2D mapping

МИНИСТЕРСТВО ОБРАЗОВАНИЯ И НАУКИ РОССИЙСКОЙ ФЕДЕРАЦИИ

Нижегородский государственный университет им. Н.И. Лобачевского

А.И. Малышев

Избранные главы теории нелинейных
колебаний: двумерные отображения

Учебно‐методическое пособие

Рекомендовано методической комиссией физического факультета для
студентов ННГУ, обучающихся по направлению 011200 «Физика»

Нижний Новгород
2012

УДК 530.182
ББК В 22.213+22.311
    М 20

М 20 Малышев А.И. ИЗБРАННЫЕ ГЛАВЫ ТЕОРИИ НЕЛИНЕЙНЫХ КОЛЕ‐
БАНИЙ: ДВУМЕРНЫЕ ОТОБРАЖЕНИЯ: учебно‐методическое пособие.
– Нижний Новгород: Нижегородский госуниверситет, 2012. – 26 с.

Рецензент:
доцент кафедры теории колебаний и автоматического регулиро‐
вания ННГУ, к.ф.‐м.н. Канаков О.И.

В настоящем пособии представлен материал по теме «Двумер‐
ные отображения», входящей в учебный курс «Нелинейные колеба‐
ния и волны», читаемый на физическом факультете ННГУ. Изложение
материала проведено на примерах двух механических систем, про‐
стых по своей природе, но способных, однако, демонстрировать
весьма нетривиальное поведение. Теоретические выкладки проил‐
люстрированы результатами численного моделирования.



УДК 530.182
ББК В 22.213+22.311

© Нижегородский государственный
университет им. Н.И. Лобачевского, 2012

Двумерные отображения

Введение

Из анализа одномерных отображений известно, что в зависимости от значений
управляющих параметров они могут проявлять весьма сложную динамику. Так, на-
пример, отображение Фейгенбаума демонстрирует переход к хаосу через последова-
тельные удвоения периода, и, казалось бы, совсем простая динамическая система
начинает вести себя непредсказуемым образом.
Не менее интересной и сложной, как представляется, должна быть динамика
систем, описываемых отображениями большей размерности, например, двумерны-
ми отображениями. Целью настоящего пособия является знакомство с двумя приме-
рами механических систем, допускающих описание с помощью двумерных отобра-
жений, изучение свойств самих отображений, а также, что немаловажно, установле-
ние соответствий между шагами отображений и траекториями в реальном простран-
стве.
Первым примером служит движение материальной точки в канале, одна из
стенок которого ровная, а другая – имеет синусоидальную форму. Второй пример –
движение материальной точки в однородном поле тяжести и ее отскоки от синусои-
дально гофрированного полотна. Подобные динамические системы хорошо известны
в нелинейной физике. В этой связи необходимо, пожалуй, упомянуть задачу о трех-
мерных колебаниях материальной точки между двумя плоскостями, одна из которых
гофрирована в двух направлениях [1+; в этой модельной системе изучалась диффузия
Арнольда *2, 3]. Эти динамические системы имеют также очевидное сходство с моде-
лью Улама и гравитационной машиной Заславского (см., например, [4+), однако в по-
следних случаях акцент делался на достижении режима стохастического ускорения, в
связи с чем и исследования проводились в полностью хаотическом режиме. В рамках
же настоящего пособия мы рассмотрим в большей степени движение регулярное,
сделав, однако, и соответствующие замечания, касающиеся проявления хаоса.

-3-


I. Материальная точка в канале с гофрированной границей

Рассмотрим движение материальной точки в двумерном бесконечном канале
(см. рис. 1), одна из стенок которого ровная и описывается уравнением y  0 , а дру-
гая – имеет синусоидальную форму и определена как y  d  a cos kx . Здесь d – сред-
няя ширина канала, 2π k – период гофрировки, которую далее будем считать слабой
( a  d ) и плавной ( ka  1 ). Поскольку в промежутках между абсолютно упругими
соударениями траектория материальной точки прямолинейна, несложно из геомет-
рических соображений связать между собой координаты точек двух последователь-
ных соударений о ровную стенку канала, а также значения углов, под которыми эти
соударения происходят (см. рис. 1):
α n1  α n  2ka sinkx n  kd tgα n ,
 (1)
x n1  x n  d tgα n  tgα n1 .
Эти соотношения являются приближенными, учитывающими малость и плавность
гофрировки. Точные отображения анализировались, например, в работе [5].

1. Стационарные точки отображения и их устойчивость
Анализ полученных отображений необходимо начать с нахождения его ста-
ционарных точек x 0 , α0  , которые в свою очередь соответствуют периодическим
траекториям. Пусть точки двух последовательных отскоков отделены друг от друга по
оси х на целое число m периодов гофрировки, т.е. x n1  x n  2πm k . Для угла отскока
условие периодичности означает его неизменность: αn1  αn . Подставляя последние
соотношения в систему (1), получим:
 πm
 tg α 0  ,
kd
 π
(2)
x 0  l ,
 k
где m, l – целые числа. Примеры траекторий материальной точки в канале для не-
скольких различных значений m и l представлены на рис. 2. Заметим здесь, что в силу
периодичности гофрировки все нечетные значения l эквивалентны друг другу, также

Рис. 1. Канал с гофрированной границей и фрагмент траектории материальной точки в нем.

-4-


Рис. 2. Периодические траектории в канале, отвечающие различным значениям m и l в (2).

