Главная > АСИМПТОТИЧЕСКИЕ МЕТОДЫ В ТЕОРИИ НЕЛИНЕЙНЫХ КОЛЕБАНИЙ (H.Н. БОТОЛЮБОВ и ЮА.МИТРОПОЛЬСКИЙ)
НАПИШУ ВСЁ ЧТО ЗАДАЛИ
СЕКРЕТНЫЙ БОТ В ТЕЛЕГЕ
<< Предыдущий параграф
Пред.
1
2
3
4
5
6
7
8
9
10
11
12
13
14
15
16
17
18
19
20
21
22
23
24
25
26
27
28
29
30
31
32
33
34
35
36
37
38
39
40
41
42
43
44
45
46
47
48
49
50
51
52
53
54
55
56
57
58
59
60
61
62
63
64
65
66
67
68
69
70
71
72
73
74
75
76
77
78
79
80
81
82
83
84
85
86
87
88
89
90
91
92
93
94
95
96
97
98
99
100
101
102
103
104
105
106
107
108
109
110
111
112
113
114
115
116
117
118
119
120
121
122
123
124
125
126
127
128
129
130
131
132
133
134
135
136
137
138
139
140
141
142
143
144
145
146
147
148
149
150
151
152
153
154
155
156
157
158
159
160
161
162
163
164
165
166
167
168
169
170
171
172
173
174
175
176
177
178
179
180
181
182
183
184
185
186
187
188
189
190
191
192
193
194
195
196
197
198
199
200
201
202
203
204
205
206
207
208
209
210
211
212
213
214
215
216
217
218
219
220
221
222
223
224
225
226
227
228
229
230
231
232
233
234
235
236
237
238
239
240
241
242
243
244
245
246
247
248
249
250
251
252
253
254
255
256
257
258
259
260
261
262
263
264
265
266
267
268
269
270
271
272
273
274
275
276
277
278
279
280
281
282
283
284
285
286
287
288
289
290
291
292
293
294
295
296
297
298
299
300
301
302
303
304
305
306
307
308
309
310
311
312
313
314
315
316
317
318
319
320
321
322
323
324
325
326
327
328
329
330
331
332
333
334
335
336
337
338
339
340
341
342
343
344
345
346
347
348
349
350
351
352
353
354
355
356
357
358
359
360
361
362
363
364
365
366
367
368
369
370
371
372
373
374
375
376
377
378
379
380
381
382
383
384
385
386
387
388
389
390
391
392
393
394
395
396
397
398
399
400
401
402
403
404
405
406
407
408
409
След.
Макеты страниц

Распознанный текст, спецсимволы и формулы могут содержать ошибки, поэтому с корректным вариантом рекомендуем ознакомиться на отсканированных изображениях учебника выше

Также, советуем воспользоваться поиском по сайту, мы уверены, что вы сможете найти больше информации по нужной Вам тематике

ДЛЯ СТУДЕНТОВ И ШКОЛЬНИКОВ ЕСТЬ
ZADANIA.TO

В настоящем параграфе перейдем к обобщению метода усреднения на случай системы с быстро вращающейся фазой.

Соответствующее исследование было выполнено Д.Н.Зубаревым совместно с одним из авторов настояіей монографии [10].

Рассмотрим динамическую систему, состояние которой характеризуется угловой переменпой α,r переменными x1,x2,,xr и описывается следующей системой уравнений:
dxkdt=Xk(α,x1,,xr)(k=1,2,,r),dαdt=λω(x1,xr)+A(α,x1,xr),}

где λ-большой параметр, λм  соответствует частоте вращения α; Xk(α,x1,,xr),A(α,x1,xr) — периодические функции угловой переменной α с периодом 2π.

Заметим, что в частном случае, когда ω= const, а A(α,x1,xr)=0, система (25.1) может быть непосредственно приведена к стандартной форме.
В самом деле, в данном случае имеем:
dxkdt=Xk(λωt+φ,x1,,xr)(φ= const ),

откуда, вводя новую независимую переменную
λωt=τ,

получим уравнения типа (24.14), где
ε=1λω.

В общем случае системы (25.1) мы также можем воспользоваться основной идеей метода усреднения.

