Stabilität und Langzeitverhalten: Difference between revisions
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====Instabiler Knoten==== | |||
'''detA>0''' | |||
'''trA>0''' | |||
:<math>{{\left( trA \right)}^{2}}>4\det A</math> | |||
:<math>\begin{align} | |||
& {{\lambda }_{1/2}}>0 \\ | |||
& {{\lambda }_{1/2}}\in R \\ | |||
\end{align}</math> | |||
Das System ist exponenziell entdämpft. | |||
====Sattelpunkt==== | |||
'''detA>0''' | |||
:<math>\begin{align} | |||
& {{\lambda }_{1}}>0 \\ | |||
& {{\lambda }_{2}}<0 \\ | |||
& {{\lambda }_{1/2}}\in R \\ | |||
\end{align}</math> | |||
====Summary:==== | |||
<u>'''Grenze zwischen den 5 Bereichen: '''</u>entartete Fälle: | |||
* in diesem Fall versagt die lineare Stabilitätsanalyse völlig. Es ist nötig, höhere Terme der Taylorentwicklung um den Fixpunkt zu betrachten. | |||
Beispiel: | |||
'''trA=0''' | |||
'''detA>0''' | |||
:<math>\begin{align} | |||
& {{\lambda }_{1/2}}=\pm i\omega \\ | |||
& {{\lambda }_{1/2}}\in I \\ | |||
\end{align}</math> | |||
Dies kann ZENTRUM sein, also der Mittelpunkt der Phasenraumtrajektorien, die ungedämpfte Schwingungen beschreiben (energieabhängige, aber unveränderliche Ellipsen). | |||
Dieses Zentrum ist stabil, aber nicht asymptotisch stabil! | |||
Vergleiche: ungedämpfter Oszillator. | |||
Es kann sich aber auch um einen schwach stabilen oder instabilen Fokus handeln (der dann auch asymptotisch stabil ist) | |||
* es sind in diesem Fall auch qualitative Änderungen im Verhalten des Flusses möglich (Bifurkationen = Verzweigungen der Lösungsmannigfaltigkeit) | |||
'''Speziell: Hamiltonsche Vektorfelder:''' | |||
:<math>\begin{align} | |||
& \dot{\bar{x}}:=J{{{\bar{H}}}_{,x}} \\ | |||
& \Leftrightarrow {{{\dot{q}}}_{k}}=\frac{\partial H}{\partial {{p}_{k}}},{{{\dot{p}}}_{k}}=-\frac{\partial H}{\partial {{q}_{k}}} \\ | |||
\end{align}</math> | |||
'''Linearisierung zum Fixpunkt ''' | |||
:<math>\bar{x}*</math> | |||
: | |||
:<math>\begin{align} | |||
& \delta \bar{x}:=\bar{x}-\bar{x}* \\ | |||
& \delta \dot{\bar{x}}=A\delta \bar{x} \\ | |||
& mit:\ \delta {{{\dot{x}}}_{i}}=\sum\limits_{k=1}^{2f}{{{\left( \frac{\partial {{F}_{i}}}{\partial {{x}_{k}}} \right)}_{x*}}\delta {{x}_{k}}=}\sum\limits_{k,j=1}^{2f}{\left( {{J}_{ij}}\frac{{{\partial }^{2}}H}{\partial {{x}_{k}}\partial {{x}_{j}}} \right)\delta {{x}_{k}}} \\ | |||
& \sum\limits_{j=1}^{2f}{{}}\left( {{J}_{ij}}\frac{{{\partial }^{2}}H}{\partial {{x}_{k}}\partial {{x}_{j}}} \right)={{A}_{ik}} \\ | |||
\end{align}</math> | |||
:<math>\begin{align} | |||
& trA=div\bar{F}=\sum\limits_{k=1}^{f}{\left( \frac{\partial }{\partial {{q}_{k}}}\frac{\partial H}{\partial {{p}_{k}}}-\frac{\partial }{\partial {{p}_{k}}}\frac{\partial H}{\partial {{q}_{k}}} \right)=}0 \\ | |||
& trA=0=\sum\limits_{i=1}^{2f}{{{\lambda }_{i}}} \\ | |||
\end{align}</math> | |||
