Научная статья на тему 'О взаимодействии резонансов третьего и четвертого порядков в гамильтоновой системе с двумя степенями свободы'

О взаимодействии резонансов третьего и четвертого порядков в гамильтоновой системе с двумя степенями свободы Текст научной статьи по специальности «Физика»

CC BY
22
5
i Надоели баннеры? Вы всегда можете отключить рекламу.
Журнал
Russian Journal of Nonlinear Dynamics
Scopus
ВАК
RSCI
MathSciNet
zbMATH
Область наук
Ключевые слова
ГАМИЛЬТОНОВА СИСТЕМА / HAMILTONIAN SYSTEM / КАНОНИЧЕСКОЕ ПРЕОБРАЗОВАНИЕ / CANONICAL TRANSFORMATION / МЕТОД НОРМАЛЬНЫХ ФОРМ / METHOD OF NORMAL FORMS / ДВОЙНОЙ РЕЗОНАНС / DOUBLE RESONANCE / УСТОЙЧИВОСТЬ / STABILITY

Аннотация научной статьи по физике, автор научной работы — Холостова Ольга Владимировна

Рассматриваются движения периодической по времени гамильтоновой система с двумя степенями свободы в окрестности положения равновесия, устойчивого в линейном приближении. Предполагается, что в системе реализуются одновременно слабый комбинационный резонанс третьего и сильный резонанс четвертого порядков. Исследуется характер движений приближенной (модельной) системы в зоне устойчивости резонанса четвертого порядка. Выявлены области значений параметров (коэффициентов нормализованного гамильтониана), для которых все движения системы, начинающиеся в достаточно малой окрестности положения равновесия, ограничены, получена оценка области ограниченности. Описано возмущающее влияние двойного резонанса на движения системы в пределах области ограниченности.

i Надоели баннеры? Вы всегда можете отключить рекламу.
iНе можете найти то, что вам нужно? Попробуйте сервис подбора литературы.
i Надоели баннеры? Вы всегда можете отключить рекламу.

The interaction of resonances of the third and fourth orders in a Hamiltonian two-degree-of-freedom system

The motion of a time-periodic two-degree-of-freedom Hamiltonian system in the neighborhood of the equilibrium being stable in the linear approximation is considered. The weak Raman third-order resonance and the strong fourth-order resonance are assumed to occur simultaneously in the system. The behavior of the approximated (model) system is studied in the stability domain of the fourth-order resonance. Areas of the parameters (coefficients of the normalized Hamiltonian) are found for which all motions of the system are bounded if they begin in a sufficiently small neighborhood of the equilibrium. Boundedness domain estimate is obtained. A disturbing effect of the double resonance on the motion of the system within the boundedness domain is described.

Текст научной работы на тему «О взаимодействии резонансов третьего и четвертого порядков в гамильтоновой системе с двумя степенями свободы»

Нелинейная динамика. 2015. Т. 11. № 4. С. 671-683. Полнотекстовая версия в свободном доступе http://nd.ics.org.ru

ОРИГИНАЛЬНЫЕ СТАТЬИ

УДК: 531.36

М8С 2010: 70Н05, 70Н14, 70Н15, 70К45

О взаимодействии резонансов третьего и четвертого порядков в гамильтоновой системе с двумя степенями свободы

О. В. Холостова

Рассматриваются движения периодической по времени гамильтоновой система с двумя степенями свободы в окрестности положения равновесия, устойчивого в линейном приближении. Предполагается, что в системе реализуются одновременно слабый комбинационный резонанс третьего и сильный резонанс четвертого порядков. Исследуется характер движений приближенной (модельной) системы в зоне устойчивости резонанса четвертого порядка. Выявлены области значений параметров (коэффициентов нормализованного гамильтониана), для которых все движения системы, начинающиеся в достаточно малой окрестности положения равновесия, ограничены, получена оценка области ограниченности. Описано возмущающее влияние двойного резонанса на движения системы в пределах области ограниченности.

Ключевые слова: гамильтонова система, каноническое преобразование, метод нормальных форм, двойной резонанс, устойчивость

Получено 18 августа 2015 года После доработки 08 октября 2015 года

Исследование выполнено за счет гранта Российского научного фонда (проект № 14-21-00068) в Московском авиационном институте (Национальном исследовательском университете).

