Матрица вращения - Rotation matrix

В линейная алгебра, а матрица вращения это матрица преобразования который используется для выполнения вращение в Евклидово пространство. Например, используя приведенное ниже соглашение, матрица

${\displaystyle R={\begin{bmatrix}\cos \theta &-\sin \theta \\\sin \theta &\cos \theta \\\end{bmatrix}}}$

вращает точки в ху-плоскость против часовой стрелки на угол θ с уважением к Икс ось вокруг начала координат двумерного Декартова система координат. Выполнить поворот на плоской точке со стандартными координатами v = (x, y), его следует записать как вектор столбца, и умноженный по матрице р:

${\displaystyle R{\textbf {v}}\ =\ {\begin{bmatrix}\cos \theta &-\sin \theta \\\sin \theta &\cos \theta \end{bmatrix}}\cdot {\begin{bmatrix}x\\y\end{bmatrix}}\ =\ {\begin{bmatrix}x\cos \theta -y\sin \theta \\x\sin \theta +y\cos \theta \end{bmatrix}}.}$

Примеры в этой статье относятся к активный вращения векторов против часовой стрелки в правая система координат (у против часовой стрелки от Икс) к предварительное умножение (р слева). Если какой-либо из них изменяется (например, вращающиеся оси вместо векторов, пассивный трансформация), то обратный матрицы примера, которая совпадает с ее транспонировать.

Поскольку умножение матриц не влияет на нулевой вектор (координаты начала координат), матрицы вращения описывают вращения относительно начала координат. Матрицы вращения предоставляют алгебраическое описание таких вращений и широко используются для вычислений в геометрия, физика, и компьютерная графика. В некоторой литературе термин вращение обобщается, чтобы включать неправильные вращения, характеризуемый ортогональными матрицами с детерминант −1 (вместо +1). Они сочетают правильный вращения с размышления (которые инвертируют ориентация ). В остальных случаях, когда отражения не учитываются, метка правильный могут быть отброшены. В этой статье соблюдается последнее соглашение.

Матрицы вращения квадратные матрицы, с настоящий записи. Более конкретно, их можно охарактеризовать как ортогональные матрицы с детерминант 1; то есть квадратная матрица р является матрицей вращения тогда и только тогда, когда р^Т = р⁻¹ и Det р = 1. В набор всех ортогональных матриц размера п с определителем +1 образует группа известный как специальная ортогональная группа ТАК(п), одним из примеров которых является группа вращения SO (3). Множество всех ортогональных матриц размера п с определителем +1 или −1 образует (общий) ортогональная группа O (п).

В двух измерениях

Поворот вектора на угол против часовой стрелки θ. Вектор изначально выровнен по Икс-ось.

В двух измерениях стандартная матрица вращения имеет следующий вид:

${\displaystyle R(\theta )={\begin{bmatrix}\cos \theta &-\sin \theta \\\sin \theta &\cos \theta \\\end{bmatrix}}}$.

Это вращается векторы-столбцы с помощью следующих матричное умножение,

${\displaystyle {\begin{bmatrix}x'\\y'\\\end{bmatrix}}={\begin{bmatrix}\cos \theta &-\sin \theta \\\sin \theta &\cos \theta \\\end{bmatrix}}{\begin{bmatrix}x\\y\\\end{bmatrix}}}$.

Таким образом, новые координаты (Икс′, у′) точки (Икс, у) после вращения

${\displaystyle {\begin{aligned}x'&=x\cos \theta -y\sin \theta \,\\y'&=x\sin \theta +y\cos \theta \,\end{aligned}}}$.

Примеры

Например, когда вектор ${\displaystyle \mathbf {\hat {x}} ={\begin{bmatrix}1\\0\\\end{bmatrix}}}$ поворачивается на угол ${\displaystyle \theta }$, его новые координаты ${\displaystyle {\begin{bmatrix}\cos \theta \\\sin \theta \\\end{bmatrix}}}$,

и когда вектор ${\displaystyle \mathbf {\hat {y}} ={\begin{bmatrix}0\\1\\\end{bmatrix}}}$ поворачивается на угол ${\displaystyle \theta }$, его новые координаты ${\displaystyle {\begin{bmatrix}-\sin \theta \\\cos \theta \\\end{bmatrix}}}$

Направление

Направление вращения вектора - против часовой стрелки, если θ положительно (например, 90 °), и по часовой стрелке, если θ отрицательно (например, -90 °). Таким образом, матрица вращения по часовой стрелке находится как

${\displaystyle R(-\theta )={\begin{bmatrix}\cos \theta &\sin \theta \\-\sin \theta &\cos \theta \\\end{bmatrix}}\,}$.

Двумерный случай - единственный нетривиальный (то есть не одномерный) случай, когда группа матриц вращения является коммутативной, поэтому не имеет значения, в каком порядке выполняются множественные вращения. Альтернативное соглашение использует вращающиеся оси,^[1] и указанные выше матрицы также представляют собой поворот оси по часовой стрелке под углом θ.

Нестандартная ориентация системы координат

Поворот на угол θ с нестандартными осями.

Если стандарт правша Декартова система координат используется, с Икс-ось вправо и у-ось вверх, вращение р(θ) против часовой стрелки. Если используется левая декартова система координат, с Икс направлен вправо, но у направлен вниз, р(θ) по часовой стрелке. Такие нестандартные ориентации редко используются в математике, но распространены в 2D компьютерная графика, которые часто имеют начало в верхнем левом углу и у-ось вниз по экрану или странице.^[2]

Видеть ниже для других альтернативных соглашений, которые могут изменить направление вращения, производимое матрицей вращения.

Общие вращения

Особенно полезны матрицы ${\displaystyle {\begin{bmatrix}0&-1\\[3pt]1&0\\\end{bmatrix}}}$, ${\displaystyle {\begin{bmatrix}-1&0\\[3pt]0&-1\\\end{bmatrix}}}$, ${\displaystyle {\begin{bmatrix}0&1\\[3pt]-1&0\\\end{bmatrix}}}$ для вращения на 90 °, 180 ° и 270 ° против часовой стрелки.

Поворот на 180 ° (посередине) с последующим положительный поворот на 90 ° (слева) эквивалентен одиночному отрицательному повороту на 90 ° (положительный 270 °) (справа). Каждая из этих фигур изображает результат вращения относительно вертикального начального положения (внизу слева) и включает в себя матричное представление перестановки, применяемой вращением (в центре справа), а также другие связанные диаграммы. Видеть "Нотация перестановок" в Викиверситете для подробностей.

Сложные плоскости в M (2, ℝ)

С ${\displaystyle {\begin{pmatrix}0&1\\-1&0\end{pmatrix}}^{2}\ =\ {\begin{pmatrix}-1&0\\0&-1\end{pmatrix}},}$ плоскость матриц ${\displaystyle {\begin{pmatrix}x&y\\-y&x\end{pmatrix}}}$ изоморфен плоскость комплексных чисел ℂ, а указанная выше матрица вращения является точкой на ее единичный круг, который действует на плоскости как поворот на θ радиан.

Позволять ${\displaystyle T\ =\ \{{\begin{pmatrix}a&b\\c&-a\end{pmatrix}}:a^{2}+bc+1=0\}.}$ Можно показать, что ${\displaystyle m\in T\implies m^{2}=-1,}$ отрицание единичной матрицы, и ${\displaystyle P_{m}=\{xI+ym:x,y\in R\}}$ является плоскостью матриц, изоморфной ℂ. Тогда согласно Формула Эйлера, любой

${\displaystyle g\ =\ \exp(\theta m)\ =\ \cos(\theta )I+m\sin(\theta )}$ матрица вращения.

Дополнительные сведения о числовых плоскостях в M (2, ℝ) и их типах вращения см. 2 × 2 вещественные матрицы.

В трех измерениях

Смотрите также: Формализмы вращения в трех измерениях

Положительное вращение на 90 ° вокруг у-ось (слева) после один вокруг z-axis (в центре) дает поворот на 120 ° вокруг главной диагонали (справа).
В верхнем левом углу находятся матрицы вращения, в правом нижнем углу - соответствующие перестановки куба с началом координат в его центре.