Покажем, что переменную α можно исключить из правых частей уравнений (25.1) с любой степенью точности в разложении по степеням 1λ. Для этого найдем замену переменных:
xk=x¯k+n=11λnξk(n)(α¯,x¯1,,x¯r)(k=1,2,,r),α=α¯+n=11λnUn(α¯,x¯1,,x¯r),}

с помощью которой систему (25.1) можно привести к виду
dxkdt=n=01λnXk(n)(x¯1,,x¯r),dα¯dt=λω(x1,.,x¯r)+n=01λnQn(x¯1,,x¯r)}

так, чтобы коэффициенты в уравнении (25.3) уже не зависели от угловой переменной α¯.

Физический смысл преобразования (25.2) заключается в разложении действительного движения, описываемого переменными x1,x2,,xr,α, на усредненное движение с координатами x¯1,,x¯r и \»дрожание», описываемое углом α¯ и функциями
Un(α¯,x¯1,,x¯r) и ξk(α¯,x¯1,,x¯r).

Определение функций, входящих в уравнение (25.2), вообще говоря, неоднозначно ввиду цроизвола, с которым можно относить различные члены разложения или к основному, или к высшим членам ряда. Указапное обстоятельство уже неоднократно отмечалось.

В случае, если имеем какое-нибудь конкретное разложение (25.2), всегда можно совершить замену переменных вида
x¯k˙=x¯k+εfk(x¯1,,x¯r)+ε2,

в результате чего получим другую возможную форму разложений, поскольку x¯k с тем же правом может быть принято за новую x¯k.

Для получения определенных однозначных выражений коэффициентов (25.2) необходимо задать какие-либо дополнительные условия. Допустим, что Un и ξk(n) не должны содержать нулевых гармоник по α¯, считая тем самым, что в xk и α включено все усредненное движение. Можно было бы наложить и другие дополнительные условия. Так, например, если бы система была канонической, можно было бы потребовать, чтобы уравнения усредненного движения (25.3) также были каноническими. Поскольку указанная неоднозначность имеет тривиальный характер, мы не будем детально останавливаться на возможных случаях.

Подставляя (25.2) в (25.1) и приравнивая члены при λ,λ0,λ1, получим систему четырех уравнений для определения шести функций: Q0,Q1,Xk(0),Xk(1),ξk(1),U1
Xk(0)+ξk(1)αω=Xk(k=1,2,,r),Xk(1)+ξk(2)α¯ω+ξk(1)α¯Q0+q=1rξk(1)x¯qXq(0)=Xkα¯U1+q=1rXkx¯qξq(1),Q1+U2α¯ω+U1α¯Q0+q=1rU1xqXq(0)==p=1rωxpξp(2)+12p,q2ωx¯px¯qξp(1)ξq(1)+Aα¯U1+q=1rAx¯qξq(1),Q0+U1α¯ω=q=1r()x¯qξq(1)+A.}

В системе (25.4) число неизвестных больше числа уравнений, что вполне согласуется со сделанным выше замечанием о неоднозначности. Недостающие уравнения получаются из условия отсутствия нулевых гармоник у ξk() и Un, т. е.
ξ~k(n)=0,U~n=0
(волнистой чертой обозначено усреднение по α¯ ).
Разложим функции A(α¯,x¯1,,x¯r),Xk(α¯,x¯1,,x¯r) в ряды Фурье:
A(α¯,x¯1,,x¯r)=<m<Ameimα¯,Xk(α¯,α¯1,,x¯r)=<m<Xkmeimα¯.}

Усредняя уравнения (25.4) по α¯, найдем:
Xk(0)=Xk,0,ξk(0)=1ωneq0Xk,meinα¯in,Ω0=A0,U1=neq0Aneinα¯inωneq0q=1rωx¯qXq,nn2ω2einα¯,Q1=12p,q2ωx¯px¯qξp(1)ξq(1)+Aα¯U1+q=1rAx¯qξq(1),Xk(1)=Xkα¯U1~+q=1rXk~x¯qξq(1).

С помощью (25.8), (25.10) уравнения (25.11), (25.12) приводятся к виду
Q1=12p,q,n(neq0)2ωx¯px¯q1ω2n2Xp,nXq,n+q,n(neq0)ωx¯q1iω2nAnXq,nneq01ωAkAnq,n(neq0)1iωnAnx¯qXq,n,Xk(1)=(neq0)1ωXk,nAnn,q(neq0)1inωXk,nx¯qXq,n++n,q(neq0)ωx¯q1iω2nXk,nXq,n.