====Möglichkeit zur asymptotischen Stabilität==== | ====Möglichkeit zur asymptotischen Stabilität==== | ||
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was ein Widerspruch zur Voraussetzung für asymptotische Stabilität, mit trA=0 | was ein Widerspruch zur Voraussetzung für asymptotische Stabilität, mit trA=0 | ||
====Nicht asymptotisch Stabilität==== | |||
'''Nicht asymptotische Stabilität nur wenn ''' | |||
:<math>\operatorname{Re}{{\lambda }_{i}}\le 0</math>, | |||
also kein | |||
:<math>\operatorname{Re}{{\lambda }_{i}}>0</math> | |||
Aus genannten Gründen kann dann aber nur | |||
:<math>\operatorname{Re}{{\lambda }_{i}}=0\quad \forall i</math> | |||
Also: | |||
:<math>{{\lambda }_{i}}=\pm i{{\omega }_{i}}</math> | |||
Also: Zentrum, reine Oszillationen, keine Dämpfung oder Unterdämpfung | |||
<u>'''Fall f=1 → n=2'''</u> | |||
In diesem Fall können die Fixpunkte nur Zentren (falls det A > 0 → | |||
:<math>{{\lambda }_{i}}=\pm i{{\omega }_{i}}</math>) | |||
oder Sattelpunkte | |||
(falls detA <0 → | |||
:<math>{{\lambda }_{1}}>0,{{\lambda }_{2}}<0,{{\lambda }_{i}}\in R</math>) | |||
sein! | |||
====Beispiel zur Stabilität==== | ====Beispiel zur Stabilität==== | ||
=====Der kräftefreie unsymmetrische Kreisel===== | |||
<u>oBdA: </u> | |||
:<math>0<{{J}_{1}}<{{J}_{2}}<{{J}_{3}}</math> | |||
Folgende sind die Eulerschen Gleichungen für | |||
:<math>{{\omega }_{i}}</math> | |||
:<math>\begin{align} | |||
& {{J}_{1}}{{{\dot{\omega }}}_{1}}=\left( {{J}_{2}}-{{J}_{3}} \right){{\omega }_{2}}{{\omega }_{3}} \\ | |||
& {{J}_{2}}{{{\dot{\omega }}}_{2}}=\left( {{J}_{3}}-{{J}_{1}} \right){{\omega }_{3}}{{\omega }_{1}} \\ | |||
& {{J}_{3}}{{{\dot{\omega }}}_{3}}=\left( {{J}_{1}}-{{J}_{2}} \right){{\omega }_{1}}{{\omega }_{2}} \\ | |||
\end{align}</math> | |||
Somit: | |||
:<math>\begin{align} | |||
& {{{\dot{\omega }}}_{1}}=-\frac{\left( {{J}_{3}}-{{J}_{2}} \right)}{{{J}_{1}}}{{\omega }_{2}}{{\omega }_{3}}=-{{k}_{1}}{{\omega }_{2}}{{\omega }_{3}} \\ | |||
& {{{\dot{\omega }}}_{2}}=\frac{\left( {{J}_{3}}-{{J}_{1}} \right)}{{{J}_{2}}}{{\omega }_{3}}{{\omega }_{1}}={{k}_{2}}{{\omega }_{3}}{{\omega }_{1}} \\ | |||
& {{{\dot{\omega }}}_{3}}=-\frac{\left( {{J}_{2}}-{{J}_{1}} \right)}{{{J}_{3}}}{{\omega }_{1}}{{\omega }_{2}}=-{{k}_{3}}{{\omega }_{1}}{{\omega }_{2}} \\ | |||
\end{align}</math> | |||
Die Fixpunkte seien: | |||
:<math>\begin{align} | |||
& \bar{\varpi }{{*}^{(1)}}=\left( \begin{matrix} | |||
\omega & 0 & 0 \\ | |||
\end{matrix} \right) \\ | |||
& \bar{\varpi }{{*}^{(2)}}=\left( \begin{matrix} | |||
0 & \omega & 0 \\ | |||
\end{matrix} \right) \\ | |||
& \bar{\varpi }{{*}^{(3)}}=\left( \begin{matrix} | |||
0 & 0 & \omega \\ | |||
\end{matrix} \right) \\ | |||
\end{align}</math> | |||
Also: Rotation um x1, x2, bzw x3- Achse. | |||
Diese drei Fixpunkte erfüllen die Gleichung: | |||