Холостова Ольга Владимировна [email protected]

Московский авиационный институт (Национальный исследовательский университет) 125993, Россия, г. Москва, А-80, ГСП-3, Волоколамское ш., д. 4

1. Введение

Характер колебаний системы в окрестности положения равновесия при наличии линейного соотношения между ее собственными частотами впервые исследован в статьях [1—3]. К настоящему времени работы, изучающие устойчивость частных решений (положений равновесия и периодических решений) механической системы и характер поведения системы в их окрестности при наличии резонансов, составляют обширную библиографию. При этом случаи, когда в системе реализуется только один резонанс, исследованы весьма полно. Подробное изложение результатов и литература по данной тематике содержатся в работах [4-6] по гамильтоновым и в обзоре [5] по негамильтоновым системам. Нелинейные колебания периодических по времени гамильтоновых систем с одной степенью свободы при резонансах и в случаях, близких к резонансным, в том числе в случае вырождения гамильтониана, подробно описаны в работе [7].

Существенно более сложной является проблема взаимодействия в механических системах двух или нескольких резонансов, здесь остается много нерешенных вопросов.

Устойчивость положения равновесия автономной негамильтоновой системы при наличии нескольких резонансов одного порядка рассмотрена в работах [8-11]. Взаимное влияние нескольких резонансов третьего порядка на устойчивость положения равновесия многомерной автономной гамильтоновой системы исследовано в работах [12, 13].

В статьях [14, 15] и монографии [16] рассмотрен вопрос об устойчивости тривиального равновесия периодической по времени линейной гамильтоновой системы с двумя степенями свободы в случаях двойного параметрического резонанса, построены области устойчивости и неустойчивости. Полученные результаты применены при решении ряда задач динамики спутников [16].

В работе [17] исследовано влияние двойного резонанса третьего порядка на устойчивость положения равновесия периодической по времени гамильтоновой системы с двумя степенями свободы. Показана неустойчивость положения равновесия для любых вариантов взаимодействия резонансов, в том числе для случая двух слабых резонансов третьего порядка, проведено подробное исследование нелинейных колебаний соответствующих модельных систем.

В данной работе для периодической по времени гамильтоновой системы с двумя степенями свободы исследуется случай взаимодействия слабого комбинационного резонанса третьего порядка и сильного (основного) резонанса четвертого порядка, в зоне устойчивости последнего. Показано, что существуют области параметров (коэффициентов нормализованного гамильтониана), в которых все движения приближенной (модельной) системы ограничены, получена оценка области ограниченности движений. Этот результат является обобщением проведенного ранее исследования задачи о треугольных точках либрации плоской эллиптической ограниченной задачи трех тел в случае рассматриваемого кратного резонанса [18]. В работе также выявлено, что взаимодействие двух резонансов, каждый из которых не приводит к неустойчивости, оказывает возмущающее воздействие на движения модельной системы в пределах области ограниченности.

2. Постановка задачи. Преобразование гамильтониана

Рассмотрим движения неавтономной 2^-периодической по времени гамильтоновой системы с двумя степенями свободы. Пусть начало координат фазового пространства — положение равновесия системы, устойчивое в линейном приближении. Характеристические

показатели ±гАз (] = 1, 2) соответствующей линеаризованной системы уравнений возмущенного движения чисто мнимые.

Будем считать, что величины Аз, 2Аз и Х\ ± А2 не являются целыми числами, тогда квадратичная часть гамильтониана возмущенного движения может быть приведена к нормальной форме и гамильтониан Н системы запишется в виде

Н(д3,р3,1) = ± А1 (я1+р1) + |(тЛ2 {я22 +р1) + Н3(д3,р3,1) + Щ(д3,р3,1) +05. (2.1)

Здесь д3 и pj (у = 1, 2) — обобщенные координаты и импульсы, коэффициент а может принимать значения 1 или —1, величины Аз считаем положительными. Слагаемые Н^(3,Рз,Ь) (к = 3, 4) обозначают совокупность членов к-й степени, а О5 — совокупность членов не менее пятой степени относительно возмущений с 2^-периодическими по Ь коэффициентами.

Если величины А1 и А2 связаны соотношением

Ш1А1 + Ш2Л2 = £, (2.2)

где Ш1, Ш2, £ — целые числа и |ш1| + |ш2| = к, то в системе реализуется резонанс порядка к. Введенные ограничения на величины Аз означают, что в системе нет резонансов первого и второго порядков.

По аналогии с определениями, принятыми при исследовании параметрического резонанса в линейных системах [19], будем называть резонанс основным, если в резонансном соотношении (2.2) присутствует только одна из величин Аз, и комбинационным, если в (2.2) имеются обе величины А1 и А2. Основной или комбинационный резонанс назовем сильным, если его присутствие может привести к неустойчивости в системе; комбинационный резонанс назовем слабым, если его наличие не приводит к неустойчивости [5].