Выражения (25.7) — (25.10), (25.13), (25.14) дают искомое решение системы (25.4).

Перейдем от комплексных рядов Фурье (25.6) к действительным рядам:
A=A0+n=1{fncosn¯+gnsinnα¯},Xk=Xk,0+n=1{Fk,ncosn¯+Gk,nsinα¯}.}

Представим формулы для замены переменных (25.2) с помощью уравнений (25.8),(25.10),(25.15) в виде
xk=x¯k+1λn=11nω{Gk,ncosnα¯+Fk,nsinnα¯}+O(1λ2),α=α¯+1λn=11nω{gncosα¯+fnsinnα¯}1λn,q(neq0)1n2ω¯2ωx¯q{Fq,ncosnα¯+Gq,nsinnα¯}+O(1λ2).}

Система уравнений (25.3) после подстановки найденных коэффициентов из (25.7) — (25.10), (25.13), (25.14) принимает вид
dx¯kdt=Xk,01λn=112ω{Fk,nfn+Gk,ngn}1λn,qneq0)12nω{Fk,nx¯qGq,nGk,nx¯qFq,n}++1λq,n(neq0)12ω2nωxq{Fh,nGq,nGq,nFq,n}+O(1λ2)dαdt=λω+A0+1λn,p,q(neq0)14ω2n22ωx¯pxq{Fp,nFq,n+Gp,nGq}1λn,q(neq0)12ω2nωx¯q{gnFq,nfnGq,n}++1λn,q(neq0)12ωn{gnx¯qFq,nfnx¯qGq,n}1λn12ω{fn2+gn2}+O(1λ2)

Система уравнений (25.17), (25.18) дает решение поставленной в начале параграфа задачи с точностью до величин первого порядка малости включительно относительно параметра 1λ. Первая группа уравнений этой системы (25.17) выражает систематическое движение. Уравнение (25.18) для α¯ выражает «дрожание». Таким образом, систематическое движение отделено от «дрожания» с точностью до членов порядка 1λ2.

Рассмотрим в качестве примера движение заряженной частицы в магнитном поле. Эта задача представляет интерес для ряда вопросов теоретической физики.

Например, в космической электродинамике возникает задача об исследовании траекторий космических частиц в неоднородных полях. Эта же задача возникает в теории некоторых электротехнических приборов, применяемых в радиотехнике, аналогичных магнетрону.

Точное интегрирование уравнений движения заряженной частицы в неоднородном электрическом и магнитном поле ьатруднительно и в большинстве случаев может быть выполнено лишь численными методами. Однако и это не всегда оказывается практически возможным. В частности, трудности численного счета становятся почти непреодолимыми в том случае, если частица делает за время своего движения большое количество оборотов по ларморовской окружности. Но именно в этом случае можно воспользоваться только что изложенным методом асимптотического приближения, который позволяет обойти трудности при вычислении.

Допустим, что магнитное поле мало меняется на длине ларморовского радиуса:
RL1HdHdx1,

где RL=wωH — радиус ларморовской окружности; ωH=eHmc-ларморовская частота, w-скорость частицы в плоскости, перпендикулярной к магнитному полю.

Тогда заряженная частица движется в основном по спирали вдоль магнитной силовой линии, вращаясь вокруг нее на расстоянии ларморовского радиуса, и «дрейфует» в направлении, перпендикулярном к магнитному полю. Воспользовавшись этим обстоятельством, можно построить упроценные усредненные уравнения для движения центра тяжести ларморовской окружности.

Выполнению условия (25.19) способствуют большая величина и однородность магнитпого поля и малая величина скорости частицы. Однако условие (25.19) может быть выполнено и при большой скорости частицы, если поле достаточно велико и однородно, а также при малом магнитном поле, если скорость частицы достаточно мала и поле достаточно однородно.

В данном примере займемся исследованием движения заряженной частицы в неоднородном электрическом и магнитном поле в предположении, что магнитное поле мало меняется на длине ларморовского радиуса.

