Меню Главная Случайная статья Настройки Метод Крылова — Боголюбова Материал из https://ru.wikipedia.org Метод Крылова-Боголюбова — метод получения приближённых аналитических решений нелинейных дифференциальных уравнений c малой нелинейностью. Содержание 1 Описание 2 См. также 3 Примечания 4 Литература Описание Рассмотрим динамическую систему с малой нелинейностью[1]: ${\displaystyle {\ddot {x}}=Gx+\mu F(x,\mu ,t)}$ (1) Здесь ${\displaystyle x}$ - вектор состояния системы с ${\displaystyle 2n}$ компонентами, ${\displaystyle G}$ - постоянная квадратная матрица, ${\displaystyle \mu }$ - малый параметр, ${\displaystyle F}$ - нелинейная вектор-функция от вектора состояния ${\displaystyle x}$, малого параметра ${\displaystyle \mu }$ и времени ${\displaystyle t}$. При ${\displaystyle \mu =0}$ система превращается в линейную. Одно из её периодических решений можно записать в виде: ${\displaystyle x_{0}=AVe^{i(\omega t+\theta )}}$ (2) Здесь ${\displaystyle A}$ - произвольная постоянная, ${\displaystyle V}$ - собственный вектор матрицы ${\displaystyle G}$, ${\displaystyle \omega }$ - одна из некратных собственных частот системы, ${\displaystyle \theta }$ - произвольная постоянная. Решение системы (1) при ${\displaystyle \mu \neq 0}$ ищем в виде ряда по степеням малого параметра ${\displaystyle \mu }$: ${\displaystyle x=x_{0}+\sum _{k=1}^{\infty }\mu ^{k}u_{k}(A,\psi ,\mu t)}$ (3) Здесь ${\displaystyle \psi =\omega t+\theta ,u_{1},u_{2},...}$ - неизвестные вектор-функции ${\displaystyle A,\psi }$ и ${\displaystyle \mu t}$. ${\displaystyle A}$ и ${\displaystyle \theta }$ - медленно меняющаяся амплитуда и фаза, удовлетворяющие уравнениям: ${\displaystyle {\frac {dA}{dt}}=\mu f_{1}(A,\theta ,\mu t)+\mu ^{2}f_{2}(A,\theta ,\mu t)+...}$ (4) ${\displaystyle {\frac {d\theta }{dt}}=\mu h_{1}(A,\theta ,\mu t)+\mu ^{2}h_{2}(A,\theta ,\mu t)+...}$ (5) Вычислим производную ${\displaystyle {\dot {x}}}$ в виде ряда от ${\displaystyle \mu }$, исходя из выражений (3, 4, 5): ${\displaystyle {\dot {x}}=i\omega AVe^{i\psi }+\mu \left[f_{1}Ve^{i\psi }+iAh_{1}Ve^{i\psi }+\omega {\frac {\partial u_{1}}{\partial \psi }}\right]+\mu ^{2}\left[f_{2}Ve^{i\psi }+iAh_{2}Ve^{i\psi }+{\frac {\partial u_{1}}{\partial (\mu t)}}+f_{1}{\frac {\partial u_{1}}{\partial A}}+h_{1}{\frac {\partial u_{1}}{\partial \psi }}+\omega {\frac {\partial u_{2}}{\partial \psi }}\right]+...}$ (6) Нелинейную часть уравнения (1) также представим в виде ряда по малому параметру: ${\displaystyle \mu F(x,\mu ,t)=\mu F_{1}+\mu ^{2}F_{2}+...}$ (7) где ${\displaystyle F_{1}=F(x_{0},0,t),F_{2}={\frac {\partial F(x_{0},0,t)}{\partial x}}u_{1}+{\frac {\partial F(x_{0},0,t)}{\partial \mu }},...}$ Приравнивая в левой и правой частях уравнения (1) члены с одинаковыми степенями малого параметра ${\displaystyle \mu }$, получаем систему уравнений для определения неизвестных функций ${\displaystyle u_{j}}$ из уравнения (3): ${\displaystyle \omega {\frac {\partial u_{1}}{\partial \psi }}+Gu_{1}=-f_{1}Ve^{i\psi }-iAh_{1}Ve^{i\psi }+F_{1}}$ (8) ${\displaystyle \omega {\frac {\partial u_{2}}{\partial \psi }}+Gu_{2}=-f_{2}Ve^{i\psi }-iAh_{2}Ve^{i\psi }-{\frac {\partial u_{1}}{\partial (\mu t)}}-f_{1}{\frac {\partial u_{1}}{\partial A}}-h_{1}{\frac {\partial u_{1}}{\partial \psi }}+F_{2}}$ (9) ${\displaystyle ...