:<math>{{\dot{\omega }}_{1}}={{\dot{\omega }}_{2}}={{\dot{\omega }}_{3}}=0</math> | |||
'''Linearisierung zum Fixpunkt:''' | |||
:<math>\left( \begin{matrix} | |||
\delta {{{\dot{\omega }}}_{1}} \\ | |||
\delta {{{\dot{\omega }}}_{2}} \\ | |||
\delta {{{\dot{\omega }}}_{3}} \\ | |||
\end{matrix} \right)=A\left( \begin{matrix} | |||
\delta {{\omega }_{1}} \\ | |||
\delta {{\omega }_{2}} \\ | |||
\delta {{\omega }_{3}} \\ | |||
\end{matrix} \right)=\left( \begin{matrix} | |||
0 & -{{k}_{1}}{{\omega }_{3}} & -{{k}_{1}}{{\omega }_{2}} \\ | |||
{{k}_{2}}{{\omega }_{3}} & 0 & {{k}_{2}}{{\omega }_{1}} \\ | |||
-{{k}_{3}}{{\omega }_{2}} & -{{k}_{3}}{{\omega }_{1}} & 0 \\ | |||
\end{matrix} \right)\left( \begin{matrix} | |||
\delta {{\omega }_{1}} \\ | |||
\delta {{\omega }_{2}} \\ | |||
\delta {{\omega }_{3}} \\ | |||
\end{matrix} \right)</math> | |||
:<math>\begin{align} | |||
& \bar{\varpi }{{*}^{(1)}}:{{\varpi }_{1}}=\varpi ,{{\varpi }_{2}}=0,{{\varpi }_{3}}=0 \\ | |||
& 0=\det (A-\lambda 1)=\left| \begin{matrix} | |||
-\lambda & 0 & 0 \\ | |||
0 & -\lambda & {{k}_{2}}{{\omega }_{{}}} \\ | |||
0 & -{{k}_{3}}\omega & -\lambda \\ | |||
\end{matrix} \right|=-\lambda \left( {{\lambda }^{2}}+{{k}_{2}}{{k}_{3}}{{\omega }^{2}} \right) \\ | |||
& \Rightarrow {{\lambda }_{1}}^{(1)}=0,{{\lambda }_{2/3}}^{(1)}=\pm i\omega \sqrt{{{k}_{2}}{{k}_{3}}} \\ | |||
\end{align}</math> | |||
Der Fixpunkt ist also stabil (Zentrum) | |||
:<math>\begin{align} | |||
& \bar{\varpi }{{*}^{(2)}}=\left( \begin{matrix} | |||
0 & \omega & 0 \\ | |||
\end{matrix} \right): \\ | |||
& 0=\det (A-\lambda 1)=\left| \begin{matrix} | |||
-\lambda & 0 & -{{k}_{1}}\omega \\ | |||
0 & -\lambda & {{0}_{{}}} \\ | |||
-{{k}_{3}}\omega & 0 & -\lambda \\ | |||
\end{matrix} \right|=-\lambda \left( {{\lambda }^{2}}+{{k}_{1}}{{k}_{3}}{{\omega }^{2}} \right) \\ | |||
& \Rightarrow {{\lambda }_{1}}^{(2)}=0,{{\lambda }_{2/3}}^{(2)}=\pm \omega \sqrt{{{k}_{1}}{{k}_{3}}} \\ | |||
\end{align}</math> | |||
Der Fixpunkt ist instabil (Sattelpunkt) | |||
:<math>\begin{align} | |||
& \bar{\varpi }{{*}^{(3)}}=\left( \begin{matrix} | |||
0 & 0 & \omega \\ | |||
\end{matrix} \right): \\ | |||
& 0=\det (A-\lambda 1)=\left| \begin{matrix} | |||
-\lambda & -{{k}_{1}}\omega & 0 \\ | |||
{{k}_{2}}\omega & -\lambda & {{0}_{{}}} \\ | |||
0 & 0 & -\lambda \\ | |||
\end{matrix} \right|=-\lambda \left( {{\lambda }^{2}}+{{k}_{1}}{{k}_{2}}{{\omega }^{2}} \right) \\ | |||
& \Rightarrow {{\lambda }_{1}}^{(3)}=0,{{\lambda }_{2/3}}^{(2)}=\pm i\omega \sqrt{{{k}_{1}}{{k}_{2}}} \\ | |||
\end{align}</math> | |||
* Fixpunkt stabil (Zentrum) | |||
Fazit: Bei asymmetrischen Kreiseln ist nur die Rotation um die Achse zum größten und zum kleinsten Trägheitsmoment stabil! | |||
<u>'''Hamiltonsche Systeme'''</u> | |||
Hier folgt aus | |||
:<math>trA=div\bar{F}=0</math> | |||
der Satz von Liouville (§ 4.5) | |||
:<math>\begin{align} | |||