как эквивалентны друг другу и все четные его значения, поэтому можно ограничиться
рассмотрением лишь двух значений l – нуля и единицы.
Рассмотрим подробнее пару траекторий с m = 1, т.е. траектории, стартующие
под углом α0  arctgπ kd  из точек x 0  0 (l = 0) или x 0  π k (l = 1) (см. рис. 2). Для
выяснения их устойчивости линеаризуем отображения вблизи выбранной траекто-
рии. Начнем со случая l = 0. Итак, введем новые переменные, которые будут отвечать
за малые отклонения от выбранной траектории:
x ni  x ni  2πi k , где i  Z
~
~ (3)
α n  α n  α 0 ,
После подстановки в (1) и последующей линеаризации уравнений системы она при-
обретет следующий вид:

~n1   1  2k ad  α n  2k 2 a x n
2

α 
 cos2 α  
~ ~
  0 
 (4)
 x  x  d α  α 
~ ~n ~n ~n1
 n1 2
cos α 0

Теперь переменные, отвечающие последовательным шагам отображения, можно яв-
но выделить:
  2
  2
~
x~n1   1  2k ad  x n  2d  1  k ad  α n
~
  cos2 α  cos2 α 0  cos2 α 0 
 0   
 (5)
α  2k 2 a x   1  2k ad  α
2
~n 
 cos2 α  n
~ ~
 n1 
  0 

После этого становится возможным представить систему этих равенств в векторной
форме:

-5-


~
x ~
ˆ 
x
   A  ,
α  α  (6)
 ~  n1  ~ n
где
 2
 2d  k 2 ad  
  1  2k 2ad  
 cos α  cos2 α  1  cos2 α  
 
ˆ 
A   0  0  0 
 . (7)
 2k ad 
2

2
2k a 1 
 cos2 α  
 
  0  
Определитель матрицы равен единице, что говорит о сохранении фазового объема, а
сравнение модуля следа этой матрицы с двойкой дает информацию об устойчивости
положения равновесия [1]:
4k 2ad
Sp A  2 
ˆ  Sp A  2 ,
ˆ (8)
cos2 α 0
что указывает на неустойчивость выбранной траектории.
Поскольку вид неустойчивости также играет роль, попробуем определить тип
положения равновесия. Для этого решим систему уравнений (5), при этом искать ре-
шение будем в следующем виде: x n  At n и α n  Bt n . Подстановка этих выражений в
~ ~
равенство (6) превращает его в уравнение на собственные значения и собственные
ˆ
векторы матрицы A :

ˆ   
A A
A    t  .
B B (9)
   
Нетрудно найти, что
μ 2k 2 ad
t1,2  e , где chμ  1  . (10)
cos2 α 0
Тогда для компонент собственных векторов будем иметь:
shμ 
A   B , (11)
2k 2 a
где верхний и нижний знаки соответствуют знакам в (10). В результате решение сис-
темы (5) примет довольно простой вид
 2k 2 a ~
 x n  B  e nμ  B  e nμ ,
 shμ
 (12)
 α n  B  e nμ  B  e nμ ,
~


откуда нетрудно получить уравнение траектории в фазовой плоскости вблизи поло-
жения равновесия

-6-


2
~ 2  shμ  ~ 2
α n   2  x n  4B  B  , (13)
 2k a 
которое определяет семейство гипербол (см. рис. 3).
Таким образом, точка с координатами α0  arctgπ kd  ,
x 0  0 является положением равновесия типа «седло»,
а соответствующая ей периодическая траектория (см.
рис. 2) – неустойчива. Рис. 3. Фазовые траектории
согласно уравнению (13).

Замечание. Для двумерных отображений седловые точки разделяют на два типа –
обыкновенные и с отражением. В данном случае речь идет о первом типе, когда
шаги отображения лежат на какой-либо одной из гипербол, например, согласно
последовательности A → B → C → D (см. рис. 3). Седловые точки с отражением реа-
лизуются, когда Sp A  2 и, соответственно, собственные значения t1,2 < 0. Шаги
ˆ
отображения при этом располагаются на паре симметричных относительно на-
чала координат гипербол, как, например, в последовательности A → B′ → C → D′.

Проведем теперь аналогичный анализ для траектории, стартующей из точки
x 0  π k под тем же углом α0  arctgπ kd  . Проведем замену переменных в системе
(1) посредством подстановки, аналогичной (3):
x ni  x ni  π2i  1 k , где i  Z
~
~ (14)
α n  α n  α 0 .
После линеаризации получим
~
x ~
ˆ 
x
   A  ,
α  α  (15)
 ~  n1  ~ n
где
 2
 2d  k 2 ad  
  1  2k 2ad  1  
  cos α 0  cos2 α 0  cos2 α 0  
A  
ˆ    .
 (16)
 2k ad 
2
  2k 2 a 1   
  cos2 α  
  0  
По-прежнему, det A  1 , а для следа этой матрицы имеем:
ˆ
2
ˆ  2  4k ad
Sp A  Sp A  2 ,
ˆ (17)
cos2 α 0
что указывает на устойчивость выбранной траектории.
Замечание. Последнее неравенство выполняется лишь при условии, что второе
слагаемое в выражении для следа предполагается малым по сравнению с первым.
Очевидно, даже с учетом того, что ka << 1, надлежащим выбором параметров