}$ Разложим вектор-функции ${\displaystyle u_{j},F_{j}}$ в ряды Фурье с медленно меняющимися коэффициентами: ${\displaystyle u_{j}(A,\psi ,\mu t)=\sum _{m=-\infty }^{\infty }U_{j}^{(m)}(A,\theta ,\mu t)e^{im\psi }}$ (10) ${\displaystyle F_{j}(A,\psi ,\mu t)=\sum _{m=-\infty }^{\infty }F_{j}^{(m)}(A,\theta ,\mu t)e^{im\psi }}$ (11) Далее подставим (10), (11) в (8), (9) и приравняв коэффициенты при каждой гармонике в обеих частях уравнения, получим систему неоднородных уравнений относительно ${\displaystyle U_{j}^{(m)}}$. Для получения уравнений первого приближения из (8), (10), (11) составим уравнение для определения вектор-функции ${\displaystyle U_{1}^{(m)}}$ ${\displaystyle (G+im\omega E)U_{1}^{(m)}=-(f_{1}+iAh_{1})\delta _{m1}V+F_{1}^{(m)}}$ (12) Условие совместности системы (12) при ${\displaystyle m=1}$ имеет вид: ${\displaystyle -f_{1}CV-iAh_{1}CV+CF_{1}^{(1)}=0}$ (13) Разделяя в (13) действительную и мнимую части, находим: ${\displaystyle f_{1}(A,\theta ,\mu t)=Re\left[{\frac {1}{\sum _{k=1}^{2n}c_{kk}}}\sum _{k=1}^{2n}{\frac {c_{kk}}{V_{k}}}F_{1k}^{(1)}(A,\theta ,\mu t)\right]}$ (14) ${\displaystyle h_{1}(A,\theta ,\mu t)={\frac {1}{A}}Im\left[{\frac {1}{\sum _{k=1}^{2n}c_{kk}}}\sum _{k=1}^{2n}{\frac {c_{kk}}{V_{k}}}F_{1k}^{(1)}(A,\theta ,\mu t)\right]}$ (15) Во втором приближении сначала найдем из системы уравнений (12) векторы ${\displaystyle U_{1}^{(m)}}$. Учитывая, что при ${\displaystyle m=1}$ вектор ${\displaystyle U_{1}^{(1)}}$ определяется с точностью до произвольной постоянной, его можно представить в виде: ${\displaystyle U_{1}^{(1)}=AV^{(1)}}$ (16) Затем подставим в систему уравнений (9) ряды (10), (11). С учетом (16) получим: ${\displaystyle (G+im\omega E)U_{2}^{(m)}=-\left[(f_{2}+iAh_{2})V^{(1)}+(f_{1}+iAh_{1})V^{(1)}+A\left({\frac {\partial V^{(1)}}{\partial (\mu t)}}+f_{1}{\frac {\partial V^{(1)}}{\partial A}}+h_{1}{\frac {\partial V^{(1)}}{\partial \theta }}\right)\right]\delta _{m1}-\left[{\frac {\partial U_{1}^{(m)}}{\partial (\mu t)}}+f_{1}{\frac {\partial U_{1}^{(m)}}{\partial A}}+h_{1}{\frac {\partial U_{1}^{(m)}}{\partial \theta }}+imh_{1}U_{1}^{(m)}\right](1-\delta _{m1})+F_{}^{}}$ (17) Из условия совместности системы уравнений (17) при ${\displaystyle m=1}$ можно определить ${\displaystyle f_{2}}$ и ${\displaystyle h_{2}}$. Аналогично находятся члены третьего и более высоких приближений. В итоге получаем выражение для вектора состояния системы x ${\displaystyle x=A\left[V+\mu V^{(1)}(A,\theta ,\mu t)+\mu ^{2}V^{(2)}(A,\theta ,\mu t)+...\right]e^{i\psi }+...}$ (18) Здесь амплитуда ${\displaystyle A}$ и фаза ${\displaystyle \theta }$ удовлетворяют уравнениям (4), (5). См. также Метод малого параметра Примечания Гуляев, 1989, с. 102. Литература Андронов А. А., Витт А. А., Хайкин С. Э.,. Теория колебаний. — М.: Наука, 1981.