& {{V}_{t}}=\int_{{{U}_{t}}}^{{}}{{{d}^{2f}}x}=\int_{{{U}_{t}}_{0}}^{{}}{{{d}^{2f}}{{x}_{0}}}\det D{{\Phi }_{t}}({{{\bar{x}}}_{0}})=\int_{{{U}_{t}}_{0}}^{{}}{{{d}^{2f}}{{x}_{0}}}\left[ 1+(t-{{t}_{0}})\sum\limits_{i=1}^{2f}{\frac{\partial {{F}_{i}}}{\partial {{x}_{0}}^{i}}+...} \right] \\ | |||
& \sum\limits_{i=1}^{2f}{\frac{\partial {{F}_{i}}}{\partial {{x}_{0}}^{i}}={{\left( div\bar{F} \right)}_{{{{\bar{x}}}_{0}}}}} \\ | |||
& {{V}_{t}}={{V}_{{{t}_{0}}}}+(t-{{t}_{0}})\int_{{{U}_{t}}_{0}}^{{}}{{{d}^{2f}}{{x}_{0}}}{{\left( div\bar{F} \right)}_{{{{\bar{x}}}_{0}}}}+O{{(t-{{t}_{0}})}^{2}} \\ | |||
& \frac{d{{V}_{t}}}{dt}=\begin{matrix} | |||
\lim \\ | |||
t->{{t}_{0}} \\ | |||
\end{matrix}\frac{{{V}_{t}}-{{V}_{{{t}_{0}}}}}{(t-{{t}_{0}})}=\int_{{{U}_{t}}_{0}}^{{}}{{{d}^{2f}}{{x}_{0}}}{{\left( div\bar{F} \right)}_{{{{\bar{x}}}_{0}}}}=0 \\ | |||
& {{\left( div\bar{F} \right)}_{{{{\bar{x}}}_{0}}}}=0 \\ | |||
\end{align}</math> | |||
Das heißt: Die Phasenraumvolumina sind erhalten, der Fluß ist inkompressibel! | |||
Für '''dissipative '''Systeme gilt für kleine Volumiona, die einen asymptotisch stabilen Fixpunkt | |||
:<math>\bar{x}*</math> | |||
umschließen: | |||
:<math>\begin{align} | |||
& \frac{d{{V}_{t}}}{dt}\approx \int_{{{U}_{t}}}^{{}}{{{d}^{2f}}x}{{\left( div\bar{F} \right)}_{\bar{x}*}}=\Lambda {{V}_{t}} \\ | |||
& \Rightarrow V(t)={{e}^{\Lambda t}}{{V}_{0}} \\ | |||
\end{align}</math> | |||
Mit der Phasenraumkontraktionsrate | |||
:<math>\Lambda :=div\bar{F}<0</math> wegen <math>div\bar{F}=\sum\limits_{i}^{{}}{\operatorname{Re}{{\lambda }_{i}}}<0</math>, | |||
da sonst der Fixpunkt nicht stabil wäre (Voraussetzung). | |||
Allgemien gilt: | |||
Def.: Dissipative Systeme sind solche, die Phasenraumvolumina kontrahieren. Asymptotisch stabile Fixpunkte (Knoten und Fokus, jeweils stabil), heißen SENKEN oder ATTRAKTOREN im Phasenraum. | |||
====Beispiel für ein dissipatives System: LORENZMODELL (1963)==== | |||
:<math>\begin{align} | |||
& \dot{x}=-\sigma x+\sigma y \\ | |||
& \dot{y}=-zx-xz+rz-y \\ | |||
& \dot{z}=yx+xy-bz \\ | |||
\end{align}</math> | |||
Dies leitet sich ab aus der Temperatur- und Strömungsverteilung einer inkompressiblen Flüssigkeit: Das Rayleigh - Bénard- System | |||
Linearisierung: | |||
:<math>\begin{align} | |||
& A=\left( \begin{matrix} | |||
-\sigma & \sigma & 0 \\ | |||
-z & -1 & r-x \\ | |||
y & x & -b \\ | |||
\end{matrix} \right) \\ | |||
& \Rightarrow \Lambda =trA=-\left( \sigma +1+b \right) \\ | |||
& \Rightarrow V(t)={{e}^{-\left( \sigma +1+b \right)t}}{{V}_{0}}-t->\infty \to 0 \\ | |||
\end{align}</math> | |||
Phasenraumvolumina schrumpfen also monoton! | |||
Das Lorenzmodell produziert weiterhin chaotisch Lösungen: | |||
Der Stereoplot eines numerisch bestimmten Attraktors im Phasenraum liefert folgendes Bild: | |||
