическое, в противном случае - почти периодическое, соответствующее квазипериодическому движению рассматриваемой трехмерной системы. В первом случае фазовая траектория, отвечающая решению (7), замкнута и представляет собой лежащий на торе устойчивый предельный цикл, во втором - мы имеем дело с незамкнутой траекторией, которая с течением времени покрывает собой всю двумерную тороидальную поверхность. Остальные фазовые траектории при t стягиваются (как изнутри, так и снаружи) к тору, который при несоизмеримых и сам по себе является аттрактором. Размерность такого притягивающего образования равна двум в отличие от устойчивого предельного цикла (одномерный аттрактор) и асимптотически устойчивого состояния равновесия (аттрактор нулевой размерности).

Отметим, что в общем случае среди N -мерных динамических систем ( N = 3, 4,...) могут быть такие, в фазовом портрете которых содержатся аттракторы в виде торов размерности, достигающей значения N -1. В последующем будут рассмотрены также динамические системы (автономные не ниже третьего порядка и неавтономные - не ниже второго), у которых аттракторами являются более сложные геометрические образования, чем точка, замкнутая линия или тороидальная поверхность.

1.3. Эволюция объема элемента фазового пространства при движении вдоль траекторий Воспользуемся подходом, согласно которому движение изображающих точек в фазовом пространстве интерпретируется как стационарное течение жидкости (гидродинамическая аналогия). Для этого в фазовом пространстве динамической системы, описываемой уравнениями (1) либо равносильным им уравнением (1а), выделим некоторый достаточно малый элемент объема N V =.

xi i=Внутри выделенного элемента расположены изображающие точки, относящиеся к отрезкам некоторых фазовых траекторий динамической системы.

Движение изображающих точек по фазовым траекториям может приводить к изменению V во времени. Введем в рассмотрение нормированную скорость этого изменения N d V d xi 1 ( ) 1 ( ) ==. (8) V dt xi dt i=Заменяя в (8) для каждой переменной xi производную приращения xi приращением производной и учитывая (1), имеем N Fi =.

xi i=Полагая приращения xi бесконечно малыми и переходя к пределу, получим следующую оценку для нормированной скорости изменения элементарного объема:

N = (9) Fi = divF.

xi i=Введенная величина позволяет установить характерное свойство консервативных систем (т.е. систем, у которых запасенная энергия остается неизменной во времени), заключающееся в неизменности элементарного объема. В механике для консервативных систем используется наименование «гамильтоновы», а уравнения движения могут быть записаны при помощи гамильтониана H p,q, являющегося функцией обобщенных координат qi и обобщенных им( ) пульсов pi :

H H qi =, pi =-, i = 1,2,…,n. (10) pi qi Здесь n - число степеней свободы, q = col qi n, p = col pi n.

( ) ( ) Из сравнения (10) с (1) и (1а) вытекает возможность следующего представления вектор столбцов x и F :

q ( ) p F x =, F =, p ( ) q F где H H q ( ) F = col Fi(q) n, F( p) = col Fi( p) n, Fi(q) =, Fi(p) =-.

Pages:     || 2 | 3 | 4 | 5 |   ...   | 9 |



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.