Уравнения движения заряженной частицы в магнитном и электрическом поле в нерелятивистском приближении имеют вид

Выберем криволинейную систему координат с ортами τ0,τ1,τ2 в направлении линий магнитного поля и двух к нему перпендикулярных:
τ0=HH¯,τ1=[τ2τ0],τ2=[τ0τ1],τ0=[τ1τ2].}

Уравнения (25.20) запишем в виде
dvdt=F+ωH[vτ0],drdt=v,}

где ωH=eH(r)mc ларморовская частота.
Представим уравнения (25.22) в такой форме, чтобы явно выделить вращение частицы с угловой частотой ωH. Для этого разложим вектор скорости частицы v по ортам τ0,τ1,τ2 :

где u-параллельная и и-перпендикулярная к полю составляющие скорости.
С помощью (25.23) уравнение (25.22) принимает вид
dudtτ0+udτ0dt+dwdt{τ1cosα+τ2sinα}++w{dτ1dtcosα+dτ2dtsinα}+w{τ1sinα+τ2cosα}dαdt==F+ωHw{τ1sinατ2cosα}.

Умножая уравнение (25.24) последовательно на τ0,τ1cosα+τ2sin и τ2cosατ1sinα, получим уравнения для dudt,dwdt,dαdt :
dudt=(Fτ0)w{τ0dτ1dtcosα+τ0dτ2dtsinα},dwdt=(Fτ1)cosα+(Fτ2)sinαu(τ1cosα+τ2sinα)dτ0dt,wdαdt=ωHw+F{τ2cosατ1sinα}{τ2cosατ1sinα}{udτ0dt+w(dτ1dtcosα+dτ2dtsinα)}.}

Имеем:
dτidt=τit+(vabla)τi=τit+u(τ0abla)τi++w{(τ1abla)τicosα+(τ2abla)τisinα}(i=0,1,2)

и
τ0(τ0abla)+τ1(τ1abla)+τ2(τ2abla)=abla.

Положим τit=0, т. е. будем считать, что магнитное поле не зависит от времени, хотя этого ограничения можно было бы не делать. Тогда с помощью соотношений (25.26), (25.27) уравнения (25.25)

принимают вид
dudt=(Fτ0)+w22divτ0+uw{τ1(τ0abla)τ0cosα+τ2(τ0abla)τ0sinα}++w22{τ1(τ1abla)τ0τ2(τ2abla)τ0}cos2α+w22{τ1(τ2abla)τ0+τ2(τ1abla)τ0}sin2α,(25.28)dwdt=uw2divτ0+{(Fτ1)u2τ1(τ0abla)τ0}cosα++{(Fτ2)u2τ2(τ0abla)τ0}sinαuw2{τ1(τ1abla)τ0τ2(τ2abla)τ0}cos2αuw2{τ1(τ2abla)τ0+τ2(τ1abla)τ0}sin2α,(25.29)
dαdt=ωHu2{τ2(τ1abla)τ0τ1(τ2abla)τ0+2τ2(τ0abla)τ1}++1w{[Fτ2)u2τ2(τ0abla)τ0+w2τ1(τ1abla)τ2}cosα++1w{(Fτ1)+u2τ1(τ0abla)τ0w2τ2(τ2abla)τ1}sinαu2{τ1(τ2abla)τ0+τ2(τ1abla)τ0}cos2α+u2{τ1(τ1abla)τ0τ2(τ2abla)τ0}sin2α

К этим уравнениям нужно еще добавить второе из уравнений (25.22)
drdt=uτ0+w{τ1cosα+τ2sinα}

Уравнения движения заряженной частицы в неоднородных полях в форме (25.28) — (25.31) удобны для применения вышеизложенного метода асимптотического приближения в случае магнитных полей, мало отклоняющихся от однородных и удовлетворяющих условию (25.19).