Основные вращения

Базовое вращение (также называемое элементарным вращением) - это вращение вокруг одной из осей системы координат. Следующие три основные матрицы вращения поворачивают векторы на угол. θ о Икс-, у-, или же z-оси в трех измерениях, используя правило правой руки - который кодифицирует их чередующиеся знаки. (Эти же матрицы могут также представлять вращение осей по часовой стрелке.^{[nb 1]})

${\displaystyle {\begin{alignedat}{1}R_{x}(\theta )&={\begin{bmatrix}1&0&0\\0&\cos \theta &-\sin \theta \\[3pt]0&\sin \theta &\cos \theta \\[3pt]\end{bmatrix}}\\[6pt]R_{y}(\theta )&={\begin{bmatrix}\cos \theta &0&\sin \theta \\[3pt]0&1&0\\[3pt]-\sin \theta &0&\cos \theta \\\end{bmatrix}}\\[6pt]R_{z}(\theta )&={\begin{bmatrix}\cos \theta &-\sin \theta &0\\[3pt]\sin \theta &\cos \theta &0\\[3pt]0&0&1\\\end{bmatrix}}\end{alignedat}}}$

За вектор-столбец, каждое из этих основных вращений вектора появляется против часовой стрелки, когда ось, вокруг которой они происходят, указывает на наблюдателя, система координат правая, а угол θ положительный. р_z, например, повернулся бы к у-ось вектор, выровненный с Икс-ось, что легко проверить, работая с р_z на векторе (1,0,0):

${\displaystyle R_{z}(90^{\circ }){\begin{bmatrix}1\\0\\0\\\end{bmatrix}}={\begin{bmatrix}\cos 90^{\circ }&-\sin 90^{\circ }&0\\\sin 90^{\circ }&\quad \cos 90^{\circ }&0\\0&0&1\\\end{bmatrix}}{\begin{bmatrix}1\\0\\0\\\end{bmatrix}}={\begin{bmatrix}0&-1&0\\1&0&0\\0&0&1\\\end{bmatrix}}{\begin{bmatrix}1\\0\\0\\\end{bmatrix}}={\begin{bmatrix}0\\1\\0\\\end{bmatrix}}}$

Это похоже на вращение, производимое вышеупомянутой двумерной матрицей вращения. Видеть ниже для альтернативных соглашений, которые могут явно или фактически изменить направление вращения, производимое этими матрицами.

Общие ротации

Другие матрицы вращения могут быть получены из этих трех, используя матричное умножение. Например, товар

${\displaystyle R=R_{z}(\alpha )\,R_{y}(\beta )\,R_{x}(\gamma )={\overset {\text{yaw}}{\begin{bmatrix}\cos \alpha &-\sin \alpha &0\\\sin \alpha &\cos \alpha &0\\0&0&1\\\end{bmatrix}}}{\overset {\text{pitch}}{\begin{bmatrix}\cos \beta &0&\sin \beta \\0&1&0\\-\sin \beta &0&\cos \beta \\\end{bmatrix}}}{\overset {\text{roll}}{\begin{bmatrix}1&0&0\\0&\cos \gamma &-\sin \gamma \\0&\sin \gamma &\cos \gamma \\\end{bmatrix}}}}$

${\displaystyle R={\begin{bmatrix}\cos \alpha \cos \beta &\cos \alpha \sin \beta \sin \gamma -\sin \alpha \cos \gamma &\cos \alpha \sin \beta \cos \gamma +\sin \alpha \sin \gamma \\\sin \alpha \cos \beta &\sin \alpha \sin \beta \sin \gamma +\cos \alpha \cos \gamma &\sin \alpha \sin \beta \cos \gamma -\cos \alpha \sin \gamma \\-\sin \beta &\cos \beta \sin \gamma &\cos \beta \cos \gamma \\\end{bmatrix}}}$

представляет вращение, рыскание, тангаж и крен углы α, β и γ, соответственно. Более формально это собственное вращение чей Углы Тейта – Брайана находятся α, β, γ, про топоры z, у, Икс, соответственно.

${\displaystyle R=R_{z}(\gamma )\,R_{y}(\beta )\,R_{x}(\alpha )={\begin{bmatrix}\cos \gamma &-\sin \gamma &0\\\sin \gamma &\cos \gamma &0\\0&0&1\\\end{bmatrix}}{\begin{bmatrix}\cos \beta &0&\sin \beta \\0&1&0\\-\sin \beta &0&\cos \beta \\\end{bmatrix}}{\begin{bmatrix}1&0&0\\0&\cos \alpha &-\sin \alpha \\0&\sin \alpha &\cos \alpha \\\end{bmatrix}}}$

представляет собой внешнее вращение, чье (несобственное) Углы Эйлера находятся α, β, γ, про топоры Икс, у, z.

Эти матрицы производят желаемый эффект только в том случае, если они используются для предварительного умножения вектор-столбец, и (поскольку в общем случае умножение матриц не коммутативный ) только в том случае, если они применяются в указанном порядке (см. Двусмысленность Больше подробностей).

Преобразование из и в ось – угол

Каждое вращение в трех измерениях определяется своим ось (вектор вдоль этой оси не меняется при повороте), а его угол - величина вращения вокруг этой оси (Теорема Эйлера вращения ).

Существует несколько методов вычисления оси и угла из матрицы вращения (см. Также ось-угол представление ). Здесь мы описываем только метод, основанный на вычислении собственные векторы и собственные значения матрицы вращения. Также можно использовать след матрицы вращения.

Определение оси

Вращение р вокруг оси ты можно разложить с помощью 3 эндоморфизмов п, (я − п), и Q (нажмите, чтобы увеличить).

Учитывая 3 × 3 матрица вращения р, вектор ты параллельно оси вращения должно удовлетворять

${\displaystyle R\mathbf {u} =\mathbf {u} ,}$

поскольку вращение ты вокруг оси вращения должно приводить к ты. Уравнение выше может быть решено для ты который уникален с точностью до скалярного множителя, если только р = я.

Далее уравнение можно переписать

${\displaystyle R\mathbf {u} =I\mathbf {u} \quad \Rightarrow \quad (R-I)\mathbf {u} =0,}$

что показывает, что ты лежит в пустое пространство из р − я.

С другой стороны, ты является собственный вектор из р соответствующий собственное значение λ = 1. Каждая матрица вращения должна иметь это собственное значение, два других собственных значения должны быть комплексные конъюгаты друг друга. Отсюда следует, что общая матрица вращения в трех измерениях с точностью до мультипликативной константы имеет только один действительный собственный вектор.

Один из способов определить ось вращения - показать, что:

${\displaystyle {\begin{aligned}0&=R^{\mathrm {T} }0+0\\&=R^{\mathrm {T} }(R-I)\mathbf {u} +(R-I)\mathbf {u} \\&=\left(R^{\mathrm {T} }R-R^{\mathrm {T} }+R-I\right)\mathbf {u} \\&=\left(I-R^{\mathrm {T} }+R-I\right)\mathbf {u} \\&=\left(R-R^{\mathrm {T} }\right)\mathbf {u} \,\end{aligned}}}$

С (р − р^Т) это кососимметричная матрица, мы можем выбрать ты такой, что

${\displaystyle [\mathbf {u} ]_{\times }=\left(R-R^{\mathrm {T} }\right).}$

Произведение матрица-вектор становится перекрестное произведение вектора с самим собой, гарантируя, что результат равен нулю:

${\displaystyle \left(R-R^{\mathrm {T} }\right)\mathbf {u} =[\mathbf {u} ]_{\times }\mathbf {u} =\mathbf {u} \times \mathbf {u} =0\,}$

Следовательно, если

${\displaystyle R={\begin{bmatrix}a&b&c\\d&e&f\\g&h&i\\\end{bmatrix}},}$

тогда

${\displaystyle \mathbf {u} ={\begin{bmatrix}h-f\\c-g\\d-b\\\end{bmatrix}}.}$

Величина ты вычислено таким образом ||ты|| = 2 греха θ, куда θ угол поворота.

Этот не работает если ${\displaystyle R}$ симметрично. Выше, если ${\displaystyle R-R^{\mathrm {T} }}$ равен нулю, то все последующие шаги недействительны. В этом случае необходимо диагонализовать ${\displaystyle R}$ и найдите собственный вектор, соответствующий собственному значению 1.