Dies ist so zu verstehen, dass sich die Phasenraumkurven, die sich übrigens nie schneiden! im Raum dieses Attraktors konzentrieren: | |||
Insbesondere enden gleich Anfangszustände immer wieder am selben Attraktor. | |||
Das Langzeitverhalten dissipativer Systeme wird durch Attraktoren bestimmt: | |||
'''Def.:''' | |||
Sei | |||
:<math>\bar{F}</math> | |||
ein vektorfeld auf | |||
:<math>M={{R}^{n}}</math>. | |||
Eine abgeschlossene, unter dem Fluß | |||
:<math>{{\Phi }_{t}}</math> invariante <math>{{\Phi }_{t}}(A)\subseteq A</math>, | |||
unzerlegbare Teilmenge | |||
:<math>A\subset M</math> | |||
heißt Attraktor, falls: | |||
# | |||
:<math>A\subset {{U}_{0}}</math> | |||
(offene Umgebung von A) mit | |||
:<math>{{\Phi }_{t}}({{U}_{0}})\subseteq {{U}_{0}}</math> | |||
(t>0) | |||
# | |||
:<math>\forall V</math> mit <math>A\subset V\subset {{U}_{0}}</math> | |||
:<math>\exists T>0</math>, | |||
so dass | |||
:<math>{{\Phi }_{t}}({{U}_{0}})\subset V</math> | |||
(t>T) | |||
Das heißt, es existiert ein Attraktorbecken Uo, aus dem der Fluß asymptotisch in den Attraktor A läuft : | |||
'''Nebenbemerkung: Es kann grundsätzlich mehrere koexistierende Attraktoren auf M geben!''' | |||
Ein Attraktor von heißt <font color="#800000">fraktal </font>, wenn er weder eine endliche Anzahl von Punkten, eine stückweise differenzierbare Kurve oder Fläche noch eine Menge, die von einer geschlossenen stückweise differenzierbaren Fläche umgeben wird, darstellt. Ein Attraktor heißt <font color="#800000">seltsam </font>, wenn er chaotisch, fraktal oder beides ist. Die Begriffe chaotisch, fraktal und seltsam werden für kompakte invariante Mengen, die keine Attraktoren sind, analog benutzt. Ein dynamisches System heißt <font color="#800000">chaotisch </font>, wenn es eine kompakte invariante chaotische Menge besitzt. | |||
'''Beispiele für Attraktoren:''' | |||
'''Stabiler Fixpunkt:''' | |||
Mindestdimension des Phasenraumes: 1 | |||
Dimension des Attraktors: 0 | |||
'''Stabiler Grenzzyklus:''' | |||
Mindestdimension des Phasenraumes: 2 | |||
Dimension des Attraktors: 1 | |||
periodische Bewegung im Phasenraum | |||
'''Stabiler Torus T²''' | |||
Mindestdimension des Phasenraumes: 3 | |||
Dimension des Attraktors: 2 | |||
quasiperiodische Bewegung im Phasenraum | |||
'''Seltsamer Attraktor''' | |||
Mindestdimension des Phasenraumes: 3 | |||
Dimension des Attraktors: 2<D<3 (fraktaldimensional) | |||
chaotische Bewegung im Phasenraum |
Latest revision as of 01:31, 8 July 2011
65px|Kein GFDL | Der Artikel Stabilität und Langzeitverhalten basiert auf der Vorlesungsmitschrift von Franz- Josef Schmitt des 7.Kapitels (Abschnitt 2) der Mechanikvorlesung von Prof. Dr. E. Schöll, PhD. |
|}}
{{#set:Urheber=Prof. Dr. E. Schöll, PhD|Inhaltstyp=Script|Kapitel=7|Abschnitt=2}} Kategorie:Mechanik __SHOWFACTBOX__
Hier soll eine allgemeinere Definition von Stabilität gegeben werden.