-7-


знак неравенства (17) может быть заменен на противоположный. При этом по-
ложение равновесия станет седловой точкой с отражением (см. Замечание выше)
ˆ
Аналогично предыдущему случаю найдем собственные значения матрицы A и
связь между компонентами ее собственных векторов:
2k 2ad
t1,2  e iμ , где cos μ  1  , (18)
cos2 α 0
sinμ 
A   i B . (19)
2k 2 a
В итоге получаем решение вблизи выбранного положения
равновесия:
 2k 2 a ~
 x  B  e inμ  B  e inμ
 i sinμ n
 
  inμ
αn  B e  B e
~  inμ

 Рис. 4. Фазовые траектории
2 согласно уравнению (20).
~  sinμ  ~ 2
 α   2  x n  4B  B 
2
n (20)
 2k a 
что задает в фазовой плоскости семейство эллипсов (см. рис. 4). Таким образом, точ-
ка с координатами x 0  π k и α0  arctgπ kd  является положением равновесия типа
«центр», а соответствующая ей периодическая траектория (см. рис. 2) – устойчива.

Замечание. Аналогично можно показать, что все периодические траектории, для
которых числа m и l имеют одинаковую четность, – устойчивы, все траектории,
для которых m и l разной четности – неустойчивы. На рис. 2 устойчивые траек-
тории показаны синим цветом, неустойчивые – красным.

После того, как был проведен анализ устойчивости стационарных точек ото-
бражения, уместно подвести некоторые итоги и обозначить новые возникающие во-
просы. Этому посвящен следующий раздел работы.

-8-


2. Предварительные итоги анализа
Итак, в рамках анализа отображения (1) было выяснено, что в фазовой плоско-
сти системы существуют некоторые положения равновесия. По линейному прибли-
жению были определены и их типы – «седла» и «центры». Следующий, закономерно
возникающий при этом вопрос заключается в том, как сшиваются между собой об-
ласти, близкие к каждому из рассмотренных положений равновесия? В частности, как
сшиваются между собой фрагменты фазовых портретов, полученные по-отдельности
вблизи двух выбранных для примера положений равновесия (см. рис. 5)? Возможно,
так, как показано на рис. 6?

Рис. 5. Фрагменты фазового портрета, полученные в рамках линейного приближения вблизи точек
x 0  0 , α0  arctgπ kd  и x 0  π k , α0  arctgπ kd  .

Рис. 6. Вариант сшивки двух фрагментов фазового портрета системы, показанных на рис. 5.

Чтобы подтвердить или опровергнуть предположение о структуре полного фа-
зового портрета, подобной структуре фазового портрета математического маятника,
необходимо попытаться найти уравнение сепаратрисы, показанной на рисунке крас-
ным цветом. Этому и посвящен следующий раздел работы.

-9-


3. Структура фазовой плоскости
Итак, сделаем попытку описания структуры фазового портрета системы в це-
лом, сшивая между собой отдельные, известные нам его фрагменты. Для этого ли-
неаризуем отображения по малым отклонениям угла от α 0 , введя для этого, как и
ранее αn  αn  α0 . Что касается координаты хn, сделаем замену x n  x n  2d tgα0  n ,
~ ~
где 2d tgα0  2π k – один период гофрировки. В результате, после несложных преоб-
разований система (1) примет вид:
~  α n1  α n
~ ~
α n1  α n  2ka sinkx n  n  1  n  2ka sinkx n
~ ~ ~
 
 2d ~
или  x x
~ ~n 2d ~
(21)
 x n1  x n 
~ ~ αn  n1  αn

 cos2 α 0  n  1  n cos2 α 0

Понимая под величинами n дискретные значения некоторой непрерывной перемен-
ной «времени», заметим, что в такой форме уравнения становятся похожи на диффе-
ренциальные уравнения
~
α  2ka sinkx ,
~

 2d ~
(22)

x 
~ α,

 cos2 α0
являющиеся каноническими для гамильтониана математического маятника (!):
d ~2
H α  2a coskx .
~ (23)
cos2 α0
Можно поступить несколько иначе и строго показать, что выражение
Hn  dαn cos2 α0  2a coskxn с точностью до членов первого порядка по a d является
~2 ~
интегралом движения, т.е. Hn1  Hn . Пользуясь его структурой, нетрудно найти урав-
нение сепаратрисы, подтверждая тем самым выдвинутое ранее предположение о
структуре фазового портрета:
d ~2 a ~
kx
2a  2
α  2a cos kx
~  α  2
~ cos α0  sin (24)
cos α0 d 2
Отсюда получаем для ширины области, охваченной сепаратрисой, следующее выра-
жение:
a
Δα  4
~ cosα0 . (25)
d
Структура фазового портрета, обнаруженная здесь, характерна для нелинейно-
го резонанса. Если понимать ее так, то что же тогда за резонанс проявляет себя в рас-
сматриваемой системе? Судя по всему, в данном случае мы имеем дело с проявле-
нием резонанса связи между двумя степенями свободы – движением вдоль канала и
поперек. Понять природу подобного резонанса легче всего посредством следующего
мысленного эксперимента – «вырежем» из канала один его период и, скрутив в тру-