Определение угла

Чтобы найти угол поворота, когда ось поворота известна, выберите вектор v перпендикулярно оси. Тогда угол поворота - это угол между v и рv.

Однако более прямой метод - просто вычислить след, т.е. сумма диагональных элементов матрицы вращения. Следует внимательно выбирать правильный знак для угла. θ для соответствия выбранной оси:

${\displaystyle \operatorname {Tr} (R)=1+2\cos \theta ,}$

откуда следует, что модуль угла равен

${\displaystyle |\theta |=\arccos \left({\frac {\operatorname {Tr} (R)-1}{2}}\right).}$

Матрица поворота от оси и угла

Матрица собственного вращения р по углу θ вокруг оси ${\displaystyle \mathbf {u} =(u_{x},u_{y},u_{z})}$, единичный вектор с ${\displaystyle u_{x}^{2}+u_{y}^{2}+u_{z}^{2}=1}$, дан кем-то:^[3]

${\displaystyle R={\begin{bmatrix}\cos \theta +u_{x}^{2}\left(1-\cos \theta \right)&u_{x}u_{y}\left(1-\cos \theta \right)-u_{z}\sin \theta &u_{x}u_{z}\left(1-\cos \theta \right)+u_{y}\sin \theta \\u_{y}u_{x}\left(1-\cos \theta \right)+u_{z}\sin \theta &\cos \theta +u_{y}^{2}\left(1-\cos \theta \right)&u_{y}u_{z}\left(1-\cos \theta \right)-u_{x}\sin \theta \\u_{z}u_{x}\left(1-\cos \theta \right)-u_{y}\sin \theta &u_{z}u_{y}\left(1-\cos \theta \right)+u_{x}\sin \theta &\cos \theta +u_{z}^{2}\left(1-\cos \theta \right)\end{bmatrix}}.}$

Вывод этой матрицы из первых принципов можно найти в разделе 9.2 здесь.^[4] Основная идея построения этой матрицы - разделить проблему на несколько известных простых шагов.

1. Сначала поверните заданную ось и точку так, чтобы ось лежала в одной из координатных плоскостей (xy, yz или zx).
2. Затем поверните заданную ось и точку так, чтобы ось была выровнена с одной из двух координатных осей для этой конкретной координатной плоскости (x, y или z).
3. Используйте одну из основных матриц вращения, чтобы повернуть точку в зависимости от оси координат, с которой выровнена ось вращения.
4. Обратное вращение пары ось-точка так, чтобы она достигла окончательной конфигурации, как это было на шаге 2 (отмена шага 2)
5. Обратный поворот пары ось-точка, как это было сделано на шаге 1 (Отмена шага 1)

Более кратко это можно записать как

${\displaystyle R=(\cos \theta )\,I+(\sin \theta )\,[\mathbf {u} ]_{\times }+(1-\cos \theta )\,(\mathbf {u} \otimes \mathbf {u} ),}$

куда [ты]_× это матрица кросс-продукта из ты; выражение ${\displaystyle \mathbf {u} \otimes \mathbf {u} }$ это внешний продукт, и я это единичная матрица. В качестве альтернативы записи матрицы:

${\displaystyle R_{jk}={\begin{cases}\cos ^{2}{\frac {\theta }{2}}+\sin ^{2}{\frac {\theta }{2}}\left(2u_{j}^{2}-1\right),\quad &{\text{if }}j=k\\2u_{j}u_{k}\sin ^{2}{\frac {\theta }{2}}-\varepsilon _{jkl}u_{l}\sin \theta ,\quad &{\text{if }}j\neq k\end{cases}}}$

куда ε_jkl это Символ Леви-Чивита с ε₁₂₃ = 1. Это матричная форма Формула вращения Родригеса, (или эквивалент, иначе параметризованный Формула Эйлера – Родригеса ) с^{[nb 2]}

${\displaystyle \mathbf {u} \otimes \mathbf {u} =\mathbf {u} \mathbf {u} ^{\mathrm {T} }={\begin{bmatrix}u_{x}^{2}&u_{x}u_{y}&u_{x}u_{z}\\[3pt]u_{x}u_{y}&u_{y}^{2}&u_{y}u_{z}\\[3pt]u_{x}u_{z}&u_{y}u_{z}&u_{z}^{2}\end{bmatrix}},\qquad [\mathbf {u} ]_{\times }={\begin{bmatrix}0&-u_{z}&u_{y}\\[3pt]u_{z}&0&-u_{x}\\[3pt]-u_{y}&u_{x}&0\end{bmatrix}}.}$

В ${\displaystyle \mathbb {R} ^{3}}$ вращение вектора ${\displaystyle \mathbf {x} }$ вокруг оси ${\displaystyle \mathbf {u} }$ под углом ${\displaystyle \theta }$ можно записать как:

${\displaystyle R_{\mathbf {u} }(\theta )\mathbf {x} =\mathbf {u} (\mathbf {u} \cdot \mathbf {x} )+\cos \left(\theta \right)(\mathbf {u} \times \mathbf {x} )\times \mathbf {u} +\sin \left(\theta \right)(\mathbf {u} \times \mathbf {x} )}$

Если трехмерное пространство правостороннее и ${\displaystyle \theta >0}$, это вращение будет против часовой стрелки, когда ты указывает на наблюдателя (Правило правой руки ).

Обратите внимание на поразительное просто очевидные различия к эквивалент Ли-алгебраическая формулировка ниже.

Характеристики

Для любого п-мерная матрица вращения р действующий на ℝ^п,

• ${\displaystyle R^{\mathrm {T} }=R^{-1}}$ (Вращение ортогональная матрица )

Следует, что:

• ${\displaystyle \det R=\pm 1}$

Вращение называется собственным, если det R = 1, и неподходящий (или роторное отражение), если det р = –1. Для ровных размеров п = 2k, то п собственные значения λ собственного вращения встречаются как пары комплексные конъюгаты которые являются корнями единства: ${\displaystyle \lambda =e^{\pm i\theta _{j}}}$за j = 1, . . . , k, что реально только для ${\displaystyle \lambda =\pm 1}$. Следовательно, векторов, закрепленных вращением (${\displaystyle \lambda =1}$) и, следовательно, без оси вращения. Любые фиксированные собственные векторы встречаются парами, а ось вращения является четномерным подпространством.

Для нечетных размеров п = 2к + 1, собственное вращение р будет иметь нечетное количество собственных значений, по крайней мере, с одним ${\displaystyle \lambda =1}$ и ось вращения будет подпространством нечетной размерности. Доказательство:

${\displaystyle {\begin{array}{rcl}\det(R-I)&=&\det(R^{T})\det(R-I)\ =\ \det(R^{T}\!R-R^{T})\ =\ \det(I-R^{T})\\&=&\det(I-R)\ =\ (-1)^{n}\det(R-I)\ =\ -\det(R-I).\end{array}}}$

Здесь я - единичная матрица, и мы используем, что ${\displaystyle \det(R^{T})=\det(R)=1}$, а также ${\displaystyle (-1)^{n}=-1}$ поскольку п странно. Следовательно, det (R - Я) = 0, что означает наличие нулевого вектора v с (R - Я)(v) = 0, т.е. р(v) = v, фиксированный собственный вектор. Также могут быть пары фиксированных собственных векторов в четномерном подпространстве, ортогональном v, поэтому общая размерность фиксированных собственных векторов нечетная.

Например, в 2-местный п = 2, поворот на угол θ имеет собственные значения ${\displaystyle \lambda =e^{i\theta },e^{-i\theta }}$, поэтому ось вращения отсутствует, кроме случаев, когда θ = 0, случай нулевого вращения. В 3-х местный п = 3, ось ненулевого собственного вращения всегда является уникальной линией, а вращение вокруг этой оси на угол θ имеет собственные значения ${\displaystyle \lambda =1,e^{i\theta },e^{-i\theta }}$. В 4-местный п = 4 четыре собственных значения имеют вид ${\displaystyle e^{\pm i\theta },e^{\pm i\varphi }}$. Нулевое вращение имеет ${\displaystyle \theta =\varphi =0}$. Случай ${\displaystyle \theta =0,\varphi \neq 0}$ называется простое вращение, с двумя единичными собственными значениями, образующими осевая плоскость, и двумерный поворот, ортогональный плоскости оси. В противном случае осевая плоскость отсутствует. Случай ${\displaystyle \theta =\varphi }$ называется изоклинический вращение, имеющий собственные значения ${\displaystyle e^{\pm i\theta }}$, каждый повторяется дважды, поэтому каждый вектор поворачивается на угол θ.

