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電気回路学Ⅱ
エネルギーインテリジェンスコース
5セメ
山田 博仁
講義日程と内容
山
田
大
寺
先
生
日程 (回目)
4/8 (第1回)
4/15 (第2回)
4/22 (第3回)
5/9 (第4回)
5/13 (第5回)
5/20 (第6回)
5/27 (第7回)
6/3 (第8回)
6/10 (第9回)
6/17 (第10回)
6/24 (第11回)
7/1 (第12回)
7/8 (第13回)
7/15 (第14回)
7/22 (第15回)
講義内容
教科書の章との対応
RL, RC回路の過渡現象
2.1, 2.2
RLC回路の過渡現象
2.3, 2.4
ラプラス変換
5.1, 5.2
過渡現象とラプラス変換
6.1～6.2
過渡現象とラプラス変換の続きと演習
6.3
まとめと演習
6章の章末問題
過渡関数波、周期波、時間域・周波数域解析
5.3～5.5, 7.1
微分、積分回路、二次系の伝達特性
7.2 ～7.4
RLC回路、インパルス・ステップ・任意波形応答 7.5, 7.7～7.9
フーリエ変換
4.1, 4.2
フーリエ変換、信号波解析
4.3
フーリエ変換と演習
4.5
歪波交流
3.1, 3.2
歪波交流回路の計算と演習
3.4
まとめと演習
定期試験
過渡関数波
過渡関数波とは?
単位ステップや単位インパルスを、時間微分或いは積分した関数で表される一連
の波形を過渡関数波と呼ぶ。
単位ステップと単位インパルス
図(a)の波形を時間 t で微分すると図(b)の波形を得る。
a → 0 の極限を考えると、図(a)の波形は単位ステップ
u–1(t) となり、図(b)の波形は単位インパルス u0(t) となる。
1
0
t
a
(a)
1
a
0
即ち、
du1 (t )
 u0 (t )
dt
1
 du (t ) 
￡ 1   s￡u1 (t ) u1 (0)  s   0  1 ￡u0 (t )
s
 dt 
t
a
(b)
過渡関数波
単位ダブレット
図(a)の三角波を時間微分すると、図(b)のような正および負の方形波が続いて現
~
~
~
れる波形となる。これを u1(t ) で表せば、 u1(t ) の時間積分は 0 となるが、 u1(t )
の1次モーメント tu~1 (t ) を考えると、図(d)のようにその時間積分は −1 となることが
~ (t) u (t) を考えると、図(c)のように
分かる。そこで、a → 0 の極限を考えて、 u
1
1
高さは無限に高く、幅が無限に小さい正と負のインパルスが、t = 0 の時刻に同時
に存在する波形となる。これを単位ダブレット u1(t)と呼び、その1次モーメントは−1

となる。  tu1 (t )dt  1
また、単位ダブレットは単位インパルスを時間微分した
 du0 (t ) 
 s となる。

 dt 
ものであるから、そのラプラス変換は、 ￡u1 (t ) ￡
1 u~1(t)
a2
1
a
0 a 2a
0 a 2a
(a)
t

~
1 tu1 (t )
a
+∞ u1(t )
t
a→0
0
t
0 a 2a
1
a
2

a

1
a2
–∞
(b)
単位ダブレット
(c)
(d)
t
過渡関数波
高次の特異波形
単位インパルス u0(t) を k 回微分した特異な関数を uk(t) で表す。それは、正負
のインパルスが時刻 t = 0 に同時に k + 1 個 発生する波形である。
その k 次モーメントは、
nk
nk
 0
 t uk (t)dt  (1)k k!
 n
であり、有限確定値をとる。
また、ラプラス変換は、 ￡uk (t)  sk となる。
+∞ u1(t)
0
–∞
単位ダブレット
+∞ u2(t)
t
t で微分
0
–∞
単位トリプレット
t = 0 で同時
t
+∞ u3(t)
t で微分
0
–∞
t
過渡関数波
単位ランプ
単位インパルス u0(t) を k 回積分して得られる関数を u–k(t) で表す。1回積分した
ものは、図(a)の単位ステップ u–1(t) で、2回積分したものは図(b)に示すように、
時刻 t = 0 から直線的に増加する波形であり、 3回積分したものは図(c)に示すよ
うに、時刻 t = 0 から放物線的に増加する波形となる 。これら一群の関数を単位
ランプと呼ぶ。
t k 1
uk (t ) 
u (t ), k  1, 2, 
(k 1)! 1
u–1(t)
u–2(t)
t で積分
1
0
t
(a) 単位ステップ u−1(t)
u–3(t)
t で積分
1
0
1
t
(b) 単位半無限ランプ u–2(t)
1
0
1
t
(c) 単位放物線ランプ u–3(t)
過渡関数波
単位ランプのラプラス変換は、
t
t
t
￡uk (t ) ￡ uk 1 (t )dt ￡  u0 (t )(dt)k   s k
 0

