Пред.
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
СИСТЕМА ДВУХДИСКОВОГО ДИНАМО РИКИТАКЕА. Е. Кук и П. X. Робертс Резюме. Показано, что решение системы двухдискового динамо Рикитаке может быть описано траекторией точки, которая при достаточно больших временах подходит как угодно близко к предельной поверхности, имеющей ограниченную площадь. Показано, что перемена полярности электрического поля в катушках динамо происходит в сообщающихся областях двух листов предельной поверхности. При помощи прямого метода Ляпунова показано, что две сингулярные точки системы представляют собой неустойчивые фокусы. В случае малой разности скоростей динамо развита асимптотическая теория. Эта теория применяется к ситуации малой диссипации, когда траектории стремятся к периодическому движению с единственной осцилляцией между последовательными сменами направления движения на противоположное. 1. Введение. При рассмотрении палеомагнитных записей создается впечатление, что диполь Земли много раз и нерегулярным образом изменял свою полярность на противоположную, а археомагнитные исследования показывают, что даже при сохранении знака его величина флуктуирует. Данные, полученные из глубин океана, охватывающие последние десять миллионов лет, были представлены и подробно обсуждены Коксом [1], предложившим статистическую модель распределения интервалов полярности. Он разделил переориентации на «эпохи полярности», когда интервал между последовательными переменами полярности имеет порядок миллиона лет, и на «события полярности» для интервалов длительности от Согласно общепринятой точке зрения, статистика перемен полярности не претерпела существенных изменений за последние десять миллионов лет. Тем не менее в течение более длительного интервала времени, очевидно, произошли некоторые перемены. Например, не было зарегистрировано ни одного изменения полярности в течение семнадцати миллионов лет пермского периода (см. Ирвинг [2]). В настоящее время господствующим является представление, согласно которому нерегулярность изменений полярности есть неотъемлемая черта магнитогидродинамики земного динамо, а не результат причуд динамических сил, действующих на ядро. Вследствие сложности этого нелинейного механизма в качестве возможных аналогий были предложены гомополярные дисковые динамо. Буллард [3] предложил и исследовал систему однодискового самовозбуждающегося динамо, но обнаружил, что в такой системе невозможны изменения полярности. Рикитаке [4] рассмотрел ситуацию, при которой два одинаковых дисковых динамо соединены таким образом, что ток от каждого диска заряжает катушку другого динамо. При помощи численного интегрирования он обнаружил, что токи могут изменять знак. Позднее Аллан [5] тоже при помощи численного интегрирования подтвердил наличие этого свойства у системы двухдискового динамо Рикитаке. Несмотря на то что просчитанные им временные траектории системы были значительно длиннее, чем просчитанные Рикитаке, Аллану удалось обнаружить только несколько более общие черты действительно имеющего место процесса изменения полярности. Самервиль [6], резюмируя содержание работы Аллана и свои обобщения, утверждает: «...ясно, что даже простейшая система спаренных динамо в настоящее время еще совершенно недостаточно исследована». В настоящей работе приведены результаты, основанные на длительных по времени интегрированиях, использующих численные и аналоговые методы. Топология множества траекторий решений в фазовом пространстве определена для интервала значений основного параметра динамо получено соотношение между периодом колебаний и максимальным отклонением величины тока. При очень малой диссипации траектории почти периодичны и совершают единственное колебание между изменениями полярности. 2. Динамо Рикитаке. Модель Рикитаке в ее простейшем варианте состоит из двух одинаковых не испытывающих трения дисков динамо, соединенных так, как показано на рис. 1,