- 10 -


бочку, склеим по линиям разреза. При этом в случае нулевой амплитуды гофрировки
получится поверхность цилиндра высотой d и радиусом k–1. Движение на такой по-
верхности может быть охарактеризовано двумя частотами – частотой продольных ко-
лебаний вдоль оси цилиндра ω1 и частотой обращения вокруг нее ω2. В случае рас-
смотренного резонанса с m = 1 за время одного колебания поперек канала матери-
альная точка пролетает один период гофрировки, таким образом, можно сказать, что
ω1  ω2 . Очевидно, в общем случае периодические траектории, отвечающие произ-
вольным значениям m, отвечают резонансам вида ω2  mω1 .
Замечание. Ширина резонансов, связанных с другими, ранее рассмотренными пе-
риодическими траекториями, также рассчитывается по формуле (25): меняется
лишь величина α0.
Для полноты проведенного анализа теперь необходимо описать также и траек-
тории, не попавшие в резонанс. За основу возьмем вновь систему (1) и используем
то, что траектории являются слабовозмущенными, т.е. угол α меняется мало на фоне
некоторого среднего значения α , поэтому
xn1  xn  2d tgα  xn  x0  2d tgα  n. (26)
При этом вторая формула системы (1) дает

αn1  αn  2ka sinkx0  kd tgα  2n  1  

 αn1  2kasinkx0  kd tgα  2n  1   sinkx0  kd tgα  2n  1    (27)
n
  α0  2ka sinkx0  kd tgα  2 j  1   ?
j 0

Для расчета суммы синусов обратимся к другой, более удобной сумме экспо-
нент с мнимыми показателями:
n n

e
j 0
i kx0 kd tgα 2 j 1  
e i kx0 kd tgα 
e
j 0
i 2kd tgα  j
 ... (28)

Оставшаяся сумма может быть найдена по формуле суммы n + 1 членов геометриче-
ской прогрессии:
1  e i 2kd tgα (n1) sinkd tgα  (n  1)
...  e i kx0 kd tgα   e ikx0 e ikd tgα (n1) . (29)
1e i 2kd tgα
sinkd tgα 
Нетрудно заметить, что сумма синусов в (27) является мнимой частью суммы (28) и,
следовательно, конечного выражения в (29). Таким образом,
sinkd tgα  (n  1)
αn1  α0  2ka sinkx0  kd tgα  n  1 , (30)
sinkd tgα 
что после несложных преобразований примет вид:
cos kx0 coskx0  2kd tgα  n  1
αn 1  α0  ka  ka (31)
sinkd tgα  sinkd tgα 

- 11 -


Первые два слагаемых в правой части не зависят от n и, очевидно, дают величину
введенного ранее среднего значения угла α, т.е.
cos kx 0
α  α 0  ka , (32)
sinkd tgα 
что по сути является уравнением для нахождения α . В итоге, угол α меняется относи-
тельно среднего своего значения на величину порядка ka.
Таким образом, все элементы фазового портрета описаны в рамках допусти-
мых приближений и осталось лишь проиллюстрировать проведенный анализ резуль-
татами численного моделирования.

- 12 -


4. Сопоставление с результатами численного моделирования
На рис. 7 представлены результаты расчетов согласно системе (1) для ширины
канала d = π, частоты гофрировки k = 1 и различных значений амплитуды гофрировки
a. Для удобства по вертикальной оси здесь отложены не значения угла α, а значения
его тангенса: это растягивает картину по вертикали в области π 4  α  π 2 , позволяя
наблюдать гораздо больше резонансов. Например, на рис. 7(а) хорошо видны резо-
нансы, отвечающие значениям угла α0 согласно (2) с m = 0, ..., 4. С увеличением ам-
плитуды гофрировки ширина резонансов увеличивается, сепаратрисы разрушаются,
начинается постепенное перекрытие резонансов между собой, начинающееся с ре-
зонансов с бóльшими m и перемещающееся в область с мéньшими значениями m.

(а) (б)

(в)
Рис. 7. Результаты численного моделирова-
ния согласно системе (1) при d = π, k = 1 и
следующих значений амплитуды гофриров-
ки а: 0.002 (а), 0.005 (б) и 0.01 (в). Каждому
из начальных условий соответствуют от 2000
до 5000 шагов отображения.

- 13 -


II. Материальная точка, скачущая в однородном поле тяжести по
гофрированной поверхности

Рассмотрим далее другой, более сложный пример механической системы, до-
пускающей описание и анализ динамики посредством отображений. Речь идет о
движении материальной точки в однородном поле тяжести при условии, что область
ее движения ограничена снизу периодически гофрированной поверхностью [6].

1. Вывод отображений
Итак, как и в предыдущем примере, для построения отображений необходимо
связать между собой координаты точек двух последовательных соударений (xn и xn+1),
а также углы, под которыми они происходят (φn и φn+1). Уравнение гофрированной
поверхности для простоты выберем в виде y x   a coskx (см. рис. 8), а соударения с
ней будем считать абсолютно упругими.
Что касается углов, под которыми происходят соударения, то из геометриче-
ских соображений нетрудно установить (см. рис. 8), что
αn1  φn  2 arctgka sinkxn  . (33)
Далее положим, что за мгновение до соударения материальная точка имела скорость
  
u n , т.е. un ,x  un sinφn и un ,y  un cos φn . После абсолютно упругого соударения мо-
дуль скорости останется тем же, поэтому ее проекции будут, соответственно,

un1,x  un sinα n1

 
(34)
un1,y  un cos α n1

Траектория движения материальной точки после n-го соударения является парабо-
лой вида
gx  x n 2
y tr x   y x n   ctg α n1  x  x n   2
, (35)
2u n1, x

Рис. 8. Два последовательных соударения материальной точки о гофрированную границу.