Пусть пара А1, А2 определяется одним из следующих наборов соотношений:

А1 = ** + !, = + (2.3)

А1 = к1 + |, А 2 = к2 + %, (2.4)

где к1, к2 — целые числа, а п = 1, 3, 5, 7.

В случае (2.3) величины 2А1 + А2 и 4А2 являются целыми, а в случае (2.4) — величины 2А1 — А2 и 4А2. Таким образом, в системе имеются одновременно комбинационный (сильный или слабый) резонанс третьего порядка и основной (сильный) резонанс четвертого порядка.

Осуществим в системе ряд канонических замен переменных, приводящих гамильтониан (2.1) к виду, главная (модельная) часть которого характерна для рассматриваемых резонансов. Сначала при помощи близкой к тождественной 2^-периодической по времени канонической замены переменных дз,рз — (¡3,рз (у = 1,2) уничтожим в членах третьей и четвертой степеней слагаемые с нерезонансными гармониками. В «полярных» координатах Г/, определяемых формулами д3 = .^/2г3 эш ф3, р3 = .^/2г3 соэ ф3 (] = 1,2), преобразованный гамильтониан в случае (2.3) запишется в виде

.—. 1/2

Н = А1Г1 + аА2Г2 + а Т1Т<{ оо8[2ф1 + а( — (2А1 + А2)Ь + 2ф1 + аф2] +

(2.5)

+ С20Г2 + С11Г1Г2 + С02г| + ¡Зт1 008(4ф2 — 4А2 Ь + 4ф2) + О5/2.

Здесь а, /3,Сц, ф* — постоянные величин, а О5/2 — совокупность слагаемых пятой и более высокой степеней относительно т1/2 (у = 1, 2).

Осуществим далее унивалентное каноническое преобразование pj, rj — Фj, Rj (j = 1, 2), задаваемое производящей функцией

5 = (pi + pi - Aii)Ri + p + p2 " ^A2i)R2 (2.6)

и определяемое формулами

Ri = ri, R2 = Г2, Ф1 = Pi + P* - Ait, Ф2 = P2 + p2 - °A2t. (2.7)

В преобразованном гамильтониане пропадет линейная по Rj часть, а в резонансных гармониках в слагаемых третьей и четвертой степеней уничтожится время:

H* = aRiR2/2 cos^i + аФ2) + С20R? + cn RiR2 + (С02 + в cos 4Ф1 )R2 + O5/2. (2.8)

Здесь O5/2 — совокупность слагаемых, период которых по времени равен 16^.

Резонансные коэффициенты a и в в гамильтониане (2.8) считаем положительными, чего всегда можно добиться сдвигом по Фj. Коэффициент С20 также считаем положительным; если это не так, то делаем каноническое преобразование (с валентностью -1), меняя Ф^-на —Фj. Величины Сц и С02 могут принимать произвольные значения.

В случае (2.4), аналогично, уничтожим в членах третьей и четвертой степеней гамильтониана (2.1) слагаемые с нерезонансными гармониками и приведем его к виду (2.5), в котором изменен на противоположный знак перед A2 в первой резонансной гармонике. Делая затем замену переменных (2.7), получим гамильтониан вида (2.8), в котором надо поменять а на -а.

Осуществим в найденных гамильтонианах еще одну каноническую замену переменных Фj, Rj — pj, Qj (j = 1, 2) и введем новое «время» т по формулам

Фj = pj, Rj = kQj (k = (a/c20)2), т = (a2/С20)t.

Придавая величине а значения, равные 1 и —1, получим два гамильтониана, характерных для рассматриваемых резонансных случаев (2.3) и (2.4):

Г1 = Q1Q2/2 COs(2pi + P2) + Q2 + 711Q1Q2 + (702 + С COs4pi)Q2 + O5/2, (2.9)

Г2 = QiQ1/2 cos(2pi - P2) + Q2 + 711Q1Q2 + (702 + Сcos4pi)Q2 + O5/2. (2.10)

Здесь константы 711 = c11 /c20 и 702 = c02/c20 произвольны, а С = в/с20 > 0.

Резонанс третьего порядка в системе с гамильтонианом (2.9) сильный, и тривиальное положение равновесия неустойчиво независимо от членов более высоких порядков. Эту систему далее не рассматриваем.

В системе с гамильтонианом (2.10) резонанс третьего порядка слабый, так как при отсутствии резонанса четвертого порядка в ней имеется положительно определенный формальный интеграл. Резонанс четвертого порядка в этой системе сильный: при условии I7021 < С тривиальное положение равновесия неустойчиво как при отсутствии резонанса третьего порядка [4], так и при его наличии. В последнем случае система имеет частное решение Qi = 0, а изменение второй пары переменных соответствует неавтономной гамиль-тоновой системе с одной степенью свободы при резонансе четвертого порядка в области неустойчивости ее тривиального решения (см., например, [7]).