Рис. 1. Динамо Рикитаке. Оба динамо находятся под действием двух одинаковых моментов G, компенсирующих омические потери в обмотках и дисках. Диски в данной модели могут рассматриваться как имитация двух больших вихрей в ядре Земли, каждый из которых возбуждает другой таким же образом, как в динамо Херценберга [7]. Крутящие моменты соответствуют силам плавучести, поворачивающим вихри. Учет диссипации, обусловленной сопротивлением, и пренебрежение силами трения отражают представление о доминировании в земной коре омической диффузии над вязкой. Несмотря на то что данные свойства модели Рикитаке правильно отражают соответствующие свойства Земли, эта модель все же груба, так как в ней не учитываются другие свойства, такие, как диффузионное и альфвеновское запаздывания при взаимодействии между вихрями в ядре и эффекты, обусловленные действием сил Кориолиса. Уравнения, описывающие эволюцию токов
где L — самоиндукция, R — сопротивление, соответствующие каждому динамо и соединяющему их контуру, М — «общая взаимная индукция» между контурами динамо, С — момент инерции динамо относительно его оси,
где А — константа, при фиксированном значении которой система имеет два состояния равновесия:
В этих выражениях знаки плюс или минус должны браться одновременно. Они отвечают соответственно нормальному (N) и обратному (R) состояниям. Эти обозначения произвольны в том смысле, что любое утверждение о переходе между состояниями N и R остается справедливым при замене буквы N на R и наоборот. Система имеет два масштаба времени. Первый «механический масштаб времени»
Второй масштаб времени может быть назван «временем электромагнитной диффузии» те. Если диски остановить при заданной величине магнитных полей, то эти поля, согласно (1) и (2), исчезнут за характерное время порядка
Важным параметром системы является отношение этих времен
которое тем самым равно отношению запасенной механической энергии к запасенной электромагнитной энергии. Уравнения приводятся к безразмерному виду, если измерять t в единицах
получим уравнение (5) в следующем виде:
При этом уравнения (1) — (3) приводятся к виду
Стационарные решения (6) теперь принимают вид
где
Без ограничения общности можно предположить, что Рассматривая Тем не менее следует отметить, что даже при 3. Поведение в окрестности стационарной точки. Решения, как угодно близкие к стационарному состоянию, можно наиболее просто найти с помощью преобразований
Подставляя (1) в уравнения (12)-(14) и используя (16), получаем первую каноническую форму Ляпунова
где
а
Одним из двух стационарных решений системы уравнений (18) является
Характеристическое уравнение укороченной системы имеет вид
откуда получаем характеристические корни
где Соответственно этим корням получаем следующие решения:
где С и
Остальные коэффициенты определяются из равенств
Уравнения (24) описывают, траекторию точки в пространстве
Траектории, лежащие в этой плоскости, являются замкнутыми орбитами, охватывающими точку 4. Поведение системы около состояния N. Вопрос об устойчивости стационарной точки N и аналогично R не может быть решен при помощи исследования укороченной системы (21) из-за вида характеристических корней (23). Ляпунов [10] исследовал устойчивость систем уравнений такого типа, и последующий анализ основан на одном из его прямых методов. При помощи преобразования
и обратного к нему
система уравнений (18) преобразуется ко второй канонической форме
где Для исследования устойчивости системы (28) вводится следующая функция:
где
и
Коэффициенты (30) выбраны (однозначно) так, что в силу (28) только члены четвертого порядка остаются в правой части уравнения
Устойчивость траекторий около состояния N теперь исследуется с использованием однозначного линейного приближения
правой части (31). В силу этого приближения следующий далее анализ справедлив только для орбит на листе
я подставляя в (3) выражение (32) для W, получаем
Согласно теории Ляпунова, устойчивость определяется знаком интеграла
Проводя интегрирование, получаем
Следует отметить, что если (см. скан) Рис. 2. Типичные кривые, описывающие временною эволюцию Эти решения обладают замкнутыми траекториями, для которых величина G обязана обращаться в нуль, и, как видно из (36), в этих случаях действительно равна нулю. Для всех других, имеющих физический смысл значений К и величина G положительна, и поэтому N является неустойчивым фокусом. 5. Топология траекторий в фазовом пространстве. В соответствии с результатами п. 4 во всех случаях, для которых было проведено численное интегрирование уравнений (12)- (14), было обнаружено, что вне зависимости от того, насколько близко к состоянию N система находится в начальный момент, она будет систематически отклоняться от него посредством колебаний возрастающей амплитуды и приближаться к окрестности состояния R. Число промежуточных осцилляций может быть как угодно большим, если начальная точка достаточно близка к N. Рис. 2 иллюстрирует поведение системы при