Fixpunkte
des autonomen dynamischen Systems
Definition:
heißt stabil (auch : Ljapunov- stabil), wenn zu jeder Umgebung U von
eine Umgebung V von
existiert, so dass:
Definition:
heißt asymptotisch stabil (auch : Ljapunov- stabil), wenn zu
eine Umgebung U und eine Umgebung U´ von
existiert, so dass:
Das heißt anschaulich: Die Umgebung U schrumpft mit wachsendem t auf
zusammen. Das heißt: Phasenraumvolumina schrumpfen.
asymptotisch stabile Fixpunkte treten somit nur in nicht hamiltonschen Systemen (also bei nicht alleine konservativen Kräften) auf. (Vergl. Kapitel 4.5: Satz von Liouville)
Def.: Ein dynamisches System heißt dissipativ, wenn Phasenraumvolumina schrumpfen.
Lokales Kriterium für Stabilität
Wenn
stabil ist, dann hat keiner der Eigenwerte der Jacobimatrix
einen positiven Realteil
Beispiel: Fixpunkt a) des Pendels mit / ohne Reibung, also der Fixpunkt mit Winkel und Ort =0, x1=x2=0
Hinreichende Bedingung für asymptotische Stabilität:
Alle Eigenwerte haben negative Realteile
Somit wird die Lösung für die Störung für unendliche Zeit beliebig klein und divergiert nicht. Imaginärteile sind oszillierend und damit irrelevant für die Stabilität. Sie geben an, in welcher Zeit die Annäherung an den Fixpunkt (falls vorhanden) erfolgt.
Beispiel für Instabilität: Fixpunkte b)
Allgemeines System mit n=2:
Linearisierung
Eigenwertgleichung:
Somit:
Fallunterscheidung
Stabiler Fokus (Strudelpunkt)[edit | edit source]
detA>0
trA<0
Dies ist eine gedämpfte Schwingung im Phasenraum. Die Phasenraumkruve ist eine elliptische Spirale:
Instabiler Fokus[edit | edit source]
detA>0
trA>0
Dies ist eine entdämpfte Schwingung. Die Phasenraumkurve ist ebenfalls eine elliptische Spirale, die jedoch in positiver Zeitrichtung nach Außen durchlaufen wird. Damit tr A >0 muss dem System von Außen zugeführt werden (Beispiel: "negative Reibung"):
Stabiler Knoten[edit | edit source]
detA>0
trA<0
Dies ist ein exponenzieller Zerfall. Fast alle Trajektorien nähern sich dabei entlang des Eigenvektors, der zum betragsmäßig kleineren Eigenwert gehört. Weil hier das "Kriechen" zum Fixpunkt, also der Zerfall langsamer stattfindet:
Instabiler Knoten[edit | edit source]
detA>0
trA>0
Das System ist exponenziell entdämpft.
Sattelpunkt[edit | edit source]
detA>0
Summary:[edit | edit source]
Grenze zwischen den 5 Bereichen: entartete Fälle:
- in diesem Fall versagt die lineare Stabilitätsanalyse völlig. Es ist nötig, höhere Terme der Taylorentwicklung um den Fixpunkt zu betrachten.
Beispiel:
trA=0
detA>0
Dies kann ZENTRUM sein, also der Mittelpunkt der Phasenraumtrajektorien, die ungedämpfte Schwingungen beschreiben (energieabhängige, aber unveränderliche Ellipsen).
Dieses Zentrum ist stabil, aber nicht asymptotisch stabil!
Vergleiche: ungedämpfter Oszillator.
Es kann sich aber auch um einen schwach stabilen oder instabilen Fokus handeln (der dann auch asymptotisch stabil ist)
- es sind in diesem Fall auch qualitative Änderungen im Verhalten des Flusses möglich (Bifurkationen = Verzweigungen der Lösungsmannigfaltigkeit)
Speziell: Hamiltonsche Vektorfelder:
Linearisierung zum Fixpunkt
Möglichkeit zur asymptotischen Stabilität[edit | edit source]
Wegen trA=0 folgt Keine asymptotische Stabilität möglich.
Beweis: Asymptotische Stabilität nur, wenn alle
aber:
besteht aus komplex konjugierten Paaren, da die Eigenwertgleichung reell ist!