След матрицы вращения равен сумме ее собственных значений. За п = 2, поворот на угол θ имеет след 2 cos θ. За п = 3, поворот вокруг любой оси на угол θ имеет след 1 + 2 cos θ. За п = 4, а след ${\displaystyle 2(\cos \theta +\cos \varphi )}$, что становится 4 cos θ для изоклинного вращения.

Примеры

В 2 × 2 матрица вращения ${\displaystyle Q={\begin{bmatrix}0&1\\-1&0\end{bmatrix}}}$ соответствует плоскому вращению на 90 ° по часовой стрелке вокруг начала координат. В транспонировать из 2 × 2 матрица ${\displaystyle M={\begin{bmatrix}0.936&0.352\\0.352&-0.936\end{bmatrix}}}$ является его обратной матрицей, но поскольку ее определитель равен −1, это не собственная матрица вращения; это отражение поперек линии 11у = 2Икс. В 3 × 3 матрица вращения ${\displaystyle Q={\begin{bmatrix}1&0&0\\0&{\frac {\sqrt {3}}{2}}&{\frac {1}{2}}\\0&-{\frac {1}{2}}&{\frac {\sqrt {3}}{2}}\end{bmatrix}}={\begin{bmatrix}1&0&0\\0&\cos 30^{\circ }&-\sin 30^{\circ }\\0&\sin 30^{\circ }&\cos 30^{\circ }\\\end{bmatrix}}}$ соответствует вращению на −30 ° вокруг Икс-ось в трехмерном пространстве. В 3 × 3 матрица вращения ${\displaystyle Q={\begin{bmatrix}0.36&0.48&-0.8\\-0.8&0.60&0\\0.48&0.64&0.60\end{bmatrix}}}$ соответствует вращению примерно на -74 ° вокруг оси (−1/2,1,1) в трехмерном пространстве. В 3 × 3 матрица перестановок ${\displaystyle P={\begin{bmatrix}0&0&1\\1&0&0\\0&1&0\end{bmatrix}}}$ матрица вращения, как и матрица любого даже перестановка, и поворачивается на 120 ° вокруг оси Икс = у = z.

В 3 × 3 матрица ${\displaystyle M={\begin{bmatrix}3&-4&1\\5&3&-7\\-9&2&6\end{bmatrix}}}$ имеет определитель +1, но не ортогонален (его транспонирование не является обратным), поэтому это не матрица вращения. В 4 × 3 матрица ${\displaystyle M={\begin{bmatrix}0.5&-0.1&0.7\\0.1&0.5&-0.5\\-0.7&0.5&0.5\\-0.5&-0.7&-0.1\end{bmatrix}}}$ не является квадратным и поэтому не может быть матрицей вращения; пока что M^ТM дает 3 × 3 единичная матрица (столбцы ортонормированы). В 4 × 4 матрица ${\displaystyle Q=-I={\begin{bmatrix}-1&0&0&0\\0&-1&0&0\\0&0&-1&0\\0&0&0&-1\end{bmatrix}}}$ описывает изоклиническое вращение в четырех измерениях - поворот на равные углы (180 °) в двух ортогональных плоскостях. В 5 × 5 матрица вращения ${\displaystyle Q={\begin{bmatrix}0&-1&0&0&0\\1&0&0&0&0\\0&0&-1&0&0\\0&0&0&-1&0\\0&0&0&0&1\end{bmatrix}}}$ поворачивает векторы в плоскости первых двух осей координат на 90 °, вращает векторы в плоскости следующих двух осей на 180 ° и оставляет последнюю ось координат неподвижной.

Геометрия

В Евклидова геометрия, вращение является примером изометрия, преобразование, которое перемещает точки без изменения расстояния между ними. Вращения отличаются от других изометрий двумя дополнительными свойствами: они оставляют (по крайней мере) одну точку фиксированной и оставляют "руки "без изменений. Напротив, перевод перемещает каждую точку, отражение меняет порядок левых и правых, а скользящее отражение делает и то, и другое, и неправильное вращение совмещает изменение руки с нормальным вращением.

Если фиксированная точка берется за начало координат Декартова система координат, то каждой точке можно задать координаты как смещение от начала координат. Таким образом, можно работать с векторное пространство перемещений вместо самих точек. Теперь предположим (п₁,…,п_п) координаты вектора п от происхождения О В точку п. Выберите ортонормированный базис для наших координат; затем квадрат расстояния до п, к Пифагор, является

${\displaystyle d^{2}(O,P)=\|\mathbf {p} \|^{2}=\sum _{r=1}^{n}p_{r}^{2}}$

которые можно вычислить с помощью умножения матриц

${\displaystyle \|\mathbf {p} \|^{2}={\begin{bmatrix}p_{1}\cdots p_{n}\end{bmatrix}}{\begin{bmatrix}p_{1}\\\vdots \\p_{n}\end{bmatrix}}=\mathbf {p} ^{\mathrm {T} }\mathbf {p} .}$

Геометрическое вращение преобразует линии в линии и сохраняет отношения расстояний между точками. Из этих свойств можно показать, что вращение - это линейное преобразование векторов, и, таким образом, может быть записано в матрица форма, Qп. Тот факт, что вращение сохраняет не только отношения, но и сами расстояния, утверждается как

${\displaystyle \mathbf {p} ^{\mathrm {T} }\mathbf {p} =(Q\mathbf {p} )^{\mathrm {T} }(Q\mathbf {p} ),}$

или же

${\displaystyle {\begin{aligned}\mathbf {p} ^{\mathrm {T} }I\mathbf {p} &{}=\left(\mathbf {p} ^{\mathrm {T} }Q^{\mathrm {T} }\right)(Q\mathbf {p} )\\&{}=\mathbf {p} ^{\mathrm {T} }\left(Q^{\mathrm {T} }Q\right)\mathbf {p} .\end{aligned}}}$

Поскольку это уравнение выполняется для всех векторов, п, можно сделать вывод, что каждая матрица вращения, Q, удовлетворяет условие ортогональности,

${\displaystyle Q^{\mathrm {T} }Q=I.}$

Вращения сохраняют ручность, потому что они не могут изменить порядок осей, что подразумевает специальная матрица условие,

${\displaystyle \det Q=+1.}$

Не менее важно, что можно показать, что любая матрица, удовлетворяющая этим двум условиям, действует как вращение.

Умножение

Обратным к матрице вращения является ее транспонирование, которое также является матрицей вращения:

${\displaystyle {\begin{aligned}\left(Q^{\mathrm {T} }\right)^{\mathrm {T} }\left(Q^{\mathrm {T} }\right)&=QQ^{\mathrm {T} }=I\\\det Q^{\mathrm {T} }&=\det Q=+1.\end{aligned}}}$

Произведение двух матриц вращения представляет собой матрицу вращения:

${\displaystyle {\begin{aligned}\left(Q_{1}Q_{2}\right)^{\mathrm {T} }\left(Q_{1}Q_{2}\right)&=Q_{2}^{\mathrm {T} }\left(Q_{1}^{\mathrm {T} }Q_{1}\right)Q_{2}=I\\\det \left(Q_{1}Q_{2}\right)&=\left(\det Q_{1}\right)\left(\det Q_{2}\right)=+1.\end{aligned}}}$

За п > 2, умножение п × п матрицы вращения обычно не коммутативный.

