並列多重剛体振り子

(問題) $n$個の剛体が並列に連結された多重剛体振り子(Parallel-Multiple Rigid Pendulum)がある。 これらは重力と逆向きの方向を$y$軸とする$xy$平面上で回転運動するものとする。 剛体1は質量$m_1$で、原点$O$に固定された回転軸$O_1$をもち、 $O_1$から剛体1の重心$G_1$までの距離を$c_1$とする。 また、剛体1の$O_1$周りの慣性モーメントを$I_{O_1}$とする。 その他の剛体 $i(i=2,\ldots\,n)$は質量$m_i$で、剛体1上の$O_1$から距離$b_i$、 角度 $\angle G_1O_1O_i=\beta_i$の回転軸$O_i$をもち、 $O_i$から剛体$i$の重心$G_i$までの距離を$c_i$とする。 また、剛体$i$の$G_i$周りの慣性モーメントを$I_{G_i}$とする。 この多重剛体振り子のラグランジュ運動方程式を記述せよ。 また、計算機シミュレーションなどをしやすいように、 求められた2階常微分方程式を連立の1階常微分方程式に変換せよ。 また、この振り子が各々の角速度に比例する抵抗 や外力 を受けている場合においても同様に求めよ。

(解答) 剛体1, $i(i=2,\ldots\,n)$のy軸に対する角度を $\theta_1,\theta_i$とする。 剛体1の重心$G_1$の座標 $(x_{G_1},y_{G_1})$およびその速度$V_{G_1}$の2乗は、

$$x_{G_1} = c_1\sin\theta_1$$ (101)

$$y_{G_1} = -c_1\cos\theta_1$$ (102)

$$V_{G_1}^2 = \dot x_{G_1}^2 + \dot y_{G_1}^2$$

$$= (c_1\dot\theta_1\cos\theta_1)^2 + (c_1\dot\theta_1\sin\theta_1)^2$$

$$= c_1^2\dot\theta_1^2$$ (103)

となる。 剛体 $i(i=2,\ldots\,n)$の重心$G_i$の座標 $(x_{G_i},y_{G_i})$およびその速度$V_{G_i}$の2乗は、

$$x_{G_i} = b_i\sin(\theta_1+\beta_i)+c_i\sin\theta_i$$ (104)

$$y_{G_i} = -b_i\cos(\theta_1+\beta_i)-c_i\cos\theta_i$$ (105)

$$V_{G_i}^2 = \dot x_{G_i}^2 + \dot y_{G_i}^2$$

$$= (b_i\dot\theta_1\cos(\theta_1+\beta_i)+c_i\dot\theta_i\cos\theta_i)^2 + (b_i\dot\theta_1\sin(\theta_1+\beta_i)+c_i\dot\theta_i\sin\theta_i)^2$$

$$= b_i^2\dot\theta_1^2 + c_i^2\dot\theta_i^2 + 2b_ic_i\dot\theta_1\dot\theta_i\cos(\theta_1+\beta_i-\theta_i)$$ (106)

となる。 ここで、剛体1の運動エネルギー$T_1$および位置エネルギー$U_1$は、

$$T_1 = \frac12 I_{O_1} \dot\theta_1^2$$ (107)

$$U_1 = m_1 g y_{G_1}$$

$$= -m_1 g c_1\cos\theta_1$$ (108)

また、剛体 $i(i=2,\ldots\,n)$の運動エネルギー$T_i$および位置エネルギー$U_i$は、

$$T_i = \frac12 I_{G_i} \dot\theta_i^2 + \frac12 m_i V_{G_i}^2$$

$$= \frac12 I_{G_i} \dot\theta_i^2 + \frac12 m_i \left\{ b_i^2\dot\th... ...a_i^2 + 2b_ic_i\dot\theta_1\dot\theta_i\cos(\theta_1+\beta_i-\theta_i) \right\}$$ (109)

$$U_i = m_i g y_{G_i}$$

$$= -m_i g \left\{ b_i\cos(\theta_1+\beta_i) + c_i\cos\theta_i \right\}$$ (110)