Somit gilt jedoch
was ein Widerspruch zur Voraussetzung für asymptotische Stabilität, mit trA=0
Nicht asymptotisch Stabilität[edit | edit source]
Nicht asymptotische Stabilität nur wenn
also kein
Aus genannten Gründen kann dann aber nur
Also:
Also: Zentrum, reine Oszillationen, keine Dämpfung oder Unterdämpfung
Fall f=1 → n=2
In diesem Fall können die Fixpunkte nur Zentren (falls det A > 0 →
oder Sattelpunkte
(falls detA <0 →
sein!
Beispiel zur Stabilität[edit | edit source]
Der kräftefreie unsymmetrische Kreisel[edit | edit source]
oBdA:
Folgende sind die Eulerschen Gleichungen für
Somit:
Die Fixpunkte seien:
Also: Rotation um x1, x2, bzw x3- Achse.
Diese drei Fixpunkte erfüllen die Gleichung:
Linearisierung zum Fixpunkt:
Der Fixpunkt ist also stabil (Zentrum)
Der Fixpunkt ist instabil (Sattelpunkt)
- Fixpunkt stabil (Zentrum)
Fazit: Bei asymmetrischen Kreiseln ist nur die Rotation um die Achse zum größten und zum kleinsten Trägheitsmoment stabil!
Hamiltonsche Systeme
Hier folgt aus
der Satz von Liouville (§ 4.5)
Das heißt: Die Phasenraumvolumina sind erhalten, der Fluß ist inkompressibel!
Für dissipative Systeme gilt für kleine Volumiona, die einen asymptotisch stabilen Fixpunkt
umschließen:
Mit der Phasenraumkontraktionsrate
da sonst der Fixpunkt nicht stabil wäre (Voraussetzung).
Allgemien gilt:
Def.: Dissipative Systeme sind solche, die Phasenraumvolumina kontrahieren. Asymptotisch stabile Fixpunkte (Knoten und Fokus, jeweils stabil), heißen SENKEN oder ATTRAKTOREN im Phasenraum.
Beispiel für ein dissipatives System: LORENZMODELL (1963)[edit | edit source]
Dies leitet sich ab aus der Temperatur- und Strömungsverteilung einer inkompressiblen Flüssigkeit: Das Rayleigh - Bénard- System
Linearisierung:
Phasenraumvolumina schrumpfen also monoton!
Das Lorenzmodell produziert weiterhin chaotisch Lösungen:
Der Stereoplot eines numerisch bestimmten Attraktors im Phasenraum liefert folgendes Bild:
Dies ist so zu verstehen, dass sich die Phasenraumkurven, die sich übrigens nie schneiden! im Raum dieses Attraktors konzentrieren:
Insbesondere enden gleich Anfangszustände immer wieder am selben Attraktor.
Das Langzeitverhalten dissipativer Systeme wird durch Attraktoren bestimmt:
Def.:
Sei
ein vektorfeld auf
Eine abgeschlossene, unter dem Fluß
unzerlegbare Teilmenge
heißt Attraktor, falls:
(offene Umgebung von A) mit
(t>0)
so dass
(t>T) Das heißt, es existiert ein Attraktorbecken Uo, aus dem der Fluß asymptotisch in den Attraktor A läuft :
Nebenbemerkung: Es kann grundsätzlich mehrere koexistierende Attraktoren auf M geben!
Ein Attraktor von heißt fraktal , wenn er weder eine endliche Anzahl von Punkten, eine stückweise differenzierbare Kurve oder Fläche noch eine Menge, die von einer geschlossenen stückweise differenzierbaren Fläche umgeben wird, darstellt. Ein Attraktor heißt seltsam , wenn er chaotisch, fraktal oder beides ist. Die Begriffe chaotisch, fraktal und seltsam werden für kompakte invariante Mengen, die keine Attraktoren sind, analog benutzt. Ein dynamisches System heißt chaotisch , wenn es eine kompakte invariante chaotische Menge besitzt.
Beispiele für Attraktoren:
Stabiler Fixpunkt:
Mindestdimension des Phasenraumes: 1
Dimension des Attraktors: 0
Stabiler Grenzzyklus:
Mindestdimension des Phasenraumes: 2
Dimension des Attraktors: 1
periodische Bewegung im Phasenraum
Stabiler Torus T²
Mindestdimension des Phasenraumes: 3
Dimension des Attraktors: 2
quasiperiodische Bewegung im Phasenraum
Seltsamer Attraktor
Mindestdimension des Phasenraumes: 3
Dimension des Attraktors: 2<D<3 (fraktaldimensional)
chaotische Bewegung im Phasenraum