${\displaystyle {\begin{aligned}Q_{1}&={\begin{bmatrix}0&-1&0\\1&0&0\\0&0&1\end{bmatrix}}&Q_{2}&={\begin{bmatrix}0&0&1\\0&1&0\\-1&0&0\end{bmatrix}}\\Q_{1}Q_{2}&={\begin{bmatrix}0&-1&0\\0&0&1\\-1&0&0\end{bmatrix}}&Q_{2}Q_{1}&={\begin{bmatrix}0&0&1\\1&0&0\\0&1&0\end{bmatrix}}.\end{aligned}}}$

Отмечая, что любые единичная матрица матрица вращения, и умножение матриц ассоциативный, мы можем резюмировать все эти свойства, сказав, что п × п матрицы вращения образуют группа, который для п > 2 является неабелев, называется специальная ортогональная группа, и обозначается ТАК(п), ТАК(п,р), ТАК_п, или же ТАК_п(р), группа п × п матрицы вращения изоморфна группе поворотов в п-размерный Космос. Это означает, что умножение матриц вращения соответствует композиции вращений, применяемых в порядке слева направо соответствующих матриц.

Двусмысленность

Ротации псевдонимов и алиби

Интерпретация матрицы вращения может быть неоднозначной.

В большинстве случаев эффект неоднозначности эквивалентен эффекту матрицы вращения. инверсия (для этих ортогональных матриц эквивалентно матрица транспонировать ).

Псевдоним или алиби (пассивное или активное) преобразование

Координаты точки п может измениться из-за поворота системы координат CS (псевдоним ), или поворот точки п (алиби ). В последнем случае поворот п также производит поворот вектора v представляющий п. Другими словами, либо п и v фиксируются пока CS вращается (псевдоним), или CS фиксируется пока п и v повернуть (алиби). Любое данное вращение может быть законно описано в обоих направлениях, поскольку векторы и системы координат фактически вращаются относительно друг друга, вокруг одной оси, но в противоположных направлениях. В этой статье мы выбрали подход алиби для описания вращений. Например,

${\displaystyle R(\theta )={\begin{bmatrix}\cos \theta &-\sin \theta \\\sin \theta &\cos \theta \\\end{bmatrix}}}$

представляет собой вращение вектора против часовой стрелки v под углом θ, или поворот CS на тот же угол, но в противоположном направлении (то есть по часовой стрелке). Преобразования алиби и псевдонимов также известны как активные и пассивные преобразования, соответственно.

До умножения или после умножения

Та же точка п может быть представлен либо вектор столбца v или вектор строки ш. Матрицы вращения могут либо предварительно умножать векторы-столбцы (рv) или векторов-строк после умножения (шр). Тем не мение, рv производит вращение в противоположном направлении относительно шр. В этой статье вращения, производимые на векторах-столбцах, описаны с помощью предварительного умножения. Чтобы получить точно такое же вращение (т.е. одинаковые конечные координаты точки п), вектор-строку необходимо умножить на транспонировать из р (т.е. шр^Т).

Правосторонние или левосторонние координаты

Матрица и вектор могут быть представлены относительно правша или левосторонняя система координат. На протяжении всей статьи мы предполагали правую ориентацию, если не указано иное.

Векторы или формы

Векторное пространство имеет двойное пространство из линейные формы, а матрица может действовать как на векторы, так и на формы.

Разложения

Независимые самолеты

Рассмотрим 3 × 3 матрица вращения

${\displaystyle Q={\begin{bmatrix}0.36&0.48&-0.80\\-0.80&0.60&0.00\\0.48&0.64&0.60\end{bmatrix}}.}$

Если Q действует в определенном направлении, v, чисто как масштабирование на коэффициент λ, то имеем

${\displaystyle Q\mathbf {v} =\lambda \mathbf {v} ,}$

так что

${\displaystyle \mathbf {0} =(\lambda I-Q)\mathbf {v} .}$

Таким образом λ является корнем характеристический многочлен за Q,

${\displaystyle {\begin{aligned}0&{}=\det(\lambda I-Q)\\&{}=\lambda ^{3}-{\tfrac {39}{25}}\lambda ^{2}+{\tfrac {39}{25}}\lambda -1\\&{}=(\lambda -1)\left(\lambda ^{2}-{\tfrac {14}{25}}\lambda +1\right).\end{aligned}}}$

Следует отметить две особенности. Во-первых, один из корней (или собственные значения ) равно 1, что говорит о том, что на какое-то направление матрица не влияет. Для вращений в трех измерениях это ось вращения (концепция, не имеющая значения ни в каком другом измерении). Во-вторых, два других корня представляют собой пару комплексно сопряженных, произведение которых равно 1 (постоянный член квадратичного), а сумма которых равна 2 cos θ (отрицательный линейный член). Эта факторизация представляет интерес для 3 × 3 матрицы вращения, потому что для всех них происходит одно и то же. (В качестве особых случаев, для нулевого поворота оба "комплексных сопряженных числа" равны 1, а для поворота на 180 ° они оба равны -1.) Более того, аналогичная факторизация выполняется для любого п × п матрица вращения. Если размер, п, является нечетным, будет «висящее» собственное значение 1; и для любой размерности остальная часть полинома делится на квадратичные члены, подобные приведенному здесь (с двумя отмеченными частными случаями). Гарантируется, что характеристический многочлен будет иметь степень п и поэтому п собственные значения. А поскольку матрица вращения коммутирует со своим транспонированием, это нормальная матрица, поэтому можно диагонализовать. Мы заключаем, что каждая матрица вращения, выраженная в подходящей системе координат, разбивается на независимые повороты двумерных подпространств, не более п/2 их.

Сумма элементов на главной диагонали матрицы называется след; он не меняется, если мы переориентируем систему координат, и всегда равен сумме собственных значений. Это удобно для 2 × 2 и 3 × 3 матрицы вращения, которые след показывает угол поворота, θ, в двумерном пространстве (или подпространстве). Для 2 × 2 матрица след 2 cos θ, а для 3 × 3 матрица это 1 + 2 соз θ. В трехмерном случае подпространство состоит из всех векторов, перпендикулярных оси вращения (инвариантное направление с собственным значением 1). Таким образом, мы можем извлечь из любого 3 × 3 матрица вращения - ось вращения и угол, и они полностью определяют вращение.

Последовательные углы

Ограничения на 2 × 2 матрица вращения означает, что она должна иметь вид

${\displaystyle Q={\begin{bmatrix}a&-b\\b&a\end{bmatrix}}}$

с а² + б² = 1. Следовательно, мы можем установить а = cos θ и б = грех θ, под некоторым углом θ. Решить для θ недостаточно смотреть на а один или б один; мы должны рассмотреть оба вместе, чтобы установить угол в правильном квадрант, используя арктангенс с двумя аргументами функция.

Теперь рассмотрим первый столбец 3 × 3 матрица вращения,

${\displaystyle {\begin{bmatrix}a\\b\\c\end{bmatrix}}.}$

Несмотря на то что а² + б² вероятно не будет равняться 1, но некоторое значение р² < 1, мы можем использовать небольшую вариацию предыдущего вычисления, чтобы найти так называемый Вращение Гивенса который преобразует столбец в

${\displaystyle {\begin{bmatrix}r\\0\\c\end{bmatrix}},}$

обнуление б. Это действует на подпространстве, натянутом на Икс- и у-акси. Затем мы можем повторить процесс для xz-подпространство к нулю c. Действуя на полную матрицу, эти два поворота создают схематическую форму

${\displaystyle Q_{xz}Q_{xy}Q={\begin{bmatrix}1&0&0\\0&\ast &\ast \\0&\ast &\ast \end{bmatrix}}.}$

Обращаем внимание на второй столбец, вращение Гивенса yz-подпространство теперь может обнулить z ценить. Это приводит полную матрицу к виду

${\displaystyle Q_{yz}Q_{xz}Q_{xy}Q={\begin{bmatrix}1&0&0\\0&1&0\\0&0&1\end{bmatrix}},}$

которая является единичной матрицей. Таким образом, мы разложили Q в качестве

${\displaystyle Q=Q_{xy}^{-1}Q_{xz}^{-1}Q_{yz}^{-1}.}$

An п × п матрица вращения будет иметь (п − 1) + (п − 2) + ⋯ + 2 + 1, или же

${\displaystyle \sum _{k=1}^{n-1}k={\frac {n(n-1)}{2}}}$

записи ниже диагонали к нулю. Мы можем обнулить их, расширив ту же идею прохождения по столбцам с серией вращений в фиксированной последовательности плоскостей. Делаем вывод, что множество п × п матрицы вращения, каждая из которых имеет п² записи, могут быть параметризованы п(п−1)/2 углы.