となる。 この多重剛体振り子のラグランジュ関数$L$は、

$$L = T - U$$

$$= \left(T_1+\sum_{i=2}^nT_i\right) - \left(U_1+\sum_{i=2}^nU_i\right)$$

$$= \frac12 I_{O_1} \dot\theta_1^2 + \sum_{i=2}^n \left\{ \frac12 I_{... ...^2 + m_i b_ic_i\dot\theta_1\dot\theta_i\cos(\theta_1+\beta_i-\theta_i) \right\}$$

$$+ m_1 g c_1\cos\theta_1 + \sum_{i=2}^n m_i g \left\{ b_i\cos(\theta_1+\beta_i) + c_i\cos\theta_i \right\}$$

$$= \frac12 \left( I_{O_1} + \sum_{i=2}^n m_i b_i^2 \right) \dot\thet... ... \sum_{i=2}^n m_i b_ic_i\dot\theta_1\dot\theta_i\cos(\theta_1+\beta_i-\theta_i)$$

$$+ m_1 g c_1\cos\theta_1 + \sum_{i=2}^n m_i g b_i\cos(\theta_1+\beta_i) + \sum_{i=2}^n m_i g c_i\cos\theta_i$$ (111)

となる。 このラグランジュ関数$L$から $\theta_1,\theta_d(d=2,\ldots,n)$ に関するラグランジュ運動方程式をたてるには、 以下の関係式を用いればよい。

$$\begin{eqnarray*} \frac{d}{dt} \frac{\partial L}{\partial\dot\theta_1} - \frac... ...rtial\dot\theta_i} - \frac{\partial L}{\partial\theta_i} &=& 0 \end{eqnarray*}$$

これを具体的に求めると、

$$\frac{\partial L}{\partial\dot\theta_1} = \left( I_{O_1} + \sum_{i=2}^n m_i b_i^2 \right) \dot\theta_1 + \sum_{i=2}^n m_i b_ic_i\dot\theta_i\cos(\theta_1+\beta_i-\theta_i)$$

$$\Rightarrow \frac{d}{dt} \frac{\partial L}{\partial\dot\theta_1} = \left( I_{O_1} + \sum_{i=2}^n m_i b_i^2 \right) \ddot\theta_1 + \... ...dot\theta_i(\dot\theta_1-\dot\theta_i) \sin(\theta_1+\beta_i-\theta_i) \right\}$$ (112)

$$- \frac{\partial L}{\partial\theta_1} = \sum_{i=2}^n m_i b_ic_i\dot\theta_1\dot\theta_i\sin(\theta_1+\bet... ...theta_i) + m_1 g c_1\sin\theta_1 + \sum_{i=2}^n m_i g b_i\sin(\theta_1+\beta_i)$$ (113)

$$\frac{\partial L}{\partial\dot\theta_d} = \left( I_{G_d} + m_d c_d^2 \right) \dot\theta_d + m_d b_dc_d\dot\theta_1\cos(\theta_1+\beta_d-\theta_d)$$

$$\Rightarrow \frac{d}{dt} \frac{\partial L}{\partial\dot\theta_d} = \left( I_{G_d} + m_d c_d^2 \right) \ddot\theta_d + m_d b_dc_d\lef... ...dot\theta_1(\dot\theta_1-\dot\theta_d) \sin(\theta_1+\beta_d-\theta_d) \right\}$$ (114)

$$- \frac{\partial L}{\partial\theta_d} = -m_d b_dc_d\dot\theta_1\dot\theta_d\sin(\theta_1+\beta_d-\theta_d) + m_d g c_d\sin\theta_d$$ (115)