Пусть выполняется неравенство

I702I >С. (2.11)

Тогда, при отсутствии резонанса третьего порядка, исследуемое равновесие устойчиво при учете в гамильтониане членов не выше второго порядка относительно д^ (] = 1, 2) [4].

Далее будем считать, что параметры задачи удовлетворяют условию (2.11). Отбрасывая в формуле (2.10) последнее слагаемое, получим приближенный (модельный) гамильтониан. Отвечающую ему систему также будем называть модельной. Цель работы — исследование взаимного влияния слабого резонанса третьего порядка и сильного резонанса четвертого порядка, в зоне его устойчивости, на движения модельной системы в окрестности положения равновесия д\ = £2 = 0.

3. Исследование модельного гамильтониана

Система с гамильтонианом (2.10) (без последнего слагаемого) автономна и имеет первый интеграл — интеграл энергии. Будем исследовать движения системы на фиксированных уровнях энергии h = const. Перепишем интеграл энергии, рассматривая его как квадратное уравнение относительно величины Qi, в виде

F(Qi) = Qi + bi ^ + cos ^) ^! + (т(ф2)б2 ~ h) = 0. (3.1)

Здесь введены обозначения Ф1 = 2pi - P2, Ф2 = 4p2, m(^2) = 702 + С cos ^2. В силу условия (2.11) величина т(ф2) сохраняет на движениях системы постоянный знак, обозначим через т± = 702 ± С ее граничные значения. Дискриминант уравнения (3.1) равен

f (u) = (721 - 4m(^2)) u4 + 2711 cosu3 +cos2 u2 + 4h (u = q2/2 > 0). (3.2)

В свою очередь, производная функции f (u) определяется выражением

f'(u) = 2u[2(721 - 4m(^2))u2 + 3711 cos u + cos2 ^j,

а дискриминант стоящего в скобках квадратного относительно u трехчлена равен cos2 ^i(7ii +32m(^2)). При выполнении неравенства т(^) < -7ii/32 функция f (u) имеет одну точку экстремума в начале координат (точку минимума), в противном случае — три точки экстремума: u = 0 и

- З711 ± Vrii + 32™ш

и =---соэ 01. (3.3)

АЫ.-АтШ)

При этом на положительной полуоси и > 0 функция f (и) может иметь одну или две точки экстремума и от нуля до трех корней. Подробный алгебраический анализ этой функции был проведен во всем допустимом диапазоне изменения параметров задачи и константы энергии.

Для существования движений модельной системы при заданном значении константы Н необходимо, чтобы уравнение (3.1) имело положительные вещественные корни. Для этого достаточно потребовать, чтобы либо удовлетворялась система неравенств

ш(ф2)и4 - Н> 0, 7ии + 0)8^1 < 0, f (и) > 0, (3.4)

либо было выполнено условие

то#2)и4 - Н< 0. (3.5)

В случае (3.4) уравнение (3.1) имеет два вещественных положительных корня (две ветви решения)

£ = 1 [-(711 ^ + сов фг) ^ ± \!Пв1/2)]. (3.6)

В случае (3.5) уравнение имеет единственный положительный корень (одну ветвь решений), описываемый соотношением (3.6), в котором выбран верхний знак.

В остальных случаях движения модельной системы невозможны.

Не вдаваясь в детали, перечислим возможные варианты решения неравенств (3.4) и (3.5). Анализ показал, что для всех допустимых значений параметров задачи решение системы (3.4) сводится к рассмотрению первого и третьего неравенств. В области, задаваемой условием Нт(^2) > 0, введем обозначение

й=(ЧттУ/4 (з-?)

\т(ф2)/

для корня левой части в первом неравенстве (3.4). Отметим, что точка и = и лежит в области неотрицательных значений функции / (и), так как / (и) = и2(7п и + 008^1)2 ^ 0.

3.1. Случаи одной ветви решений. Из неравенства (3.5) сразу следует, что при т(^2) > 0 случай одной ветви реализуется, если Н > 0, а величина и удовлетворяет условию

и <и. (3.8)

Если же т('ф2) < 0, то неравенство (3.5) удовлетворяется при Н ^ 0 и любых положительных и, а также при Н < 0 и условии и > и.