xzxш	xzyш	xyxш	xyzш
yxyш	yxzш	yzyш	yzxш
зызш	Zyxш	zxzш	zxyш
xzxб	yzxб	xyxб	Zyxб
yxyб	zxyб	yzyб	xzyб
зызб	xyzб	zxzб	yxzб

В трех измерениях это повторяет в матричной форме наблюдение, сделанное Эйлер, поэтому математики называют упорядоченную последовательность трех углов Углы Эйлера. Однако ситуация несколько сложнее, чем мы до сих пор указывали. Несмотря на небольшой размер, у нас действительно есть значительная свобода в последовательности используемых пар осей; и у нас также есть некоторая свобода в выборе углов. Таким образом, мы находим множество различных соглашений, используемых при параметризации трехмерного вращения для физики, медицины, химии или других дисциплин. Когда мы включаем опцию мировых осей или осей тела, возможны 24 различных последовательности. И хотя одни дисциплины называют любую последовательность углами Эйлера, другие дают разные имена (Кардано, Тейт – Брайан, крен-тангаж-рыскание ) на разные последовательности.

Одна из причин большого количества вариантов заключается в том, что, как отмечалось ранее, вращения в трех измерениях (и выше) не меняются. Если мы перевернем заданную последовательность вращений, мы получим другой результат. Это также означает, что мы не можем составить два поворота, сложив их соответствующие углы. Таким образом, углы Эйлера не являются векторов, несмотря на внешнюю схожесть как тройку цифр.

Вложенные размеры

А 3 × 3 матрица вращения, такая как

${\displaystyle Q_{3\times 3}={\begin{bmatrix}\cos \theta &-\sin \theta &{\color {CadetBlue}0}\\\sin \theta &\cos \theta &{\color {CadetBlue}0}\\{\color {CadetBlue}0}&{\color {CadetBlue}0}&{\color {CadetBlue}1}\end{bmatrix}}}$

предлагает 2 × 2 матрица вращения,

${\displaystyle Q_{2\times 2}={\begin{bmatrix}\cos \theta &-\sin \theta \\\sin \theta &\cos \theta \end{bmatrix}},}$

встроено в левый верхний угол:

${\displaystyle Q_{3\times 3}=\left[{\begin{matrix}Q_{2\times 2}&\mathbf {0} \\\mathbf {0} ^{\mathrm {T} }&1\end{matrix}}\right].}$

This is no illusion; not just one, but many, copies of п-dimensional rotations are found within (п + 1)-dimensional rotations, as подгруппы. Each embedding leaves one direction fixed, which in the case of 3 × 3 matrices is the rotation axis. For example, we have

${\displaystyle {\begin{aligned}Q_{\mathbf {x} }(\theta )&={\begin{bmatrix}{\color {CadetBlue}1}&{\color {CadetBlue}0}&{\color {CadetBlue}0}\\{\color {CadetBlue}0}&\cos \theta &-\sin \theta \\{\color {CadetBlue}0}&\sin \theta &\cos \theta \end{bmatrix}},\\[8px]Q_{\mathbf {y} }(\theta )&={\begin{bmatrix}\cos \theta &{\color {CadetBlue}0}&\sin \theta \\{\color {CadetBlue}0}&{\color {CadetBlue}1}&{\color {CadetBlue}0}\\-\sin \theta &{\color {CadetBlue}0}&\cos \theta \end{bmatrix}},\\[8px]Q_{\mathbf {z} }(\theta )&={\begin{bmatrix}\cos \theta &-\sin \theta &{\color {CadetBlue}0}\\\sin \theta &\cos \theta &{\color {CadetBlue}0}\\{\color {CadetBlue}0}&{\color {CadetBlue}0}&{\color {CadetBlue}1}\end{bmatrix}},\end{aligned}}}$

fixing the Иксось, у-axis, and the z-axis, respectively. The rotation axis need not be a coordinate axis; если ты = (Икс,у,z) is a unit vector in the desired direction, then

${\displaystyle {\begin{aligned}Q_{\mathbf {u} }(\theta )&={\begin{bmatrix}0&-z&y\\z&0&-x\\-y&x&0\end{bmatrix}}\sin \theta +\left(I-\mathbf {u} \mathbf {u} ^{\mathrm {T} }\right)\cos \theta +\mathbf {u} \mathbf {u} ^{\mathrm {T} }\\[8px]&={\begin{bmatrix}\left(1-x^{2}\right)c_{\theta }+x^{2}&-zs_{\theta }-xyc_{\theta }+xy&ys_{\theta }-xzc_{\theta }+xz\\zs_{\theta }-xyc_{\theta }+xy&\left(1-y^{2}\right)c_{\theta }+y^{2}&-xs_{\theta }-yzc_{\theta }+yz\\-ys_{\theta }-xzc_{\theta }+xz&xs_{\theta }-yzc_{\theta }+yz&\left(1-z^{2}\right)c_{\theta }+z^{2}\end{bmatrix}}\\[8px]&={\begin{bmatrix}x^{2}(1-c_{\theta })+c_{\theta }&xy(1-c_{\theta })-zs_{\theta }&xz(1-c_{\theta })+ys_{\theta }\\xy(1-c_{\theta })+zs_{\theta }&y^{2}(1-c_{\theta })+c_{\theta }&yz(1-c_{\theta })-xs_{\theta }\\xz(1-c_{\theta })-ys_{\theta }&yz(1-c_{\theta })+xs_{\theta }&z^{2}(1-c_{\theta })+c_{\theta }\end{bmatrix}},\end{aligned}}}$

куда c_θ = cos θ, s_θ = sin θ, is a rotation by angle θ leaving axis ты фиксированный.

A direction in (п + 1)-dimensional space will be a unit magnitude vector, which we may consider a point on a generalized sphere, S^п. Thus it is natural to describe the rotation group ТАК(п + 1) as combining ТАК(п) и S^п. A suitable formalism is the пучок волокон,

${\displaystyle SO(n)\hookrightarrow SO(n+1)\to S^{n},}$

where for every direction in the base space, S^п, the fiber over it in the total space, ТАК(п + 1), is a copy of the fiber space, ТАК(п), namely the rotations that keep that direction fixed.

Thus we can build an п × п rotation matrix by starting with a 2 × 2 matrix, aiming its fixed axis on S² (the ordinary sphere in three-dimensional space), aiming the resulting rotation on S³, and so on up through S^п−1. A point on S^п can be selected using п numbers, so we again have п(п − 1)/2 numbers to describe any п × п rotation matrix.

In fact, we can view the sequential angle decomposition, discussed previously, as reversing this process. Состав п − 1 Givens rotations brings the first column (and row) to (1,0,…,0), so that the remainder of the matrix is a rotation matrix of dimension one less, embedded so as to leave (1, 0, …, 0) фиксированный.

Skew parameters via Cayley's formula

Основные статьи: Преобразование Кэли и Кососимметричная матрица

Когда п × п матрица вращения Q, does not include a −1 eigenvalue, thus none of the planar rotations which it comprises are 180° rotations, then Q + я является обратимая матрица. Most rotation matrices fit this description, and for them it can be shown that (Q − я)(Q + я)⁻¹ это кососимметричная матрица, А. Таким образом А^Т = −А; and since the diagonal is necessarily zero, and since the upper triangle determines the lower one, А содержит 1/2п(п − 1) independent numbers.

Conveniently, я − А is invertible whenever А кососимметрична; thus we can recover the original matrix using the Преобразование Кэли,

${\displaystyle A\mapsto (I+A)(I-A)^{-1},}$

which maps any skew-symmetric matrix А to a rotation matrix. In fact, aside from the noted exceptions, we can produce any rotation matrix in this way. Although in practical applications we can hardly afford to ignore 180° rotations, the Cayley transform is still a potentially useful tool, giving a parameterization of most rotation matrices without trigonometric functions.