- 14 -


поэтому для нахождения координаты следующего соударения, т.е. xn+1, необходимо
решить уравнение
gx n1  x n 2
 a cos kx n1  a cos kx n  ctg α n1  x n1  x n   2
. (36)
2un1,x
Решая его как квадратное, приведем это уравнение к виду, удобному для примене-
ния к его дальнейшему численному решению метода простых итераций:

x n1  x n 
un1,x
g
u n1 ,y
2

 un1,y  2gacos kx n  cos kx n1  . (37)

Заметим, что математически уравнение (37) может иметь и более одного решения,
что связано с тем, что парабола (35) пересекает синусоиду нижней границы в не-
скольких точках. При этом физическим смыслом обладает, конечно, лишь один из
корней – либо наибольший, либо наименьший (в зависимости от направления дви-
жения вдоль оси Ох). Важно понимать, что такая ситуация встречается для пологих
траекторий и относительно больших амплитуд гофрировки. При этом поведение сис-
темы является, как правило, сильно хаотическим, отчего в рамках настоящего анализа
эта область параметров не будет нами затронута.
Для завершения построения отображений, связывающих состояния системы в
моменты последовательных соударений, необходимо рассчитать угол φn+1 и модуль

скорости материальной точки un1 в момент (n + 1)-го соударения. Приравнивая пол-
ную механическую энергию через мгновение после n-го и за мгновение до (n + 1)-го
соударения
2
un1 u 2
 ga cos kx n  n1  ga cos kx n1 , (38)
2 2
для модуля скорости получаем

un1  un1  2gacos kx n1  cos kx n  .
 2
(39)

С учетом неизменности горизонтальной составляющей скорости, un1,x  un1,x , по-
следнее соотношение позволяет рассчитать и искомый угол падения на гофрирован-
ную поверхность:
un1,x
φn1  arctg . (40)
un1,y  2gacos kx n1  cos kx n 
2

Таким образом, если для начального соударения заданы значения x0 и φ0, по-
следовательное применение формул (33), (34), (37), (39) и (40) позволяет рассчитать
соответствующие параметры для всех дальнейших соударений. Искомые отображе-
ния найдены.
Полная энергия Е материальной точки, как уже указывалось, является интегра-
лом движения, причем в соответствие ее значению удобно поставить параметр дли-
ны – эквивалентную высоту h, отсчитываемую от нулевого уровня, с которой матери-
альная точка должна быть сброшена без начальной скорости, чтобы при соударении

- 15 -


Рис. 9. Фрагменты фазового портрета системы (верхние полуплоскости) при k = 1, a = 0.01, а также
h = 1 (а) и h = 10 (б). Каждому начальному условию отвечают от трех до пяти тысяч шагов отобра-
жения. Схематично показаны также примеры периодических траекторий, отвечающих центрам ре-
зонансов на рисунке (б)

с гофрированной поверхностью иметь ту же энергию, т.е. E = m0gh. Причем, если на-
чальное значение угла φ0 равно нулю, то h – это и есть та самая высота, с которой ма-
териальная точка была сброшена. Заметим, что в последней формуле m0 – масса ма-
териальной точки, от величины которой, как и в любой другой кинематической зада-
че, параметры траектории не зависят (см. формулы отображения).
На рис. 9 представлены результаты численного моделирования динамики сис-
темы, проведенные на основе представленных выше соотношений. Каждому из не-
скольких десятков начальных условий соответствуют от трех до пяти тысяч шагов ото-
бражения, все величины приведены в системе СИ, и величина ускорения свободного
падения g, соответственно, взята равной 9.8. Важно то, что на рис. 9 представлены
лишь половины фазовых портретов – верхние полуплоскости с φ > 0, что отвечает
движению материальной точки в положительном направлении оси Ох. Структура
нижней полуплоскости аналогична и отличается лишь инверсией относительно нача-
ла координат.
На фазовой плоскости, представленной на рис. 9(а), можно выделить резонанс,
центр которого располагается в начале координат. Траектории, отвечающие началь-
ным условиям вблизи этого центра, отвечают отскокам материальной точки вблизи
одного из минимумов гофрированного профиля. При увеличении энергии (в данном
случае параметра h) структура фазовой плоскости становится заметно сложнее
(см. рис. 9(б)): ясно видны шесть появившихся здесь резонансов первого порядка, а
также несколько резонансов более высоких порядков. На выносках здесь также схе-
матично показаны и примеры траекторий, отвечающих центрам этих шести новых ре-
зонансов.

- 16 -


2. Резонансы в отображении, их рождение и взаимодействие
Итак, визуальный анализ структуры фазовой плоскости на рис. 9(б) указывает
на наличие в системе ряда резонансов, связанных с кратностью числа отскоков от
нижней границы числу пройденных при этом периодов гофрировки, т.е. фактически
со взаимодействием двух степеней свободы. В силу такой природы этих резонансов
их вполне уместно называть резонансами связи. Сам факт их появления вполне есте-
ственен: аналогичные резонансы мы уже наблюдали в системе, анализ которой при-
веден в первом разделе настоящего пособия. Интересным здесь является тот факт,
что центры трех из шести резонансов, расположенных выше границы φ  π 4 , лежат
в точке x  π k . Это значит, что соответствующие таким начальным условия траекто-
рии отвечают устойчивым (!) скачкам материальной точки «по горбам» гофрирован-
ного профиля, что интуитивно кажется невозможным.
Итак, рассмотрим подробно периодические (резонансные) траектории, начи-
нающиеся при x0  0 и x0  π k , а заканчивающиеся в точках x  2πm k и
x  π k  2πm k соответственно, и отвечающие, таким образом, скачкам материаль-
ной точки на m периодов гофрировки. Ограничимся далее рассмотрением лишь по-
ложительных значений m, что отвечает движению в положительном направлении оси
Ох. Формулы отображения дают очевидное равенство αn  φn  φ0 , а также

xn  x0 
2un ,x un ,y
 x0 
u  sin2φ
 2
0 0
. (41)
g g

Значение же скорости u 0 определяется из закона сохранения энергии

gh 
u   2
0
 ga cos kx 0 , (42)
2

откуда u0  2gh  a cos kx 0  или же для краткости u0 

2gh , где h  h  a coskx0 .
Как уже отмечалось, для рассматриваемых траекторий x  x 0  2πm k , откуда с