3.2. Случаи двух ветвей решений. При т(фц) < 0 случаи двух ветвей решений возможны только при отрицательных значениях Н. Если 7ц < 0, то Н может принимать любые отрицательные значения. Если же 7ц > 0, то диапазон Н ограничен интервалом Н1 < Н < 0 в области т- < —75!1 /32 и интервалом ш1п(Н1,Н'1) < Н < 0 в области —^п/32 < т- < 0, где

т- 1 711 — 807121 т- — 128т- + 7и ^ +32т-)3/2

Л ■! = — Л'1 = " ¿9*, 9* =-—т-2---^-• (3-9)

711 4 32(721 — 4т-)3

Величина д* здесь и в рассматриваемых далее случаях положительна.

Для этих значений Н функция / (и) имеет один или три положительных вещественных корня, а решение системы (3.4) задается одним или двумя интервалами, лежащими внутри интервала (3.8).

При т(^2) > 0 в области, задаваемой условиями 711 < 0, т+ < ^^/4, константа энергии может принимать любые вещественные значения. Диапазон возможных значений величины и неограничен и, в зависимости от Н, задается либо интервалом и > и, либо содержит точки, лежащие правее наибольшего из вещественных положительных корней многочлена /(и).

В областях

711 < 0, т+ > 7?1/4, (3.10)

711 > 0, т(^2) > 0 (3.11)

множества допустимых значений Н задаются неравенствами Н ^ Н\ и Н\ ^ Н ^ Н2 соответственно, где граница Н\ (Н1 < 0) определена в (3.9), а Н2 = т+/741 > 0. Графики

(а) (Ь) (с)

Рис. 1

iНе можете найти то, что вам нужно? Попробуйте сервис подбора литературы.

функции / (и) для точек из области (3.10) и симметричной ей (при замене 711 на —711) части из области (3.11) показаны на рисунках 1а-с для случаев отрицательных, нулевого и положительных значений Н соответственно. Штриховкой показаны интервалы оси Ои, точки которых удовлетворяют системе (3.4). Для оставшейся части области (3.11) графики функции / (и) и интервалы решений системы (3.4) совпадают при и < и" с изображенными на рисунке 1, а при и > и", где эти графики могут различаться, дополнительных решений нет.

Укажем, что в точке максимума на рисунке 1 имеем и = и+ и

/ (и+) = 4Н + д(т(ф2)) сов4 ф1, (3.12)

74! - 80721т#2) - 128т2(02) + 7п(7п + 32тЩ)3/2

д(т(ф2)) =-—--2- з-•

32(^11 — 4т(^)Г

В рассматриваемой области д(т) — монотонно убывающая функция т, ее наибольшее значение достигается в точке т = т- и равно д* (см. формулу (3.9)).

Из результатов разделов 3.1 и 3.2 следует, что для значений параметров гамильтониана вне областей (3.10), (3.11) существуют интервалы изменения Н и диапазоны начальных условий, для которых величина и может либо оставаться в ограниченном диапазоне, либо (при фиксированном Н) принимать сколь угодно большие значения. В то же время для точек областей (3.10), (3.11) величина и всегда ограничена (вместе с Н). Тогда, в силу соотношения (3.6), ограниченными оказываются и допустимые значения величины п, а значит, и соответствующие движения модельной системы.

3.3. Область ограниченности движений для областей (3.10), (3.11). На нулевом уровне энергии имеем (см. рис. 1Ь) 0 < и < и0, где

< = <-= < (3.13)

7121+2-^Ш 7п + 2 у/тЗ

и, следовательно,

62 < (<)2. (3.14)

В рассматриваемом диапазоне величины и функция / (и) меняется в интервале 0 ^ /(и) ^ /(и+ )|^=о ^д*. Отсюда, анализируя соотношения (3.6), найдем, что в случае (3.10) для двух ветвей функции 61 можно дать оценки вида

вг < " Ъ1<) + л/Ш), 91 < \<(1 ~ Ъ1<), (3-15)

а в случае (3.11) справедливы неравенства

Для движений, соответствующих отрицательным уровням энергии, величина u меняется в интервале u' < u < u" (рис. 1a). Так как, очевидно, справедливо соотношение u" < u0, на рассматриваемых движениях величина удовлетворяет неравенству (3.14). При этом величина д- для значений параметров из областей (3.10) и (3.11) может быть оценена вторыми соотношениями в формулах (3.15) и (3.16) соответственно, величина д+ — соотношениями

et < - 711<) + Va* + 4/г), et < \ + Va* + 4/г). (3.17)

Из выписанных оценок следует, что все движения модельной системы на неположительных уровнях энергии происходят в области, оцениваемой неравенствами (3.14) и (3.15) (или (3.16)).

