Van der Pol-vergelijking

Uit Wikipedia, de vrije encyclopedie
Ga naar: navigatie, zoeken
Faseruimte, limietcyclus, en de route daar naartoe, voor de Van der Pol-oscillator in vrije trilling met μ = 1.

In de dynamica beschrijft de Van der Pol-vergelijking een "niet-conservatieve" oscillator met niet-lineaire demping — de Van der Pol-oscillator genaamd. Deze ontrolt in de tijd volgens de tweede-orde differentiaalvergelijking

{\text{d}^2x \over \text{d}t^2}-\mu(1-x^2){\text{d}x \over \text{d}t}+x= f = A \sin(\omega t)

waarin x de variabele (plaatscoördinaat) is en f de voorgeschreven excitatie — beide zijn wiskundige functies afhankelijk van de tijd t — en met als scalaire parameters: de amplitude A, rotatiefrequentie ω, en μ als maat voor de niet-lineaire demping.

De Van der Pol-vergelijking vindt haar oorsprong in de elektrodynamica, en is vernoemd naar haar bedenker, de Nederlandse elektronicapionier Balthasar van der Pol (1889–1959). Van der Pol ontdekte dat het gedrag van een met een triode opgewekte elektrische trilling afhing van niet-lineaire termen in de karakteristiek van deze vroege elektronische component. Hij stelde een differentiaalvergelijking op waarmee dit verschijnsel, dat ook in veel andere niet-lineaire systemen optreedt, adequaat kon worden beschreven.[1]

Met de stelling van Liénard kan bewezen worden, dat er een zogenaamde limietcyclus bestaat voor de niet-geëxciteerde (f = 0) Van der Pol-oscillator, aldus resulterende als voorbeeld voor een Liénard-systeem. Uit de differentiaalvergelijking voor de oscillator blijkt dat er in de limietcyclus twee grensgevallen zijn: vrijwel harmonische sinusvormige trillingen (0 < μ ≪ 1), en relaxatietrillingen (μ ≫ 1).[2] Deze laatste, sterk niet-lineaire trillingsvorm dankt haar naam aan Van der Pol: dit vanwege de overeenkomst van deze oscillatievorm, gedurende een halve periode, met die van een (ont)ladende RC-schakeling, met relaxatietijd τ = RC.[3]

De geëxciteerde Van der Pol-oscillator wordt veel gebruikt in de niet-lineaire dynamica, als een voorbeeld van een natuurkundig systeem dat aanleiding kan geven tot chaotisch gedrag, alsmede tot andere niet-lineaire trillingsverschijnselen zoals bijvoorbeeld bifurcaties en fasevergrendeling ("phase locking").

Betekenis[bewerken]

De Van der Pol-vergelijking is voortgevloeid uit onderzoek dat werd verricht aan het Philips Natuurkundig Laboratorium, en is een voorbeeld van het feit dat toegepast onderzoek — indien de onderzoeker voldoende vrijheid wordt gelaten — ook tot resultaten kan leiden die in meer algemene zin bruikbaar zijn. Zo heeft deze niet-lineaire differentiaalvergelijking vele nieuwe toepassingsgebieden gevonden buiten de elektrodynamica, zoals in de plasmafysica. Deze eponieme vergelijking is een begrip in de theorie over natuurkundige trillingsverschijnselen en in de chaostheorie.

Gedrag van de niet-geëxciteerde vergelijking[bewerken]

Relaxatietrilling bij μ = 5.
{\text{d}^2x \over \text{d}t^2}+x= 0;
de afwezigheid van demping in deze lineaire vergelijking resulteert in behoud van energie.
  • μ > 0 — het systeem is gedempt voor grote uitwijkingen |x|, maar instabiel voor kleine |x|. Voor grote waarden van de tijd t nadert het systeem naar een relaxatietrilling, in welke limietcyclus er weer energiebehoud is.

Voor kleine demping μ ≪ 1 zijn de oscillaties bijna sinusvormig. Voor grotere waarden van μ (rond de één) worden de trillingen laagfrequenter en hoekiger: minder sinusvormig, maar met een steiler pulsfront gevolgd door een gedempte daaltijd. Bij grote waarden, μ ≫ 1, krijgt men de zo kenmerkende (afgeronde) blokgolfvorm van deze relaxatietrillingen.