ゆえに、 $\theta_1,\theta_d(d=2,\ldots,n)$に関するラグランジュ運動方程式は、

$${%% \left( I_{O_1} + \sum_{i=2}^n m_i b_i^2 \right) \ddot\theta_1 + m_1 g c_1\sin\theta_1 + \sum_{i=2}^n m_i g b_i\sin(\theta_1+\beta_i) }$$

$$+ \sum_{i=2}^n m_i b_ic_i\left\{ \ddot\theta_i\cos(\theta_1+\beta_i-\theta_i) + \dot\theta_i^2\sin(\theta_1+\beta_i-\theta_i) \right\} = 0$$ (116)

$${%% \left( I_{G_d} + m_d c_d^2 \right) \ddot\theta_d + m_d g c_d\sin\theta_d }$$

$$+ m_d b_dc_d\left\{ \ddot\theta_1\cos(\theta_1+\beta_d-\theta_d) - \dot\theta_1^2\sin(\theta_1+\beta_d-\theta_d) \right\} = 0$$ (117)

となる。$\Box$

ここで、求められた2階の微分方程式を連立1階微分方程式に直すため、 便宜上以下のようにおく。

$$\begin{eqnarray*} C_i &=& \cos(\theta_1+\beta_i-\theta_i) = \cos\beta_i\cos(\th... ..._{O_1} + \sum_{i=2}^n m_i b_i^2 \\ I_i &=& I_{G_i} + m_i c_i^2 \end{eqnarray*}$$

$$I_{1,\ldots,n} \ddot\theta_1 + m_1 g c_1\sin\theta_1 + \sum_{i=2}... ...) + \sum_{i=2}^n m_i b_ic_i \left( C_i\ddot\theta_i + S_i\dot\theta_i^2 \right) = 0$$ (118)

$$I_{d} \ddot\theta_d + m_d g c_d\sin\theta_d + m_d b_dc_d \left( C_d\ddot\theta_1 - S_d\dot\theta_1^2 \right) = 0$$ (119)

上式を整理すると,

$$\begin{eqnarray*} I_{1,\ldots,n}\ddot\theta_1 + \sum_{i=2}^n m_i b_ic_i C_i\ddo... ...heta_1 &=& m_d b_dc_d S_d\dot\theta_1^2 - m_d g c_d\sin\theta_d \end{eqnarray*}$$

$$\begin{eqnarray*} m_d b_dc_d C_d\ddot\theta_d + \frac{ m_d b_dc_d C_d}{I_d} m_d... ...ot\theta_1^2 - \frac{ m_d b_dc_d C_d}{I_d}m_d g c_d\sin\theta_d \end{eqnarray*}$$

$$\Downarrow$$

$$\ddot\theta_1 = \frac{\displaystyle{\left\{ \begin{array}{l} \displaystyle{ -\sum... ...\displaystyle{I_{1,\ldots,n}- \sum_{i=2}^n \frac{m_i^2 b_i^2c_i^2 C_i^2}{I_i}}}$$ (120)

$$\begin{eqnarray*} I_{d}\ddot\theta_d &=& m_d b_dc_d S_d\dot\theta_1^2 - m_d g c... ...ts,n}- \sum_{i=2}^n \frac{ m_i b_ic_i C_i}{I_i} m_i b_ic_i C_i}} \end{eqnarray*}$$

$$\Downarrow$$

$$\ddot\theta_d = \frac{\displaystyle{\left\{ \begin{array}{l} \displaystyle{ -m_d ... ...yle{\sum_{i=2}^n \frac{m_i^2 b_i^2c_i^2 C_i^2}{I_i}I_{d}- I_{1,\ldots,n}I_{d}}}$$ (121)