Рассмотрим положительные уровни энергии. В исследуемых областях в случае двух ветвей имеем и < u < u'' (см. рис. 1c). Для оценки правой границы u'' заметим, что корень u = u'' многочлена f (u), рассматриваемый как функция величин m(^2) и cos ф\, монотонно убывает с ростом этих величин. Поэтому при фиксированном значении h справедливо неравенство u'' ^ u^ (h), где u(h) — меньший (или единственный) вещественный положительный корень уравнения

(y?i - 4m-)u4 - 2711 u3 + u2 + 4h = 0. (3.18)

При этом для малых положительных значений константы h имеем

u'Uh) = и4 + -^=(7ii + 2>7Г)2 + 0(h2).

тВ случае одной ветви решений должно быть выполнено условие (3.8), поэтому

Н ч1/4

Ш=) • (з-19)

Если ограничить положительные значения Н интервалом 0 < Н ^ Н2, то ипах < и^ (Н) и на рассматриваемых движениях имеем для величины £2 оценку

£2 < (<*(Н))2. (3.20)

Далее, в области (3.10) и симметричной ей части области (3.11) для функции /(и)

имеем

/(и) < д^ах. (3.21)

Величина д'тах (верхний предел для значений функции / (и) в точке максимума) получается из введенной в (3.9) величины д* путем замены 711 на \ в последнем слагаемом числителя. На нижних ветвях решений для £1 при 711 < 0 и 711 > 0 справедливы вторые соотношения (3.15) и (3.16) соответственно, а на верхних ветвях решений — соотношения (3.17), в которых сделана замена д* на д^ах.

Рассмотрим оставшуюся часть области (3.10). Если функция /(и) имеет два вещественных положительных корня (в случаях двух ветвей и части случаев одной ветви решений), то на рассматриваемых движениях она также может быть ограничена величиной д^ах. При отсутствии корней на положительной полуоси (в другой части случаев одной ветви решений) следует считать наибольшее значение выражения /(и) в точке и = и, равное < = итах(711 итах + 1)2. Взаимное расположение величин д^ах и и зависит от параметров задачи и выбранного значения константы Н. Так, при малых положительных Н имеем дтах > и, в то время как для наибольшего рассматриваемого значения Н = Н2 выполняется неравенство с противоположным знаком.

Таким образом, в рассматриваемой области имеем оценку

/(и) < дтах = тах(д'тах,ди), (3.22)

а область ограниченности величины 61 для нижних и верхних ветвей описывается вторыми соотношениями (3.16) и (3.17), причем в последнем из них сделана замена д* на д(^ах.

Из полученных оценок следует, что область движений модельной системы, оставаясь конечной, может составлять достаточно малую окрестность точки 61 = 62 = 0, этого можно добиться соответствующим подбором параметров.

4. Область ограниченности движений в задаче о треугольных точках либрации в случае двойного резонанса

Рассмотрим исследуемый случай двойного резонанса в задаче об устойчивости треугольных точек либрации плоской ограниченной эллиптической задачи трех тел. Пусть т1 и т2 — массы основных притягивающих тел (т1 > т2), е — эксцентриситет их эллиптических орбит. Положение пассивно гравитирующей точки зададим при помощи переменных Нехвила £, п, сопряженные с ними импульсы обозначим через р^, рц. Треугольной точке либрации отвечает частное решение

_ 1-211 _ д/з _ _л/3 _ 1-211 _ >т2

4о - 2 , г]о - 2 , РЦо - 2 ' Рт ~ 2 ' ^ ~ пи + ш2'

соответствующей канонической системы уравнений.

В допустимой части плоскости (е,ц) параметров задачи имеется точка ео = 0.1218928, ^о = 0.03871614 пересечения кривой А1 — 2А2 = 2 слабого резонанса третьего порядка и кривой 4А1 = 3 резонанса четвертого порядка; для всех точек последней имеет место устойчивость в четвертом приближении [4].

При указанных значениях параметров нормализованный до членов четвертой степени гамильтониан возмущенного движения имеет вид, аналогичный (2.5) (за независимую переменную принята истинная аномалия V) [18]:

Я = 3/4 п - 5/8 г2 + ay/nr2 cos[(v?i - 2- 2и + (у* - +

+ c2orf + cnrir2 + С02+ fîrf cos(4^i - + 4lp\) + O5/2, C20 = 33.163288, cii = 177.906428, C02 = 45.864546, a = 1.865459, в = 9.432877, pi = -0.340400, p2 = -0.449319.