 0 0

例 5.3.1
となる。
例 5.3.2
時刻 t = 0 に突然現れる正弦波
sinωt
f(t) が t = a で連続なら、
単位インパルス u0(t) を用いて


u (t  a) f (t )dt  f (a)
 0
の関係が成り立つ。
u−1(t)
u−1(t)sinωt
過渡関数波のまとめ
+∞ u2(t)
s2
+∞ u1(t)
s
t で積分
t
0
t で微分
1
t で微分
t
0
–∞
–∞
単位ダブレット
単位トリプレット
t で積分
u–1(t)
1
s
t
(a) 単位ステップ u–1(t)
単位インパルス
これらのラプラス変換は、
t で微分
u–2(t)
1
0
u0(t)
t で積分
t
0
+∞
1
s2
￡uk (t)  sk で与えられる
1
u–3(t)
s3
t で積分
t で積分
t で微分 1
t で微分 1
0
1
t
(b) 単位半無限ランプ u–2(t)
0
1
t
(c) 単位放物線ランプ u–3(t)
周期関数のラプラス変換
時間的に繰り返す波形(周期関数)のラプラス変換
−∞ から時刻 t = 0 まで f(t) = 0 で、t > 0 では周期 T をもって同じ波形が繰り返さ
れるようなとき、その波形 f(t) を、0 < t < T の1周期の間でのみ f(t) に等しく、そ
れ以外の全ての時刻 t では 0 になる波形 f0(t) をもって表せば、
f (t )  f0 (t )  f0 (t  T )  f0 (t  2T )  
となる。従ってラプラス変換 F(s) は、変位定理を用いて、




F (s)   f (t )e dt   f 0 (t )e dt   f 0 (t  T )e dt   f 0 (t  2T )est dt  
 st
0
 st
0
 st
0
0
 F0 (s)  F0 (s)esT  F0 (s)e2sT    (1  esT  e2sT  ) F0 (s)
F ( s)
 0 sT
f(t)
f0(t)
1 e

st
st
ただし、 F0 (s)  0 f0 (t )e dt  0 f (t )e dt
T
￡ f0 (t )
あるいは、 ￡ f (t ) 
である。
1 esT
0
F0(s) を、ウェイデリッチによる定常ラプラス変換と呼ぶ。
T
2T
3T
t
周期関数のラプラス変換
例 5.4.1
f0(t)
図に示すように、 t < 0 で 0、t > 0 では
方形波が繰り返すような波形のラプラ
ス変換 F(s) は、
1
0
T
2
3
T
2
T

2T
T
2
0
F0 (s)   f0 (t )e dt  
st
0
5
T
2
F ( s) 
T
2
1 e
1

T
s 
s 1  esT

s1  e 2 




T
2
T
s 
e 
1
e dt     1  e 2 
  s 0 s 

st
従って、
s

 1
f 0 (t )  
 0

t
st
T
2
T
t  0,  t
2
0t 
として、
展開定理
展開定理
F(s) のラプラス逆変換を求めるにあたり、 F(s) を部分分数に展開し、展開式の各項
についてラプラス逆変換するのが便利。例えば、
 1 
1  1 1 1  1 1  1  1 1 at 1
1  1  1
at
￡1 

￡



e

1

e

  ￡    ￡ 



a
 a  s s  a  a  s  a  s  a  a a
 s(s  a) 

(1) F(s) が1位の極のみからなるとき
F ( s) 
C
C
C1
C
 2  3   n
s  s1 s  s2 s  s3
s  sn
と書ける。
ここで、sj(j = 1, 2, ‥‥, n) は F(s) の1位の極であり、Cj(j = 1, 2, ‥‥, n) は極 sj の
留数である。


C j  s  s j F (s) ss
従って、
j
 1  s jt
￡ 
e
s

s

j

1

f (t ) ￡ F (s)   C j e
1
n
j 1
s jt
より、 F(s) のラプラス逆変換は、
 s  s F(s)e 
n
st
j 1
j
s s j
となる。

展開定理
展開定理
(2) F(s) が2位以上の極をもつとき
F(s) を部分分数に展開(s = s1 でローラン展開)して、
C1k1
C13
C11
C12
F (s) 


 
 F1 (s) と書ける。
k1
k1 1
k1 2
s

s
s  s1  s  s1 
s  s1 
1
ここで、F1(s) はもはや、s1 に極を持たない有理関数であり、C1j(j = 1, 2, ‥‥, k1)
は定数である。従って、


t k1 1
t k1 2
t2
t
f (t )  C11
 C12
  C1k1 2  C1k1 1  C1k1 es1t ￡1F1 (s)
k1  2!
2!
1!
 k1 1!