Объем фазовой жидкости может быть определен при помощи якобиана
где индекс 0 означает, что значения соответствующих переменных берутся в некоторый фиксированный момент времени. Они являются лагранжевыми координатами фазовой жидкости. Уравнение непрерывности в лагранжевой форме имеет вид
откуда, используя (37), получаем результат Аллана [5]
Таким образом, объем, занимаемый любым элементов фазовой жидкости стремится к нулю с характерным временем порядка жидкости будут подходить как угодно близко к
проходит через На рис. 3 и 4 изображена проекция траектории на плоскость
Рис. 3. Проекция траектории в фазовом пространстве при
Рис. 4. Продолжение рис. 3. Обведенная кружком точка 3 совпадает С точкой 2 на рис. 3. По поводу определения точек 4 и 5 см. текст,
Рис. 5. Предельная поверхность для
Рис. 6. Предельная поверхность для 4 и 5 на рис. 4). В связи с этим важно различать проекцию Топологически
Рис. 7. Схематическое изображение предельной поверхности На рис. 7 дано схематическое идеализированное изображение Важно было бы обнаружить, что S не может иметь такого вида. Если бы это было так, то нульмерное и одномерное числа Бетти должны быть равны соответственно 1 и 2, а характеристика Эйлера — Пуанкаре поверхности не равна нулю крутиться вокруг N или R все время, либо представляя собой замкнутую орбиту, либо притягиваясь к предельному циклу на внешней или внутренней границе рассматриваемого листа. Система дифференциальных уравнений, похожая на (12) — (14), обладающая свойством, аналогичным (39), исследовалась Лоренцем 6. Численные результаты. Диаграммы траекторий движущихся точек были построены на основании численных результатов, полученных с помощью метода Рунге — Кутта четвертого порядка. Следует отметить, что значительная часть исследования была проведена на аналоговой машине. Численное интегрирование было проведено на протяжении 200—? 500 шагов по времени так, чтобы с достаточной точностью определить предельную поверхность и получить приемлемые оценки количества осцилляций между обращением направления. Авторам не известно других работ, за исключением некоторых неопубликованных результатом Ф. Дж. Лауэса, в которых интегрирования были бы столь протяженными по времени. Обсуждаемые ниже результаты, если не оговорено противное, относятся к случаю При Некоторая статистическая информация о поведении изменений полярности может быть описана следующим образом. Пусть
(при замене К на
Рис. 8. Среднее число колебаний
Рис. 9. Среднее число колебаний Значение среднего числа осцилляций Поиск чисто периодических решений проводился с помощью модифицированного метода Дэвидона (Дэвидон [12], Флетчер и Пауэлл [13]), основанного на минимизации функции
для решений, близких к стационарным точкам. F можно рассматривать как меру удаления траектории от состояния N в течение одного витка около N. Начальное расстояние траектории от состояния N можно определить следующим образом:
Минимизация На рис. 10 приведен график минимального значения F в зависимости от D для Для нахождения периодических решений, на которых происходит изменение полярности, минимизируется функция
Различные знаки в скобках в выражении (44) обусловлены тем, что однопериодическим решениям по Наличие нуля у F в (44) отвечает периодическому решению с изменением полярности. Тем не менее нет уверенности, что такие решения существуют. Было обнаружено, что локальные минимумы отвечают «почти периодическим» решениям с большей (малые F) или меньшей (большие F) степенью постоянства на «почти периоде». Для малых От выбора начальной точки сводится в конце концов к этой Периодической орбите и проходит ее в точности в течение большого числа циклов.
Рис. 10. Минимальное значение F, полученное во время поиска периодических решений, как функция «расстояния» D до неподвижной точки.
Рис. 11. Почти периодическая траектория при Для больших Один соответствует изменению полярности после двойного колебания, а другой — после однократного колебания.