In three dimensions, for example, we have (Cayley 1846 )

${\displaystyle {\begin{aligned}&{\begin{bmatrix}0&-z&y\\z&0&-x\\-y&x&0\end{bmatrix}}\mapsto \\[3pt]\quad {\frac {1}{1+x^{2}+y^{2}+z^{2}}}&{\begin{bmatrix}1+x^{2}-y^{2}-z^{2}&2xy-2z&2y+2xz\\2xy+2z&1-x^{2}+y^{2}-z^{2}&2yz-2x\\2xz-2y&2x+2yz&1-x^{2}-y^{2}+z^{2}\end{bmatrix}}.\end{aligned}}}$

If we condense the skew entries into a vector, (Икс,у,z), then we produce a 90° rotation around the Икс-axis for (1, 0, 0), around the у-axis for (0, 1, 0), and around the z-axis for (0, 0, 1). The 180° rotations are just out of reach; for, in the limit as Икс → ∞, (Икс, 0, 0) does approach a 180° rotation around the Икс axis, and similarly for other directions.

Decomposition into shears

For the 2D case, a rotation matrix can be decomposed into three матрицы сдвига (Paeth 1986 ):

${\displaystyle {\begin{aligned}R(\theta )&{}={\begin{bmatrix}1&-\tan {\frac {\theta }{2}}\\0&1\end{bmatrix}}{\begin{bmatrix}1&0\\\sin \theta &1\end{bmatrix}}{\begin{bmatrix}1&-\tan {\frac {\theta }{2}}\\0&1\end{bmatrix}}\end{aligned}}}$

This is useful, for instance, in computer graphics, since shears can be implemented with fewer multiplication instructions than rotating a bitmap directly. On modern computers, this may not matter, but it can be relevant for very old or low-end microprocessors.

A rotation can also be written as two shears and масштабирование (Daubechies & Sweldens 1998 ):

${\displaystyle {\begin{aligned}R(\theta )&{}={\begin{bmatrix}1&0\\\tan \theta &1\end{bmatrix}}{\begin{bmatrix}1&-\sin \theta \cos \theta \\0&1\end{bmatrix}}{\begin{bmatrix}\cos \theta &0\\0&{\frac {1}{\cos \theta }}\end{bmatrix}}\end{aligned}}}$

Теория групп

Below follow some basic facts about the role of the collection of все rotation matrices of a fixed dimension (here mostly 3) in mathematics and particularly in physics where вращательная симметрия это требование of every truly fundamental law (due to the assumption of isotropy of space), and where the same symmetry, when present, is a simplifying property of many problems of less fundamental nature. Examples abound in классическая механика и квантовая механика. Knowledge of the part of the solutions pertaining to this symmetry applies (with qualifications) to все such problems and it can be factored out of a specific problem at hand, thus reducing its complexity. A prime example – in mathematics and physics – would be the theory of сферические гармоники. Their role in the group theory of the rotation groups is that of being a representation space for the entire set of finite-dimensional неприводимые представления of the rotation group SO(3). For this topic, see Rotation group SO(3) § Spherical harmonics.

The main articles listed in each subsection are referred to for more detail.

Группа Ли

Основные статьи: Специальная ортогональная группа и Группа вращения SO (3)

В п × п rotation matrices for each п сформировать группа, то специальная ортогональная группа, ТАК(п). Этот алгебраическая структура is coupled with a топологическая структура унаследовано от GL_п(ℝ) in such a way that the operations of multiplication and taking the inverse are аналитические функции of the matrix entries. Таким образом ТАК(п) is for each п a Lie group. это компактный и связаны, но нет односвязный. Это также semi-simple group, in fact a простая группа with the exception SO(4).^[5] The relevance of this is that all theorems and all machinery from the theory of analytic manifolds (analytic manifolds are in particular гладкие многообразия ) apply and the well-developed representation theory of compact semi-simple groups is ready for use.

Алгебра Ли

Основная статья: Rotation group SO(3) § Lie algebra

Алгебра Ли так(п) из ТАК(п) дан кем-то

${\displaystyle {\mathfrak {so}}(n)={\mathfrak {o}}(n)=\left\{X\in M_{n}(\mathbb {R} )\left|X=-X^{\mathrm {T} }\right\}\right.,}$

and is the space of skew-symmetric matrices of dimension п, видеть classical group, куда о(п) is the Lie algebra of O (п), то ортогональная группа. For reference, the most common basis for так(3) является

${\displaystyle L_{\mathbf {x} }=\left[{\begin{matrix}0&0&0\\0&0&-1\\0&1&0\end{matrix}}\right],\quad L_{\mathbf {y} }=\left[{\begin{matrix}0&0&1\\0&0&0\\-1&0&0\end{matrix}}\right],\quad L_{\mathbf {z} }=\left[{\begin{matrix}0&-1&0\\1&0&0\\0&0&0\end{matrix}}\right].}$

Exponential map

Основные статьи: Rotation group SO(3) § Exponential map, и Матрица экспоненциальная

Connecting the Lie algebra to the Lie group is the экспоненциальная карта, which is defined using the standard матрица экспонента серия для е^А[6] Для любого кососимметричная матрица А, ехр (А) is always a rotation matrix.^{[№ 3]}

Важным практическим примером является 3 × 3 дело. В группа вращения SO (3), it is shown that one can identify every А ∈ так(3) with an Euler vector ω = θты, куда ты = (Икс,у,z) is a unit magnitude vector.

By the properties of the identification вс(2) ≅ ℝ³, ты is in the null space of А. Таким образом, ты is left invariant by ехр (А) and is hence a rotation axis.

В соответствии с Rodrigues' rotation formula on matrix form, one obtains,

${\displaystyle {\begin{aligned}\exp(A)&=\exp {\bigl (}\theta (\mathbf {u} \cdot \mathbf {L} ){\bigr )}\\&=\exp \left(\left[{\begin{matrix}0&-z\theta &y\theta \\z\theta &0&-x\theta \\-y\theta &x\theta &0\end{matrix}}\right]\right)\\&=I+\sin \theta \ \mathbf {u} \cdot \mathbf {L} +(1-\cos \theta )(\mathbf {u} \cdot \mathbf {L} )^{2},\end{aligned}}}$

куда ${\displaystyle {\begin{aligned}\mathbf {u} \cdot \mathbf {L} &=\left[{\begin{matrix}0&-z&y\\z&0&-x\\-y&x&0\end{matrix}}\right]\end{aligned}}.}$

This is the matrix for a rotation around axis ты by the angle θ. For full detail, see exponential map SO(3).

Baker–Campbell–Hausdorff formula

Основные статьи: Baker–Campbell–Hausdorff formula и Rotation group SO(3) § Baker–Campbell–Hausdorff formula

The BCH formula provides an explicit expression for Z = журнал (е^Иксе^Y) in terms of a series expansion of nested commutators of Икс и Y.^[7] This general expansion unfolds as^{[№ 4]}

${\displaystyle Z=C(X,Y)=X+Y+{\tfrac {1}{2}}[X,Y]+{\tfrac {1}{12}}{\bigl [}X,[X,Y]{\bigr ]}-{\tfrac {1}{12}}{\bigl [}Y,[X,Y]{\bigr ]}+\cdots .}$

в 3 × 3 case, the general infinite expansion has a compact form,^[8]

${\displaystyle Z=\alpha X+\beta Y+\gamma [X,Y],}$

for suitable trigonometric function coefficients, detailed in the Baker–Campbell–Hausdorff formula for SO(3).

As a group identity, the above holds for all faithful representations, including the doublet (spinor representation), which is simpler. The same explicit formula thus follows straightforwardly through Pauli matrices; увидеть 2 × 2 derivation for SU(2). Для общего п × п case, one might use Ref.^[9]

Спиновая группа

Основные статьи: Спиновая группа и Rotation group SO(3) § Connection between SO(3) and SU(2)

The Lie group of п × п rotation matrices, ТАК(п), is not односвязный, so Lie theory tells us it is a homomorphic image of a универсальная группа покрытий. Often the covering group, which in this case is called the spin group обозначается Вращение(п), is simpler and more natural to work with.^[10]

In the case of planar rotations, SO(2) is topologically a круг, S¹. Its universal covering group, Spin(2), is isomorphic to the реальная линия, р, under addition. Whenever angles of arbitrary magnitude are used one is taking advantage of the convenience of the universal cover. Каждый 2 × 2 rotation matrix is produced by a countable infinity of angles, separated by integer multiples of 2π. Correspondingly, the фундаментальная группа из ТАК (2) is isomorphic to the integers, Z.