учетом (41) и выражения для u 0 получаем условие, определяющее положение цен-
тра резонанса в фазовой плоскости:
πm
sin2φ0  . (43)
kh
Поскольку 0  φ0  π 2 , последнее уравнение имеет два решения:
1 πm π 1 πm
φ0 m  arcsin

и φ0 m 

 arcsin . (44)
2 kh 2 2 kh
Обе эти величины располагаются симметрично относительно значения φ  π 4 , при-
чем φ0 m  π 4 , а φ0 m  π 4 . Условием существования решений является выпол-
 

нение неравенства
πm
h  . (45)
k

- 17 -


Таким образом, при π k  h  2π k в фазовой плоскости существует пара стационар-
   
ных точек x 0 , φ0 1 и x 0 , φ0 1 , при 2π k  h  3π k появляется еще одна пара –
 

x 0 , φ 2 и x 0 , φ

0

0 2, и так далее.
Следующий вопрос, на который следует ответить, касается устойчивости най-
денных стационарных точек. Для этого проведем вблизи них линеаризацию формул
отображения: пусть x n  x 0  x n , где x n  0 , и аналогично φn  φ0 m  φn и
~ ~  ~
αn  φ0 m  αn . В этом случае из формулы (33) имеем:
 ~

αn1  φn  2k 2a  x n ,
~ ~ ~ (46)
где верхний знак отвечает x 0  0 , а нижний – x 0  π k . Оставляя в (37) лишь первый
порядок по малым величинам, заметим, что разность косинусов в подкоренном вы-
ражении вклада не дает, поэтому будет

x0 
2πm ~ 
 2 

~n  un sin2 φ0  α n1 ,
 x n1  x 0  x
~  (47)
k g
откуда в итоге следует

x ~

 

2
~n1  x n  2πm  un  πm  cos2φ0  2α n1  .
 ~  (48)
k g  kh 
 
Важно, что из (39) в первом порядке получается un1  un1 , т.е. un1  un  2gh , а


(40) аналогично дает φn1  αn1 . С учетом последнего в линейном приближении ото-
~ ~
бражения сводятся к простой системе из двух уравнений:
φn1  φn  2k 2 a  x n
~ ~ ~
~  ~
(49)
x n1  x n  4h cos2φ0  φn1
~

или
~
x ~
ˆ 
x
   A  ,
 φ  φ (50)
 ~  n1  ~ n
где
 
 2
 4h cos2φ0 
ˆ   1  8k ah cos2φ0
A  . (51)
 2k 2 a 1 
 
Как и при анализе матрицы (7), обнаруживаем, что det A  1 , т.е. фазовый объем со-
ˆ
храняется, а устойчивость легко выяснить по величине модуля следа:

Sp A  2  8k 2ah cos2φ0 .
ˆ (52)
Поскольку второе слагаемое здесь следует считать малым по модулю по сравнению с
первым, условие устойчивости положения равновесия Sp A  2 будет выполняться,
ˆ
если знаки перед вторым слагаемым и в верхнем индексе у угла φ0 будут одинаковы.

- 18 -


Таким образом, на фазовой плоскости устойчивыми оказываются точки 0, φ0 m и,

 
    
возможно неожиданно, π k , φ0 m , а точки π k , φ0 m и 0, φ0 m – неустойчи-
  

вы. Пользуясь собственными значениями и собственными векторами матрицы A , ˆ
можно показать, что типы данных положений равновесия – «центр» и «седло» соот-
ветственно. Структура фазового портрета, представленного на рис. 9(б), прекрасно
согласуется с этим фактом.
Для аналитической оценки ширины рассматриваемых резонансов связи необ-
ходимо от линеаризованного отображения (50) перейти к дифференциальным урав-
нениям и восстановить приближенный «интеграл движения» – гамильтониан. Так,

пренебрегая на главной диагонали матрицы A слагаемым  8k 2ah cos2φ0 по срав-
ˆ
нению с единицей, отображения (50) можно записать в следующем виде:
 x n1  x n
~ ~  ~
 n  1  n  4h cos2φ0  φn

φ  φ
~ ~n (53)
 n1  2k 2 a  x n
~
 n  1  n

Превращая левые части этих уравнений в производные по непрерывной переменной
n, последнюю систему можно понимать как канонические уравнения Гамильтона для
системы с гамильтонианом:
φ2  k2 x2
H  4h cos2φ   2a
0 . (54)
2 2
Если далее для конкретики рассмотреть резонанс связи с центром в точке 0, φ0 m ,

 
то
  φ2 k2 x2
H  4h cos2φ0   2a . (55)
2 2
Восстановив (55) до гамильтониана математического маятника
  φ2
Hres  4h cos2φ0   2a cos kx , (56)
2
становится возможным получить приближенное уравнение сепаратрисы рассматри-
ваемого резонанса
2a kx
φ  
cos (57)
h cos2φ0 2