Произведем в системе (25.28) — (25.31) замену переменных, аналогичную замене (25.16):
r=r+wωH(τ2cosα¯τ1sinα¯),α=α¯+1ωH(g1cosα¯f1sinα¯)+wω2(τ1cosα¯+τ2sinα¯)ablaωH++12ωH(g2cos2α¯f2sin2α¯),u=u¯1ωHn=1,21n{G4ncosnα¯+F4nsinnα¯},w=w¯1ωHn=1,21n{G5ncosα¯+F5nsinnα¯},}

где u и w соответствуют переменным x4,x5 системы (25.1) и ωH=λ(ω; fn,gn,F4n,G4n,F5n,G5n-коэффициенты при соответствующих гармо-

никах в уравнениях (25.28)(25.31) :
f1=1w{(Fτ2)u2τ2(τ0abla)τ0+w2τ1(τ1abla)τ2},g1=1w{(Fτ1)+u2τ1(τ0abla)τ0w2τ2(τ2abla)τ1},f2=u2{τ1(τ2abla)τ0+τ2(τ1abla)τ0},g2=u2{τ1(τ1abla)τ0τ2(τ2abla)τ0}.F41=uwτ1(τ0abla)τ0,F42=w22{τ1(τ1abla)τ0τ2(τ2abla)τ0},F51=(τ1F)u2τ1(τ0abla)τ0,F52=uw2[τ1(τ1abla)τ0τ2(τ2abla)τ0],G41=uwτ2(τ0abla)τ0,G42=w22{τ1(τ2abla)τ0+τ2(τ1abla)τ0},G51=(τ2F)u2τ2(τ0abla)τ0,G52=uw2[τ1(τ2abla)τ0+τ2(τ1abla)τ0].}

Первая формула системы (25.32) выражает вращение частицы по ларморовской окружности вокруг среднего положения, вторая, третья и четвертая формулы описывают влияние неоднородностей поля и внешней силы на угол вращения α и компоненты скорости u и ш.

Уравнения (25.28) — (25.31) в результате преобразования (25.32) уже не будут содержать угловой переменной α. В дальнейшем изложении будем всюду опускать знаки усреднения при переменных, обозначая r,u,w~ просто r,u,w, что не может привести к путанице, так как далее мы будем иметь дело лишь с усредненными переменными.

Все расчеты будем вести с точностью до членов, пропорциональных 1ωH. Тогда в приближенных уравнениях для dudt п dwdt, как будет ясно из дальнейшего, достаточно сохранить лишь члены нулевого порядка относительно 1ωH.
В нулевом приближении уравнения (25.28) и (25.29) дают:
dudt=(Fτ0)+w22divτ0,dwdt=uw2divτ0,}

так как
X40=(Fτ0)+w22divτ0X50=uw2divτ0.}

Из системы (25.34) следует закон сохранения энергии для усредненного движения. В самом деле, умножая первое уравнение системы (25.34)

на u, а второе на w и складывая, получим:
ududt+wdwdt=u(Fτ0)=1mdVdt,

где V-потенциальная энергия частицы.
Следовательно,
12(u2+w2)+Vm= const. 

Найдем из второго уравнения системы (25.34) адиабатический инвариант. Имеем:
dwdt=ww2(Habla(1H))=Hw2(uabla(1H))==Hw2(drdtabla(1H))=Hw2ddt(1H),

так как divH=0 и uτ0drdt.
В результате интегрирования уравнения (25.37) получим:
ω2H= const. 

Таким образом, величина w2H является адиабатическим инвариантом, т. е. сохраняется не точно, а лишь с точностью до членов порядка 1ωH.

Можно было бы дополнить выражение (25.38) высшими членами по 1ωH, начиная с первого, и получить явное выражение для приближенного интеграла движения, сохраняющего свое значение с любой наперед зєданной точностью.

Физический смысл адиабатической инвариантности величины w2H состоит в том, что магнитный поток через ларморовскую окружность является величиной постоянной с точностью до членов порядка малости 1ωH.
Уравнение (25.31) в результате преобразования (25.32) принимает вид
drdt=uτ0+w2ωH(τ1f1+τ2g1)++w22ωH((τ2abla)τ1(τ1abla)τ2)+12ωH(τ1G51τ2F51)w22ωH2(τ1(τ2ablaωH)τ2(τ1ablaωH))+O(1ωH2)

с учетом
w(τ1f1+τ2g1)+τ1G51τ2F51=
=τ1{2(τ2F)2u2τ2(τ0abla)τ0+w2τ1(τ1abla)τ2}++τ2{2(τ1F)+2u2τ1(τ0abla)τ0w2τ2(τ2abla)τ1}.