Рис. 12. Проекция траектории, изображенной на рис. 11, на плоскость
Рис. 13. Почти периодическая траектория при Двойное колебание, являющееся достаточно устойчивым, изображено на рис. 13 и 14. Однократное колебание, также достаточно устойчивое, изображено на рис. 15 и 16. Были проведены три дополнительных интегрирования с
Рис. 14. Проекция траектории, изображенной на рис. 13, на плоскость
Рис. 15. Почти периодическая траектория, имеющая в промежутке между изменениями ориентации по одному колебанию вокруг каждой неподвижной точки (как функция времени). Решения, в частности для меньших значений А, демонстрируют почти регулярные изменения полярности с одним промежуточным колебанием. Вид решения, за исключением фазы изменения полярности, весьма сходен с решением для однодискового динамо Бул-Ларда. Период Р и максимальное значение величины
В следующей таблице приводятся вычисленные на основании соотношения (45) величины периода и значения, полученные с помощью описанного выше метода для периодических решений:
Рис. 16. Проекция траектории, изображенной на рис. 15, на плоскость Несмотря на то что эта таблица демонстрирует хорошев соответствие между вычисленным и действительным периодом (45), она не является репрезентативной для случаев малой диссипации, при котором величина А может быть достаточно большой. Для таких случаев приближенное соотношение между периодом Р, а и А таково:
При Приложение: Динамо Рикитаке при малых АВ (6) уже отмечалось, что для фиксированного К при достаточно малых Динамо Булларда. Однодисковое динамо Булларда [3] описывается следующими дифференциальными уравнениями:
Здесь U обозначает ток,
Рис. 17. Фазовые траектории динамо Булларда. Фазовая картина, определяемая этим динамо, изображена на рис. 17. Следует отметить, что величина U всегда сохраняет свой первоначальный знак. Предположим, что кривых, то из
Кроме максимума
При
Из
При малых Случай а
где должен быть взят знак, который имеет величина
Последующие члены в разложении U могут быть получены при помощи итераций. Приближение второго порядка дается выражением
При
где снова берется знак величины Z. Решение уравнения первого приближения имеет вид
где
полупериод
Так как
Из (П11) при
Выражения (П15) и (П16) согласуются, если
Аналогично из (П9) и (П13) получаем
Антидинамо. Обращая связи в динамо Булларда или обращая направление, в котором движется динамо, получаем вместо
где
Рис. 18. Фазовые траектории антидинамо. В отличие от замкнутых кривых динамо Булларда эти траектории стремятся к бесконечности в направлениях
Члены первого порядка малости «внутреннего» разложения при «внешнего» разложения имеет теперь вид
Выбор начала отсчета t не имеет здесь особого значения, как это было для динамо Булларда. Спаренные динамо. Уравнения (12) и (13) спаренного динамо могут быть приведены к более симметричному виду:
где Рассмотрим функции
Подставляя
Существуют два различных семейства решений, отвечающих (a) (в) U мало, (с) У велико и медленно меняется, (Использованные здесь прилагательные «большой» и «малый» относятся к модулям соответствующих величин.) Ищем периодические решения в следующем виде: они состоят из двух частей, удовлетворяющих (А) и (В), имеющих разные знаки, и каждая из них длится время порядка В фазе (а) величины
Согласно
а именно
Очевидно, что при
В первом приближении соотношения
В фазе
Подставляя выражения
Соотношения (П34) и (П35) могут выполняться при
Из
Предположение о постоянстве У в течение фазы
где начало отсчета t то же, что и в первоначальном распределении. Из
В силу Уравнение (П37) представляет собой единственное соотношение между двумя неизвестными величинами а и Р. Из равенств
и
(полученных с помощью (П27) и (П29)) вытекает, что для вычисления величины Р нужно отказаться от симметрии решений первого приближения. Авторы признательны профессору Дж. Хорроксу за помощь в топологическом описании предельной поверхности. Мы также хотим поблагодарить мистера Дж. Добсона за проведение всего исследования на аналоговой машине и проявленный им интерес к рассмотренной проблеме, а также Ф. Дж. Лауэса за полезные замечания, СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ(см. скан)
|
1 |
Оглавление
|