а также рассчитать его ширину:
2a 2 2a
φ   2  . (58)

h cos2φ0 
h  a 2  π 2 m2 k 2 1
4


Аналогично, для резонанса с центром в точке π k , φ0 m можно получить:



- 19 -


Рис. 10. Фрагмент зависимости φ0 1 от h, от-


вечающий моменту рождения первой пары
резонансов связи (m = 1) для k = 1 и a = 0.01.
Пунктирными линиями здесь показаны шири-
ны резонансов, рассчитанные по формулам
(58) и (59). Вертикальные пунктирные линии
указывают на значения эквивалентной высоты
h, взятые при построении фазовых портретов,
представленных на рис. 11(а-в)

2a
φ   . (59)
h  a
2
π m k
2 2 2

1
4

Рассмотрим подробнее процесс «рождения» первой пары резонансов связи (с
m = 1) при изменении энергии материальной точки, т.е. параметра h (см. условие
(45)). На рис. 10 показаны зависимости положения центров этих резонансов по оси φ
в фазовой плоскости от h, построенные по формулам (44). Поскольку для них
h  h  a , верхняя и нижняя ветви кривой на рис. 10 сдвинуты по горизонтали друг
относительно друга на 2a. Также здесь длинным пунктиром показаны и ширины ре-
зонансов рассчитанные по формулам (58) и (59).
Как видно из этого рисунка, при изменении параметра h резонансы связи по-
являются на фазовой плоскости парами при значении φ  π 4 . Интересно то, что ро-
ждаются они сразу перекрытыми друг с другом, а уже при дальнейшем увеличении
энергии «раздвигаются» и уменьшают каждый свою ширину. Конечно, оценки ширин
резонансов (58) и (59) сразу после их рождения несправедливы, поскольку при полу-

чении этих оценок отклонения угла φ от резонансных значений φ0 подразумевались
малыми. Чтобы понять, насколько сделанные оценки адекватны реальному положе-
нию вещей, обратимся к рис. 11(а-в), где представлены фрагменты фазового портрета
системы при значениях эквивалентной высоты h, отмеченных на рис. 10 вертикаль-
ным пунктиром и буквами (а-в).
Так на рис. 11(а) величина h выбрана таким образом, что h x  ha  π k, а
0 0

h x  h  a  π k , отчего устойчивое положение равновесия 0, φ0 1 уже сущест-

0 π k

 
вует, а π k , φ0 1 – еще нет. Как видно из этого рисунка, положение равновесия по-


является на фазовой плоскости в результате укручения фазовых траекторий и их
дальнейшего «перехлеста» с образованием сепаратрисной петли. Подобная ситуация
известна, например, для модели двумерного ротатора с δ-образными толчками в
контексте перемежаемости [7], а также в рамках задачи о топологии вязких течений
[8]. На рис. 11(б) уже четко видны два устойчивых положения равновесия, однако са-
ми резонансы еще не сформированы, и сепаратриса каждого из них по-прежнему

- 20 -


Рис. 11. Фрагменты фазового портрета системы для k = 1, a = 0.01 и h = 3.132 (а), h = 3.22 (б), h = 3.32
(в). Эти значения эквивалентной высоты отмечены также на рис. 10 вертикальными пунктирными
линиями. Каждому начальному условию отвечают пять тысяч шагов отображения

имеет петлеобразную форму; на рис. 11(в) оба резонанса уже имеют «классическую»
структуру.
Примечательным здесь является факт того, что сделанные оценки ширин резо-
нансов при значениях эквивалентной высоты (б) и (в) согласуются с реальной структу-
рой фазовой плоскости очень хорошо: на рис. 11(б) можно сравнивать общую ширину
двух резонансов с предсказываемой, а на рис. 11(в) оказывается возможным сопос-
тавлять с оценками уже ширину каждого из двух резонансов. В обоих случаях согла-
сие более чем удовлетворительное.
Вторым примечательным фактом, касающимся структуры фазовых портретов
на рис. 11, является видимое отсутствие на них областей, заполненных хаотическими
орбитами. Последнее особенно удивительно, поскольку речь идет о двух резонансах,
которые сближены друг с другом на расстояние, меньшее или равное по порядку ве-
личины сумме их полуширин. Тогда в согласии с известным критерием Чирикова [9]
следовало бы ожидать перекрытия резонансов с образованием общего стохастиче-

- 21 -


ского слоя, при нахождении внутри которого поведение системы было бы в опреде-
ленном смысле непредсказуемо.
Как показывают дополнительные расчеты, причиной отсутствия хаоса в данном
случае является наличие в области между резонансами (в районе φ  π 4 ) инвари-
антной кривой, примечательной тем, что ее разрушение является причиной наступ-
ления глобального хаоса в рассматриваемой механической системе. В этом режиме
перекрытыми оказываются не только пара рассматриваемых резонансов связи, но и
все остальные резонансы в фазовой плоскости. А до наступления глобального хаоса,
несмотря на сильную близость двух резонансов, стохастизация происходит лишь в
структуре каждого из них и не приводит к перекрытию внутри пары. Таким образом,
несмотря на то, что изучаемые резонансы связи рождаются парами в одной области
фазовой плоскости, эволюционируют они отдельно друг от друга вплоть до установ-
ления в системе режима глобального хаоса.