Gedrag bij excitatie[bewerken]

Chaotisch gedrag bij μ = 8.53, A = 1.2 en ω = 2π / 10 (dus bij een periode in de excitatie van 10).

De Van der Pol-vergelijking kan bij sinusvormige forcering, A ≠ 0 en ω ≠ 0, aanleiding geven tot chaotisch gedrag in de oplossing. Dit werd reeds door Van der Pol en zijn collega Van der Mark opgemerkt, en gerapporteerd in hun artikel in Nature in 1927:[4]

" … often an irregular noise is heard in the telephone receivers before the frequency jumps, however this is a subsidiary phenomenon …[5]
(… vaak wordt voordat de frequentie verspringt een onregelmatig geluid in de telefoonhoorns gehoord, maar dit is echter een bijkomend fenomeen …) "
— Van der Pol & Van der Mark (1927)

Merk op dat Van der Pol en Van der Mark telefoonhoorns gebruikten om de signalen van hun triode-opstelling hoorbaar te maken.

Het gedrag van de geforceerde Van der Pol-vergelijking wordt bepaald door de parameters A (amplitude), ω (hoekfrequentie) en μ (niet-lineaire dempingsparameter), alsmede door de beginvoorwaarden. Voor verschillende waarden van de parameters wordt verschillend gedrag gevonden:[6][7]

  • Voor kleine amplitude, A ≪ 1, wanneer de excitatiefrequentie ω ongelijk is aan (een veelvoud van) de trillingsfrequentie van de oscillator in vrije trilling — zodat geen resonantie optreedt — domineert de vrije trilling en geeft de excitatie slechts aanleiding tot kleine verstoringen op de limietcyclus.
  • Voor grotere amplitudes is gecompliceerd gedrag waarneembaar, waaronder bifurcaties en chaos, in verschillende gebieden van de Aωμ ruimte. Ook treedt fasevergrendeling ("phase locking") op, waarbij de oscillator trilt met een frequentie m ω / n, met m en n positieve gehele getallen. Bij m gelijk aan één (m = 1 en n > 1) spreekt men van subharmonische oscillaties, en voor n gelijk aan één (n = 1 en m > 1) is sprake van superharmonischen (boventonen). Maar, bij de van-der Pol oscillator kunnen veel verschillende combinaties van m en n optreden in verschillende delen van de parameterruimte.
  • Voor grote waarden van de amplitude, A ≫ 1, trilt het systeem met de forceringsfrequentie ω.

Afleiding van de vergelijking voor een triode-oscillator[bewerken]

Triode-schakeling voor een Van der Pol-oscillator.[8] Waarin opgenomen: een triode, een kringweerstand R, een condensator C, een gekoppeld spoelstelsel met zelfinductie L en wederkerige inductie M. In het serie-RLC-circuit loopt een stroom i, en naar de anode van de triode een plaatstroom ia, terwijl er een spanning ug op het trioderooster staat. De Van der Pol-oscillator wordt geforceerd door spanningsbron Es

Hiernaast wordt een triode-schakeling weergegeven voor het realiseren van een Van der Pol-oscillator. De met wederkerige inductie mutueel M gekoppelde spoelen L, waarvan de primaire vanuit de sinusvormige bron Es met rotatiefrequentie ω wordt geëxciteerd, resulteren in een elektrische stroom i in de LCR-kring. De secundaire keten, met anodestroom ia van de triode, wordt gevoed vanaf de pluspool, terwijl de spanning op het triodestuurrooster bestaat uit een (negatieve) bias, waarop een (meegekoppelde) stuurroosteroscillatie ug vanuit de LCR-kring gesuperponeerd is.

Daarop kan met de spanningswet van Kirchhoff, en Van der Pol's modellering van de het triode-gedrag, de oscillator worden beschreven.[8] Voor de LCR-kring geldt:

 L\, \frac{\text{d} i}{\text{d} t} + R\, i + u_g - M\, \frac{\text{d} i_a}{\text{d} t} = P_0\, \sin ( \omega t ),

evenals de condensatorstroom:

 i = C\, \frac{\text{d} u_g}{\text{d} t}.