(4.1)

После проведения преобразований, описанных в разделе 2, гамильтониан принимает характерный вид (2.10), в котором индексы 1 и 2 у величин £3 и ^ следует поменять местами и принять

711 = 3.878953, 702 = 0.723070, £ = 0.205668. (4.2)

Параметры (4.2) лежат в области (3.11), откуда следует, что все движения модельной системы ограниченны.

Рассмотрим приближенную систему с гамильтонианом (4.1) (с отброшенным последним слагаемым). Интервалы возможных значений соответствующей константы энергии Н в случае двух ветвей решений имеют вид

-0.115991 • 10"6 < Н < 0.514929 • 10"6.

Случай одной ветви (реализуемый при любых Н > 0) ограничим тем же интервалом положительных значений.

Воспользовавшись результатами раздела 3 (см. также [18]), найдем, что на отрицательных и нулевом уровнях энергии величины п и Г2 меняются в пределах интервалов

П < 0.585048 • 10"4, п < 0.103599 • 10"3. (4.3)

На положительных уровнях энергии имеем оценки

П < 0.147306 • 10"3, Г2 < 0.585833 • 10"3. (4.4)

Таким образом, область движений приближенной системы в окрестности исследуемого решения оказывается весьма малой.

5. О характере движений модельной системы внутри области ограниченности

Для выявления характера движений модельной системы в пределах области ограниченности было проведено численное интегрирование дифференциальных уравнений движения.

Рисунок 2 иллюстрирует типичное поведение функции р2 = р2(Ь) при фиксированном значении параметров 711 и 702 и различных значениях резонансного коэффициента £. Принято, что 711 = 4, 702 = 2, а £ = 0 (рис. 2а), £ = 0.4 (рис. 2Ь), £ = 0.8 (рис. 2с), £ = 1.2 (рис. 2ё), £ = 1.5 (рис. 2е), £ = 1.9 (рис. 2£). Исследуемые движения соответствуют верхней ветви нулевого уровня энергии и исходят из одной и той же начальной точки (01(0),02(0),р2(0)). Горизонтальные прямые на рисунке 2 отвечают максимальным значениям величины р2, определенным в (3.14).

При отсутствии резонанса четвертого порядка (рис. 2а) движения модельной системы в окрестности (устойчивого) тривиального равновесия периодические, «плавные». При появлении второго резонанса (случаи £ > 0) свойство периодичности утрачивается, возникают «всплески» (рис. 2Ь), сначала небольшие, их амплитуда растет с ростом £. При £ = 0.8 (рис. 2с) «всплески» становятся весьма выраженными («пики»), они достаточно близко подходят к верхней границе возможных значений р2. С последующим ростом £ характер движения уже существенно не меняется (рис. 2ё-£). Совершенно аналогично поведение функции Р1 = р+1 (¿) на этих движениях.

1500

0 1000 2000 3000 4000 0 1000 2000 3000 4000 5000 6000 (с) (d)

0.04-

0.03-

0.02-

0.01-

1000 2000 3000 4000 5000 (е)

1000 2000 3000 4000 (f)

Рис. 2

Для движений, отвечающих нижней ветви pi = р-i, характер движений модельной системы схож, однако переход к «пикообразному» характеру происходит при больших значениях величины

Отметим, что в обоих случаях «всплески» с большой амплитудой появляются для значений достаточно удаленных от границы области устойчивости резонанса четвертого порядка. Их появление вызвано взаимодействием двух имеющихся в системе резонансов; каждый из них по отдельности не приводит к неустойчивости, однако их взаимное влияние в целом «возмущает» движения модельной системы.

Описанный характер движений наблюдается не всегда: при другом выборе начальных условий и (или) уровня энергии характер движений модельной может оставаться достаточно «плавным» вплоть до значений близких к граничному.

Численные расчеты были проведены и в тех областях параметров модельной системы, в которых ограниченность движений не была установлена аналитически. Для проверенных случаев движения системы оказались ограниченными и имели схожий с предыдущим описанием характер поведения.

Список литературы

[1] Korteweg D.J. Sur certaines vibrations d'ordre supérieur et d'intensité anormale — vibrations de relations, — dans les mecanismes a plusieurs degrés de liberte // Arch. Neerl. sci. exactes et natur. Ser.2, 1898, vol. 1, pp. 229-260.

[2] Beth H. I.E. Les oscillations autour d'une position dans le cas d'existence d'une relation lineaire simple entre les nombres vibratoires // Arch. Neerl. sci. exactes et natur. Ser. 2, 1910, vol. 15, pp.246-283.