となる。さらに、

$$\vartheta_1 = \dot\theta_1, \qquad \vartheta_d = \dot\theta_d$$

とおくことにより以下の連立1階微分方程式を得る⁷。

$$\dot\theta_1 = \vartheta_1$$ (122)

$$\dot\theta_d = \vartheta_d$$ (123)

$$\dot\vartheta_1 = \frac{\displaystyle{\left\{ \begin{array}{l} \displaystyle{ -\sum... ...\displaystyle{I_{1,\ldots,n}- \sum_{i=2}^n \frac{m_i^2 b_i^2c_i^2 C_i^2}{I_i}}}$$ (124)

$$\dot\vartheta_d = \frac{\displaystyle{\left\{ \begin{array}{l} \displaystyle{ -m_d ... ...yle{\sum_{i=2}^n \frac{m_i^2 b_i^2c_i^2 C_i^2}{I_i}I_{d}- I_{1,\ldots,n}I_{d}}}$$ (125)

$\Box$ また、各々の角速度に比例する抵抗などの減衰 や強制振動のような外力 がある場合は、 $\dot\theta_1,\dot\theta_d(d=2,\ldots,n)$それぞれに対する減衰定数を $\lambda_1,\lambda_d$、外力を $\sigma_1,\sigma_d$ とすると、 $\theta_1,\theta_d(d=2,\ldots,n)$に関するラグランジュ運動方程式は式 (117),(118)から、

$${%% \left( I_{O_1} + \sum_{i=2}^n m_i b_i^2 \right) \ddot\theta_1 + m_1 g c_1\sin\theta_1 + \sum_{i=2}^n m_i g b_i\sin(\theta_1+\beta_i) }$$

$$+ \sum_{i=2}^n m_i b_ic_i\left\{ \ddot\theta_i\cos(\theta_1+\beta... ..._i^2\sin(\theta_1+\beta_i-\theta_i) \right\} = \sigma_1 - \lambda_1\dot\theta_1$$ (126)

$${%% \left( I_{G_d} + m_d c_d^2 \right) \ddot\theta_d + m_d g c_d\sin\theta_d }$$

$$+ m_d b_dc_d\left\{ \ddot\theta_1\cos(\theta_1+\beta_d-\theta_d) ... ..._1^2\sin(\theta_1+\beta_d-\theta_d) \right\} = \sigma_d - \lambda_d\dot\theta_d$$ (127)

となる。 $\Box$

よって、式(123)-(126)に対応する減衰 や外力 がある場合の連立一階微分方程式は以下のようになる⁸。

$$\dot\theta_1 = \vartheta_1$$ (128)

$$\dot\theta_d = \vartheta_d$$ (129)

$$\dot\vartheta_1 = \frac{\displaystyle{\left\{ \begin{array}{l} \displaystyle{ -\sum... ...\displaystyle{I_{1,\ldots,n}- \sum_{i=2}^n \frac{m_i^2 b_i^2c_i^2 C_i^2}{I_i}}}$$ (130)

$$\dot\vartheta_d = \frac{\displaystyle{\left\{ \begin{array}{l} \displaystyle{ -m_d ... ...yle{\sum_{i=2}^n \frac{m_i^2 b_i^2c_i^2 C_i^2}{I_i}I_{d}- I_{1,\ldots,n}I_{d}}}$$ (131)

$\Box$ ［補足］ ハミルトンの正準方程式の導出

ここで、運動エネルギー$T$を以下のように表す。

$$T = \frac12 \dot{\bm\theta}^\top {R} \dot{\bm\theta}$$ (132)

但しここで、 $\bm\theta\in\mathbb{R}^n$、

$${R} = \left(\begin{array}{c\vert ccc} I_{1,\ldots,n}&\ldot... ..._d C_d& & I_{d}& \\ \vdots& 0 & &\ddots \end{array} \right)$$ (133)

である。すると、角運動量$\bm{p}$は、 と表される。ハミルトニアン$H$は

$$H = \frac12 \bm{p}^\top {R}^{-1} \bm{p} + U$$ (134)