Terwijl voor de triode geldt, volgens de betrekking van Barkhausen met steilheid S:

  \frac{\text{d} i_a}{\text{d} t} =   S \frac{\text{d} u_g}{\text{d} t} + \frac{1}{R_i} \frac{\text{d} u_a}{\text{d} t},

en inwendige weerstand Ri alsmede anodespanning ua. Voor zijn triode-oscillatorschakeling vindt Van der Pol voor de anodestroom ia een niet-lineaire vorm:[8]

 i_a = S\, u_g \left( 1 - \frac{u_g^2}{3K^2} \right).

Zodat, voor de gehele schakeling, de volgende differentiaalvergelijking resulteert voor de spanningsoscillatie ug op het stuurrooster:


    L\, C\, \frac{\text{d}^2 u_g}{\text{d} t^2} 
  - \left[ \left( M\, S - R\, C \right) - M\, S\, \frac{u_g^2}{K^2} \right] \frac{\text{d} u_g}{\text{d} t}
  + u_g
  =  P_0\, \sin ( \omega t ),

hetgeen — na normalisatie, en mits MS > RC — resulteert in voornoemde Van der Pol-vergelijking.

Relatie tot de Rayleigh-vergelijking[bewerken]

Lord Rayleigh introduceerde het volgende niet-lineaire model voor een systeem dat instabiel is bij lage snelheid dy/dt en gedempt bij grotere snelheid:[9]

\frac{\text{d}^2 y}{\text{d}t^2} - \mu \left[ 1 - \left( \frac{\text{d}y}{\text{d}t} \right)^2 \right] \frac{\text{d}y}{\text{d}t} + y = 0.

De Rayleigh-vergelijking is direct om te zetten in de Van der Pol-vergelijking via de transformatie[10]

\frac{\text{d}y}{\text{d}t} = \frac{1}{\sqrt{3}}\, x.

Lord Rayleigh onderzocht het optreden van een limietcyclus voor kleine en positieve waarden van de dempingsparameter μ ≪ 1, als zwak niet-lineaire oplossing van de naar hem genoemde differentiaalvergelijking.[9] De Van der Pol-vergelijking wordt soms — vanwege deze relatie tot de eerdere Rayleigh-vergelijking — ook wel de Rayleigh–van der Pol-vergelijking genoemd.[3]

Bronnen, noten en/of referenties
  1. (en) B. van der Pol (1920): "A theory of the amplitude of free and forced triode vibrations" (Een theorie voor de amplitude van vrije en gedwongen triode trillingen). Radio Review 1, pp. 701–710, 754–762.
  2. (en) B. van der Pol & J. van der Mark (1928): "The heartbeat considered as a relaxation oscillation, and an electrical model of the heart" (De hartslag beschouwd als relaxatie-oscillatie en een elektrisch model van het hart). The London, Edinburgh, and Dublin Philosophical Magazine and Journal of Science Series 7, Suppl. 6, pp. 763–775, 1928.
  3. a b (en) J.M.T. Thompson & H.B. Stewart (2002): Nonlinear dynamics and chaos. John Wiley and Sons, 2e editie, ISBN 0471876844, pp. 2 & 80–82.
  4. (en) B. van der Pol & J. van der Mark (1927): "Frequency demultiplication", Nature 120, DOI:10.1038/120363a0, pp. 363–364.
  5. (en) H.J. Pain (2005): The physics of vibrations and waves. John Wiley and Sons, 6de druk, ISBN 047001296X , pp. 467–468.
  6. (en) U. Parlitz & W. Lauterborn (1987): "Period-doubling cascades and devil's staircases of the driven van der Pol oscillator". Physical Review A 36(3), DOI:10.1103/PhysRevA.36.1428, pp. 1428–1434.
  7. (en) R. Mettin, U. Parlitz & W. Lauterborn (1993) "Bifurcation structure of the driven van der Pol oscillator". International Journal of Bifurcation and Chaos 3(6), DOI:10.1142/S0218127493001203, pp. 1529–1555.
  8. a b c K. Tomita (1986): "Periodically forced nonlinear oscillators". In: Chaos, Ed. Arun V. Holden. Manchester University Press, ISBN 0719018110, pp. 213–214.
  9. a b (en) Lord Rayleigh (John William Strutt) (1896): The Theory of Sound. Cambridge:Cambridge University Press, 2e editie. Zie §68a.
  10. (en) P.S. Landa (2001): Regular and chaotic oscillations. Springer, ISBN 3540410015, pp. 89–92.