- 22 -


III. Моделирование отображений на Интернет-ресурсах

В настоящее время в сети Интернет можно найти немало ресурсов, посвящен-
ных разного рода нелинейным явлениям, хаосу и, в частности, отображениям. Так,
например,
 на странице http://nonlinmod.sgu.ru/illustration_programs.htm представлен ряд
«нелинейных» программ, первая из которых моделирует одномерное логи-
стическое отображение (отображение Фейгенбаума); ему же посвящена и
страница http://www.ibiblio.org/e-notes/Chaos/ru/logistic_r.htm, содержащая
соответствующее Java-приложение;
 на странице http://www.ibiblio.org/e-notes/Chaos/ru/stdmap_r.htm реализован
Java-симулятор известного в нелинейной физике стандартного отображения
(пример двумерного отображения);
 на странице http://malyshev.professorjournal.ru/osc/practice/wg сайта, разра-
батываемого автором в рамках грантовой программы «Преподаватель он-
лайн», пользователю также предлагается Java-апплет, с помощью которого
можно исследовать систему, подробно описанную в первой части настоящей
работы, «поиграть» ее параметрами и т.п.
При этом, безусловно, следует иметь в виду, что эти и иные Интернет-приложения,
как правило, не могут претендовать на высокую точность расчетов, однако позволя-
ют на качественном уровне изучить свойства динамических систем, особенности
режимов их поведения, проследить за проявлениями хаоса в них.

- 23 -


Задачи и вопросы для обсуждения

Итак, в рамках настоящего пособия были подробно рассмотрены два примера
механических систем, допускающих анализ динамики посредством отображений.
При этом в первом случае сначала был проведен подробный теоретический анализ
отображения, описаны его резонансные особенности, после чего было проведено
сопоставление этих данных с результатами численного моделирования. Во втором
примере направление было несколько иным: сразу после вывода отображения был
проведен численный расчет, который указал на наличие в системе резонансов, что в
свою очередь потребовало теоретического обоснования, которое и было далее сде-
лано.
Ниже предлагаются несколько учебных задач на отработку материала, а также
вопросы для обсуждения.
1. Смоделировать на компьютере отображение (1) в двух предельных режимах – ре-
жиме широкого канала ( kd  1 ) и режиме узкого канала ( kd  1 ). Объяснить раз-
личия.
2. Проиллюстрировать с помощью Фурье-анализа наличие хаотических областей в
фазовой плоскости системы (1).
3. Смоделировать на компьютере отображение для системы, рассмотренной в разде-
ле II. На основе численных экспериментов попытаться выработать критерий пере-
крытия первой пары резонансов (с m = 1).
4. Записать отображение для материальной точки, движущейся между двумя стенка-
ми с координатами: xleft = 0, xright = L + a sinωt. Соударения абсолютно упругие, L >> a.
Скорость шарика считать много большей aω. Определить положения равновесия и
их устойчивость.
5. Проанализировать отображение Чирикова-Тейлора (стандартное отображение)
In1  In  K sinθ n (mod 2π)

θ n1  θ n  In1 (mod 2π)
на предмет положений равновесия и их устойчивости. Параметр K считать положи-
тельным. Найти критическое значение параметра K, при котором найденные поло-
жения равновесия становятся неустойчивыми. Проиллюстрировать результаты пу-
тем численного моделирования.
6. Смоделировать отображение пекаря:
 yn  1
 2 x n , 2  , 0  xn  ,
x n1 , y n1   

 2
 2 x  1, y n  1  , 1  xn  1.
 
 n
 2  2
Найти все циклы периодов 2, 3 и 4. Проиллюстрировать результаты с помощью
компьютера.

- 24 -


Литература

[1]. Лихтенберг А., Либерман М., «Регулярная и стохастическая динамика», М.: Мир,
1984.
*2+. Арнольд В.И., ДАН СССР 156, 9 (1964).
*3+. Демиховский В.Я., Малышев А.И., Известия вузов. ПНД 12, 3 (2004).
[4]. А.П. Кузнецов, С.П. Кузнецов, Н.М. Рыскин, «Нелинейные колебания», М.: Физ-
матлит, 2002.
*5+. Малышев А.И., Шандор А.С., «Структура и свойства твердых тел», Н. Новгород:
изд-во ННГУ, 2003.
[6]. Малышев А.И., Нелинейная динамика 5(3), 425 (2009).
[7]. Zaks M.A., Pikovsky A.S., and Kurths J., Physical Review Letters 77, 4338 (1996).
[8]. Abdulaev S.S., Chaos 4, 569 (1994).
[9]. Chirikov B.V., Physics Reports 52, 263 (1979).

- 25 -


Содержание

Введение 3

I. Материальная точка в канале с гофрированной границей 4

1. Стационарные точки отображения и их устойчивость 4

2. Предварительные итоги анализа 9

3. Структура фазовой плоскости 10

4. Сопоставление с результатами численного моделирования 13

II. Материальная точка, скачущая в однородном поле тяжести по гоф-
рированной поверхности 14

1. Вывод отображений 14

2. Резонансы в отображении, их рождение и взаимодействие 17

III. Моделирование отображений на Интернет-ресурсах 23

Задачи и вопросы для обсуждения 24

Литература 25

- 26 -

Александр Игоревич Малышев

Избранные главы теории нелинейных колебаний:
двумерные отображения

Учебно-методическое пособие

Государственное образовательное учреждение высшего
профессионального образования «Нижегородский государственный
университет им. Н.И. Лобачевского».
603950, Нижний Новгород, пр. Гагарина, 23.

Подписано в печать ХХ.ХХ.2012

2D mapping

More Related Content

What's hot (15)

Similar to 2D mapping (20)

More from malyshev_ai (10)

2D mapping