[3] Beth H. I.E. Les oscillations autour d'une position dans le cas d'existence d'une relation lineaire simple entre les nombres vibratoires (suite) // Arch. Neerl. sci. exactes et natur. Ser. 3A, 1912, vol. 1, pp. 185-213.

[4] Маркеев А. П. Точки либрации в небесной механике и космодинамике. Москва: Наука, 1978.

[5] Куницын А. Л., Маркеев А. П. Устойчивость в резонансных случаях. (Итоги науки и техники. Сер. Общая механика, т. 4.) Москва: ВИНИТИ, 1979. С. 58-139.

[6] Маркеев А. П. Устойчивость гамильтоновых систем // Нелинейная механика / В. М. Матросов, В.В.Румянцев, А. В. Карапетян. Москва: Физматгиз, 2001. С. 114-130.

[7] Холостова О. В. Исследование нелинейных колебаний гамильтоновых систем с одной степенью свободы при резонансах: Учебн. пособ. Москва: МАИ, 2011. 96 с.

[8] Куницын А. Л. Об устойчивости в критическом случае чисто мнимых корней при внутреннем резонансе // Дифференциальные уравнения, 1971, т. 7, №9, с. 1704-1706.

[9] Хазина Г. Г. Некоторые вопросы устойчивости при наличии резонансов // ПММ, 1974, т. 38, №1, с. 56-65.

[10] Куницын А. Л., Медведев С. В. Об устойчивости при наличии нескольких резонансов // ПММ, 1977, т. 41, №3, с. 422-429.

[11] Куницын А. Л., Ташимов Л. Т. Некоторые задачи устойчивости нелинейных резонансных систем. Алма-Ата: Гылым, 1990. 196 с.

[12] Хазин Л. Г. Об устойчивости положения равновесия гамильтоновых систем дифференциальных уравнений: (Взаимодействие резонансов третьего порядка): Препринт № 133. Москва: Ин-т прикладной математики АН СССР, 1981. 20 с.

[13] Хазин Л. Г. Взаимодействие резонансов третьего порядка в задачах устойчивости гамильтоно-вых систем // ПММ, 1984, т. 48, №3, с. 494-498.

312с.

[14] Маркеев А. П. О кратном резонансе в линейных системах Гамильтона // Докл. РАН, 2005, т. 402, №3, с. 339-343.

[15] Маркеев А. П. О кратном параметрическом резонансе в системах Гамильтона // ПММ, 2006, т. 70, №2, с. 200-220.

[16] Маркеев А. П. Линейные гамильтоновы системы и некоторые задачи об устойчивости движения спутника относительно центра масс. Москва-Ижевск: НИЦ «Регулярная и хаотическая динамика», Ин-т компьютерных исследований, 2009. 396 с.

[17] Холостова О. В. О движениях гамильтоновой системы с двумя степенями свободы при наличии кратных резонансов третьего порядка // Нелинейная динамика, 2012, т. 8, №2, с. 267-288.

[18] Kholostova O. Stability of triangular libration points in a planar restricted elliptic three body problem in cases of double resonances // Int. J. Nonlinear Mech., 2015, vol. 73, pp. 64-68.

[19] Якубович В. А., Старжинский В. М. Параметрический резонанс в линейных системах. Москва: Наука, 1987. 328 с.

The interaction of resonances of the third and fourth orders in a Hamiltonian two-degree-of-freedom system

Olga V. Kholostova

Moscow Aviation Institute (National Research University) Volokolamskoe Shosse, 4, GSP-3, A-80, Moscow, 125993, Russia [email protected]

The motion of a time-periodic two-degree-of-freedom Hamiltonian system in the neighborhood of the equilibrium being stable in the linear approximation is considered. The weak Raman third-order resonance and the strong fourth-order resonance are assumed to occur simultaneously in the system. The behavior of the approximated (model) system is studied in the stability domain of the fourth-order resonance. Areas of the parameters (coefficients of the normalized Hamiltonian) are found for which all motions of the system are bounded if they begin in a sufficiently small neighborhood of the equilibrium. Boundedness domain estimate is obtained. A disturbing effect of the double resonance on the motion of the system within the boundedness domain is described.

iНе можете найти то, что вам нужно? Попробуйте сервис подбора литературы.

MSC 2010: 70H05, 70H14, 70H15, 70K45

Keywords: Hamiltonian system, canonical transformation, method of normal forms, double resonance, stability

Received August 18, 2015, accepted October 08, 2015

Citation: Rus. J. Nonlin. Dyn., 2015, vol. 11, no. 4, pp. 671-683 (Russian)

i Надоели баннеры? Вы всегда можете отключить рекламу.