であり、ハミルトニアン$H$からハミルトンの正準方程式を得るには以下

$$\dot{\bm\theta} = \frac{\partial H}{\partial \bm{p}} = \frac{\partial}{\partial \bm{p}} \left( \frac12 \bm{p}^\top {R}^{-1} \bm{p} + U \right)$$

$$= {R}^{-1} \bm{p}$$ (135)

$$\dot{\bm{p}} = - \frac{\partial H}{\partial \bm\theta} + \bm{F} = - \frac{\parti... ...tial \bm\theta} \left( \frac12 \bm{p}^\top {R}^{-1} \bm{p} + U \right) + \bm{F}$$

$$= - \frac12 \frac{\partial}{\partial \bm\theta} \left( \bm{p}^\top {R}^{-1} \bm{p} \right) - \frac{\partial U}{\partial \bm\theta} + \bm{F}$$

$$= \frac12 \frac{\partial}{\partial \bm\theta} \left( \dot{\bm\theta... ...op {R} \dot{\bm\theta} \right) - \frac{\partial U}{\partial \bm\theta} + \bm{F}$$ (136)

の関係式を用いればよい。 ちなみに$\bm{F}$は、前述の抵抗や外力がある場合は、

$$\bm{F} = \left[\begin{array}{c} \vdots\\ \sigma_d - \lambda_d\dot\theta_d \\ \vdots \end{array} \right]$$ (137)

さもなくば${F}_d=0$($d=1,\ldots,n$)である。

具体的に求めると、ハミルトンの正準方程式は以下のようになる。

$$\dot{\bm\theta} = {R}^{-1} \bm{p}$$

$$\dot\theta_1 = \frac{\displaystyle{{p}_1 - \sum_{i=2}^n \frac{ m_... ...\displaystyle{I_{1,\ldots,n}- \sum_{i=2}^n \frac{m_i^2 b_i^2c_i^2 C_i^2}{I_i}}}$$ (138)

$$\dot\theta_d = \frac{\displaystyle{ \left( \sum_{i=2}^n \frac{m_i... ...yle{\sum_{i=2}^n \frac{m_i^2 b_i^2c_i^2 C_i^2}{I_i}I_{d}- I_{1,\ldots,n}I_{d}}}$$ (139)

$$\dot{\bm{p}} = \frac12 \frac{\partial}{\partial \bm\theta} \left( \dot{\bm\theta... ...bm\theta}, \ldots \right)^\top - \frac{\partial U}{\partial \bm\theta} + \bm{F}$$

$$\dot{p}_1 = -\sum_{i=2}^n m_i b_ic_i S_i\dot\theta_1\dot\theta_i ... ... c_1\sin\theta_1 + \sum_{i=2}^n m_i g b_i\sin(\theta_1+\beta_i) \right\}+ {F}_1$$ (140)

$$\dot{p}_d = m_d b_dc_d S_d\dot\theta_1\dot\theta_d - m_d g c_d\sin\theta_d + {F}_d$$ (141)

$\Box$ ［発展］ 動座標系におけるラグランジュ運動方程式及びハミルトンの正準方程式の導出

$O_1$が時変の位置 $\bm{\Gamma}=(\Gamma_x, \Gamma_y)$によって動くことに より、振り子が強制振動される場合を考える。 $i$番目の質点の位置ベクトルを $\bm{r}_i=(x_{G_i},y_{G_i})$として、この 動座標系における運動エネルギー$T$は、

$$T = \frac12\sum_{i=1}^n m_i\vert\dot{\bm{r}}_i\vert^2 + ... ...bm{r}}_i + \frac12\sum_{i=1}^n m_i\vert\dot{\bm\Gamma}\vert^2$$ (142)

となり、位置エネルギー$U$は、

$$U = \sum_{i=1}^n m_i g y_{G_i} + \sum_{i=1}^n m_i g \Gamma_y$$ (143)