k1
t k1  j es1t
  C1 j
￡1F1 (s)
となる。
k1  j !
j 1
s1 以外の極 s2, s3,‥‥, sn についても、同様のことを F1(s) について行えばよい。
回路網関数
微積分方程式とラプラス変換
全ての初期条件を 0 (i(0) = 0, q(0) = 0)と置いてしまえば、励振 e(t) および応答 i(t)
は、それぞれのラプラス変換 E(s) および I(s) に(ほぼ)1対1対応する。従って、e(t)
および i(t) で考える代わりに E(s) および I(s) で考えて、これらラプラス変換したも
のも励振および応答と呼んでいる。
また、全ての初期条件を 0 としたとき、Z(s) = E(s)/I(s) をインピーダンス関数、Y(s)
= I(s)/E(s) をアドミタンス関数と呼んでいたが、より一般的には次のように定義する。
静止の状態にある(全ての初期条件を 0 とした)回路に励振を加えたとき、応答の
ラプラス変換と励振のラプラス変換との比を回路網関数という。
(応答のラプラス変換) = (回路網関数)×(励振のラプラス変換)
回路網関数(network function)の代わりにシステム関数(system function)、伝達関
数(transfer function)などと呼ぶこともある。
回路網関数は、対象としている回路網の構造を与えれば一意に定まる。
回路網関数
回路網関数には、(電圧)/(電流)を表すインピーダンス関数(impedance function)、
(電流)/(電圧)を表すアドミタンス関数(admittance function)、さらにまた励振と応
答が同じ節点対(端子対)で測られるとき駆動点関数(driving-point function)、異な
る節点対(端子対)で測られるとき伝達関数と呼ばれる。
例えば以下の回路網において、
V1(s)/I1(s), V2(s)/I2(s)は、駆動点インピーダンス関数
I1(s)/V1(s), I2(s)/V2(s)は、駆動点アドミタンス関数
V1(s)/I2(s), V2(s)/I1(s)は、伝達インピーダンス関数
である。
I1(s)/V2(s), I2(s)/V1(s)は、伝達アドミタンス関数
I1(s)
V1(s)
I2(s)
回路網
V2(s)
複素記号演算との関係
回路網関数を H(s) とすると、s を jω で置き換えた H(jω) は、複素記号演算で得ら
れるインピーダンスやアドミタンスと一致する。即ち、ラプラス変換による演算で定
義される回路網関数 H(s) は、複素記号演算で定義される回路網関数 H(jω) を拡
張したもので、s ↔ jω で相互に置き換わる。
A cos(t   )  Aˆ e jt  Aˆ est 

d dt
 j
 s 
 dt  1 j  1 s 
線形電気回路の時間域解析
微分方程式またはラプラス変換による時間域解析のプロセスを下図に示す。
(微分方程式の標準的解法)
e(t)
i(t)
(ラプラス変換)
(初期条件の導入)
E(s)
(Y(s)E(s))
(代数演算)
周波数域解析
時間域解析
I(s)
(ラプラス逆変換)
時間域解析と周波数域解析
線形電気回路の解析にラプラス変換を用いれば、初期条件も導入しながら、多くの
関数のラプラス変換がラプラス変換表を用いて機械的に行える。その後、s 関数の
代数演算によって応答のラプラス変換を求め、ラプラス変換表を用いてラプラス逆
変換を行えば、時間応答が求められる。
ラプラス変換による演算法は、ヘビサイド(Oliver Heaviside)によって導入された
ヘビサイドの演算子法を数学的に明確にする過程で変形されたもの。
時間域解析と周波数域解析
時間 t の関数としての励振 e(t) に対する回路網の応答 i(t) を求めることを、時間
域解析 (time domain analysis)と呼んでいる。これに対し、e(t), i(t) のラプラス変
換 E(s) と I(s) の関係を求めることを周波数域解析 (frequency domain
analysis)と言う。周波数域解析では、一般的には初期条件を考慮しない。全ての
初期条件を 0 として扱う。
周波数域解析における重ねの理
周波数域解析における重ね合わせの理と初期条件
周波数域解析で初期条件を扱う必要のある場合には、初期条件に関連した項を
強制振動項と同格に扱い、強制振動の一成分であると考える。
RLC直列回路を例に見てみると、回路方程式のラプラス変換は、
E(s)  RI (s)  LsI (s)  i(0) 
1
I (s)  q(0) で表されるから、
sC
1

) I1 (s)  E(s) 
sC
1
q(0) 
(sL  R  ) I 2 (s)  
 I1 (s)  I 2 (s)  I3 (s)  I (s) が成り立つ。
sC
sC 
1
(sL  R  ) I 3 (s)  Li(0) 

sC
q(0)
即ち、 E(s), 
, Li(0) を各々独立した励振と見なした場合の応答
sC
I1 (s), I 2 (s), I3 (s) に対して、重ね合わせの理が成り立つ。
(sL  R 