Уравнение, которое нас будет интересовать:

При = 0 это уравнение имеет единственное периодическое решение

Рассмотрим случай, когда бесконечно мало. Согласно Пуанкаре мы будем искать решение (1) в следующем виде:

Начальные условия выберем так:

F₂ - степенной ряд по _{1 2}, начинающийся с членов второго порядка. Подставим (3) в (1):

Сравнивая коэффициенты при _{1 2}, 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 _{1 2} представить в виде функции так, чтобы _{1 2}, исчезли из системы (7), то (3) - периодическое решение уравнения (1).

Иначе Х - не периодично.

Достаточным условием существования периодического решения при малых служит неравенство 0 Якобиана.

В нашем случае:

Т.е. мы всегда имеем периодические решения при малых 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) + ; в уравнении (1) при этом отбросим члены, содержащие квадраты и высшие степени и ^'.

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 , 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 .

будем искать в виде: (12).

Подставим (12) в (10) и сравнивая коэффициенты при соответствующих степенях , получим:

Начальные условия для А_о, В_о, …. Следует выбрать так, чтобы выполнялись условия (11). Действительно подставляя (11) в (12) и сравнивая коэффициенты при соответствующих степенях , получим

Для В^'_о и В_о 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). ₁, ₂ - 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 R_e (), или что все равно . Если < 1 имеет место устойчивость = 1 этот случай для нашей задачи не представляет интереса. > 1 имеет место неустойчивость.

При рассмотрении (18) имеют место 2 случая q > р²; q < р²; В первом случае -комплексные; ² =q; (20) если q<1; устойчивость q>1 - неустойчивость.

Случай второй - - действительные: ; (21) устойчивость соответствует p и q нетрудно получить в виде рядов по степени из формул (19) (12).

(22)

Если принять во внимание (15)

(22a)

(23)

Мы видим, что при достаточно малом и n; 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 _о; ² = 1+ a_о , (24) (a_о, - расстройка, реальный физический резонанс наступает при a_о 0).

Тогда исследуемое уравнение имеет вид:

(25)

При = 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 _{1 2}, 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 :

(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 _{1, 2}, в виде рядов по степеням . 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 - тот же Якобиан, что и (32). Распишем его:

(36)

;

Тогда, зная функцию f, мы можем вычислить в виде функции P, Q и a_о.

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 )

1) p^{2 -} 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 > 0. Нетрудно видеть, что необходимым достаточным условием в обоих случаях является b < 0, > 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 Р_о sin ₁ 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 > 1, т.е. _о > ₁, то разность фаз равна 0, если < 1, то разность фаз равна . 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.

автоколебание периодическое решение захватывание

Или преобразовав их, получим следующее:

Полагая Р = R sin ; Q = R cos . Далее найдем для амплитуды R и фазы 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, > 0. Считаем b и через формулы (35-37).

(46)

Т.е. решение является устойчивым, если удовлетворяется условие (**). В заключение выпишем формулы для вычисления a_о, соответствующего ширине захватывания для рассматриваемого случая.

1)

a₀ - является общим корнем уравнений

2)

Сама ширина , отсчитанная от одной границы захватывания до другой выражается следующим образом: = a_о ²_о (MS - c r). Можно дать простые формулы для вычисления ширины захватывания в следующих случаях:

а) ²_о << 1; = _о Р_о/V^о_g.

б) для очень сильных сигналов (V^о_{g -} 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, 1982.

Размещено на Allbest.ru