となる。ここで、

$$\sum_{i=1}^n m_i\dot{\bm\Gamma}^\top\dot{\bm{r}}_i = m_1 (\dot\Gamma_x, \dot\Gamma_y)\left[\begin{array}{c} c_1\dot\th... ...ot\theta_1\sin(\theta_1+\beta_i)+c_i\dot\theta_i\sin\theta_i \end{array}\right]$$

$$= \left[\begin{array}{c} \displaystyle{m_1 c_1 \left(\dot\Gamma_x\c... ...ots\\ \dot\theta_i\\ \vdots \end{array}\right] = \bm{p}_O^\top\dot{\bm\theta}$$

とおくと、ラグランジュ関数$L$は$L=T-U$より、

$$L = \frac12 \dot{\bm\theta}^\top {R} \dot{\bm\theta} + \bm{p}_O^\top\dot{\bm\theta} + \frac12\sum_{i=1}^n m_i\vert\dot{\bm\Gamma}\vert^2 - U$$ (144)

となり、ラグランジュ運動方程式は、

$${R} \ddot{\bm\theta} + \dot{R} \dot{\bm\theta} + \frac{\p... ...heta}\right) + \frac{\partial U}{\partial\bm\theta} = \bm{F}$$ (145)

となる。但しここで、

$$\frac{\partial \bm{p}_O}{\partial t} = \left[\begin{array... ...dot\Gamma_y\sin\theta_i\right)}\\ \vdots \end{array}\right]$$ (146)

である。 この場合の角運動量$\bm{p}$は、 であるので、 より、ハミルトニアン$H$は、

$$H = \frac12 \left( \bm{p} - \bm{p}_O \right)^\top {R}^{-1} ... ...ight) + \frac12\sum_{i=1}^n m_i\vert\dot{\bm\Gamma}\vert^2 + U$$ (147)

であり、ハミルトニアン$H$からハミルトンの正準方程式を得るには以下

$$\dot{\bm\theta} = \frac{\partial H}{\partial \bm{p}} = \frac{\partial}{\partial \bm... ...{p}_O \right) + \frac12\sum_{i=1}^n m_i\vert\dot{\bm\Gamma}\vert^2 + U \right\}$$

$$= {R}^{-1} \left( \bm{p} - \bm{p}_O \right)$$ (148)

$$\dot{\bm{p}} = - \frac{\partial H}{\partial \bm\theta} + \bm{F} = - \frac{\parti... ...ght) + \frac12\sum_{i=1}^n m_i\vert\dot{\bm\Gamma}\vert^2 + U \right\} + \bm{F}$$

$$= - \frac12 \frac{\partial}{\partial \bm\theta} \left\{ \left( \bm{... ...p} - \bm{p}_O \right) \right\} - \frac{\partial U}{\partial \bm\theta} + \bm{F}$$

$$= - \left( \frac12 \left( \bm{p} - \bm{p}_O \right)^\top \frac{\par... ..._O \right) ,\ldots\right)^\top - \frac{\partial U}{\partial \bm\theta} + \bm{F}$$

$$= - \left( - \frac12 \dot{\bm\theta}^\top \frac{\partial {R}}{\part... ...\bm\theta} ,\ldots\right)^\top - \frac{\partial U}{\partial \bm\theta} + \bm{F}$$

$$= \frac12 \frac{\partial}{\partial \bm\theta} \left( \dot{\bm\theta... ...O^\top \dot{\bm\theta} \right) - \frac{\partial U}{\partial \bm\theta} + \bm{F}$$ (149)

の関係式を用いればよい。但しここで、

$$\frac{\partial}{\partial \bm\theta}\left( \bm{p}_O^\top \dot... ...os\theta_i\right) \dot\theta_i}\\ \vdots \end{array}\right]$$ (150)

である。

... とおくことにより以下の連立1階微分方程式を得る⁷

確認のために $n=2$として書き下すと、これは確かに式 (74)-(77)に対応する。

... がある場合の連立一階微分方程式は以下のようになる⁸

確認のために $n=2$として書き下すと、これは確かに式 (80)-(83)に対応する。

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