Уравнение (25.39) перепишем в виде
drdt=uτ0+1ωH{τ1(Fτ2)τ2(Fτ1)}u2ωH{τ1τ2(τ0abla)τ0τ2τ1(τ0abla)τ0}++w22ωH{τ1τ1(τ1abla)τ2τ2τ2(τ2abla)τ1}+w22ωH{(τ2abla)τ1(τ1abla)τ2}ω22ωH{τ1(τ2ΓωH)τ2(τ1ablaωH)}+O(1ωH2),

или
drdt=τ0{u+w22ωH(τ0rotτ0)}+τ0×{1ωHF+w22ωH2ablaωH+u2ωH(τ0abla)τ0},
так как
τ1(Fτ2)τ2(Fτ1)=[F×τ0]τ1τ2(τ0abla)τ0τ2τ1(τ0abla)τ0=[(τ0abla)τ0×τ0](τ2abla)τ1(τ1abla)τ2=τ0(τ0rotτ0)τ1τ1(τ1abla)τ2+τ2τ2(τ2abla)τ1

В уравнении (25.41) можно пренебречь малой поправкой
ω22ω(τ0rotτ0)τ0

к главному продольному члену uτ0.
Нетрудно видеть, что в уравнених (25.41) в принятом приближении члены, перпендикулярные к полю H, начинаются с членоц порядка 1ωH, а параллельные полю H определены лишь с точностью до 1ωH Сохраняя ту же точность, к этому уравнению можно добавить величины типа τ0cωH. В самом деле, если от нашего r перейдем к другому (см. замечание о «неоднозначности») заменой
r=rнов +τ0ωH2f(α,r),

смещающей r вдоль линии магнитного поля на велиину порядка 1ωH2, пренебрегаемую в принятой степени точности, то при дифференцировании (25.42), кроме несущественных членов порядка 1ωH2, добавятся еще члены τ0ωHfα.

Воспользуемся указаниым произволом и определим, например, u так, чтобы оно точно равнялось компоненте скорости drdt центра ларморовской окружности, параллельной магнитному полю. Тогда повое u будет равняться старому u плюс LωH. В уравнениях (25.41) можно заменить просто u старое на u новое, ибо разность между этими величниами по порядку величины меньше, чем члены, удержанные в (25.41).

Таким образом, окончательно мы получаем следующую систему уравнений, определяющих движение центра ларморовской окружности:
dudt=(Fτ0)+w22divτ0,dwdt=uw2divτ0,drdt=τ0u+τ0×{1ωHF+w22ωH2ablaωH+u2ωH(τ0abla)τ0}.}

Нетрудно усмотреть, каков физический смысл различиых членов в уравнениях (25.43): τ0u-составляющая вектора скорости частицы, направленная по магнитному полю;
1ωH[Fτ0]=cH2[EH](EH)
-скорость дрейфа частицы под действием электрического и магнитного поля
w22ωH2[τ0×gradωH]=mcw22eH3[H×ablaH]
—скорость дрейфа, вызванная неоднородностью магнитпого поля;
u2ωH[(τ0abla)τ0×τ0]=u2ωHR[nτ],|n|=1
(где R-радиус кривизны линий магнитного поля, n-главная нормаль к линиям магнитного поля) — скорость дрейфа, вызванная кривизной линий магнитного поля, или скорость «центробежного» дрейфа.
Последнее уравнение системы (25.43) можно записать также в виде
drdt=uωHω+v2+u22ωH3[ωH×ablaωH]+1ωH2[FωH]++u2ωH2{rotωHωHωH2(ωHrotωH)},v2=u2+ω2,

где положено ωH=ωHτ0 и учтено тождество (τ0abla)τ0=[τ0rotτ0], или в виде
drdt=uHH+cH2[EH]+mc(v2+w2)2eH3[HablaH]++mcu2eH2{rotHHH2(HrotH)}.

В частном случае, если rotH=0, уравнение (25.45) принимает вид
drdt=uHH+cH2[EH]+me2(v2+u2)2eH3[HablaH].

Уравнения (25.43) описывают движение центра ларморовской окружности с точностью до членов 1ωH2 ).

Заметим в заключение, что вышеизложенный общий асимптотический метод усреднения при быстро вращающейся фазе может быть использован также для исследования гироскопических систем.
*) Заметим, что рассмотренный пример решен во втором приближении С. И. Брагинским (Украинский математический журнал, т. VIII, 1956).

1
Оглавление
email@scask.ru