In the case of spatial rotations, SO(3) is topologically equivalent to three-dimensional реальное проективное пространство, RP³. Its universal covering group, Spin(3), is isomorphic to the 3-сфера, S³. Каждый 3 × 3 rotation matrix is produced by two opposite points on the sphere. Correspondingly, the фундаментальная группа of SO(3) is isomorphic to the two-element group, Z₂.

We can also describe Spin(3) as isomorphic to кватернионы of unit norm under multiplication, or to certain 4 × 4 real matrices, or to 2 × 2 сложный special unitary matrices, namely SU(2). The covering maps for the first and the last case are given by

${\displaystyle \mathbb {H} \supset \{q\in \mathbb {H} :\|q\|=1\}\ni w+\mathbf {i} x+\mathbf {j} y+\mathbf {k} z\mapsto \left[{\begin{matrix}1-2y^{2}-2z^{2}&2xy-2zw&2xz+2yw\\2xy+2zw&1-2x^{2}-2z^{2}&2yz-2xw\\2xz-2yw&2yz+2xw&1-2x^{2}-2y^{2}\end{matrix}}\right]\in \mathrm {SO} (3),}$

и

${\displaystyle \mathrm {SU} (2)\ni \left[{\begin{matrix}\alpha &\beta \\-{\overline {\beta }}&{\overline {\alpha }}\end{matrix}}\right]\mapsto \left[{\begin{matrix}{\tfrac {1}{2}}(\alpha ^{2}-\beta ^{2}+{\overline {\alpha ^{2}}}-{\overline {\beta ^{2}}})&{\frac {i}{2}}(-\alpha ^{2}-\beta ^{2}+{\overline {\alpha ^{2}}}+{\overline {\beta ^{2}}})&-\alpha \beta -{\overline {\alpha }}{\overline {\beta }}\\{\tfrac {i}{2}}(\alpha ^{2}-\beta ^{2}-{\overline {\alpha ^{2}}}+{\overline {\beta ^{2}}})&{\frac {i}{2}}(\alpha ^{2}+\beta ^{2}+{\overline {\alpha ^{2}}}+{\overline {\beta ^{2}}})&-i(+\alpha \beta -{\overline {\alpha }}{\overline {\beta }})\\\alpha {\overline {\beta }}+{\overline {\alpha }}\beta &i(-\alpha {\overline {\beta }}+{\overline {\alpha }}\beta )&\alpha {\overline {\alpha }}-\beta {\overline {\beta }}\end{matrix}}\right]\in \mathrm {SO} (3).}$

For a detailed account of the SU(2)-covering and the quaternionic covering, see spin group SO(3).

Many features of these cases are the same for higher dimensions. The coverings are all two-to-one, with ТАК(п), п > 2, having fundamental group Z₂. The natural setting for these groups is within a Алгебра Клиффорда. One type of action of the rotations is produced by a kind of "sandwich", denoted by qvq^∗. More importantly in applications to physics, the corresponding spin representation of the Lie algebra sits inside the Clifford algebra. It can be exponentiated in the usual way to give rise to a 2-valued representation, also known as проективное представление of the rotation group. This is the case with SO(3) and SU(2), where the 2-valued representation can be viewed as an "inverse" of the covering map. By properties of covering maps, the inverse can be chosen ono-to-one as a local section, but not globally.

Infinitesimal rotations

Основная статья: Rotation group SO(3) § Infinitesimal rotations

The matrices in the Lie algebra are not themselves rotations; the skew-symmetric matrices are derivatives, proportional differences of rotations. An actual "differential rotation", or infinitesimal rotation matrix имеет форму

${\displaystyle I+A\,d\theta ,}$

куда dθ is vanishingly small and А ∈ так(п), for instance with А = L_Икс,

${\displaystyle dL_{x}=\left[{\begin{matrix}1&0&0\\0&1&-d\theta \\0&d\theta &1\end{matrix}}\right].}$

Правила вычислений такие же, как обычно, за исключением того, что бесконечно малые второго порядка обычно отбрасываются. С этими правилами эти матрицы не удовлетворяют всем тем же свойствам, что и обычные матрицы конечного вращения при обычном рассмотрении бесконечно малых.^[11] Оказывается, что порядок, в котором применяются бесконечно малые вращения, не имеет значения. Чтобы увидеть этот пример, обратитесь к бесконечно малые вращения SO (3).

Конверсии

Смотрите также: Формализмы вращения в трех измерениях § Формулы преобразования между формализмами

Мы видели существование нескольких декомпозиций, применимых к любому измерению, а именно независимых плоскостей, последовательных углов и вложенных измерений. Во всех этих случаях мы можем либо разложить матрицу, либо построить ее. Мы также уделили особое внимание 3 × 3 матрицы вращения, и они требуют дальнейшего внимания, в обоих направлениях (Стюльпнагель 1964 ).

Кватернион

Основная статья: Кватернионы и пространственное вращение

Учитывая кватернион единицы q = ш + Икся + уj + zk, эквивалент для левой руки (после умножения) 3 × 3 матрица вращения

${\displaystyle Q={\begin{bmatrix}1-2y^{2}-2z^{2}&2xy-2zw&2xz+2yw\\2xy+2zw&1-2x^{2}-2z^{2}&2yz-2xw\\2xz-2yw&2yz+2xw&1-2x^{2}-2y^{2}\end{bmatrix}}.}$

Теперь каждый кватернион компонент появляется умноженным на два в члене степени два, и если все такие члены равны нулю, то остается единичная матрица. Это приводит к эффективному и надежному преобразованию любого кватерниона - как единичного, так и неединичного - в 3 × 3 матрица вращения. Данный:

${\displaystyle {\begin{aligned}n&=w\times w+x\times x+y\times y+z\times z\\s&={\begin{cases}0&{\text{if }}n=0\\{\frac {2}{n}}&{\text{otherwise}}\end{cases}}\\wx&=s\times w\times x,&wy&=s\times w\times y,&wz&=s\times w\times z\\xx&=s\times x\times x,&xy&=s\times x\times y,&xz&=s\times x\times z\\yy&=s\times y\times y,&yz&=s\times y\times z,&zz&=s\times z\times z\end{aligned}}}$

мы можем рассчитать

${\displaystyle Q={\begin{bmatrix}1-(yy+zz)&xy-wz&xz+wy\\xy+wz&1-(xx+zz)&yz-wx\\xz-wy&yz+wx&1-(xx+yy)\end{bmatrix}}}$

Освободившись от потребности в единичном кватернионе, мы обнаруживаем, что ненулевые кватернионы действуют как однородные координаты за 3 × 3 матрицы вращения. Преобразование Кэли, обсуждавшееся ранее, получается путем масштабирования кватерниона так, чтобы его ш компонент равен 1. Для поворота на 180 ° вокруг любой оси, ш будет равно нулю, что объясняет ограничение Кэли.

Сумма записей по главной диагонали ( след ), плюс один, равно 4 − 4(Икс² + у² + z²), который 4ш². Таким образом, мы можем записать саму трассу как 2ш² + 2ш² − 1; а из предыдущей версии матрицы мы видим, что сами диагональные элементы имеют такой же вид: 2Икс² + 2ш² − 1, 2у² + 2ш² − 1, и 2z² + 2ш² − 1. Таким образом, мы можем легко сравнить величины всех четырех компонентов кватерниона, используя диагональ матрицы. Фактически, мы можем получить все четыре величины, используя суммы и квадратные корни, и выбрать согласованные знаки, используя кососимметричную часть недиагональных элементов:

${\displaystyle {\begin{aligned}t&=Q_{xx}+Q_{yy}+Q_{zz}\quad ({\text{the trace of }}Q)\\r&={\sqrt {1+t}}\\w&={\tfrac {1}{2}}r\\x&=\operatorname {copysign} \left({\tfrac {1}{2}}{\sqrt {1+Q_{xx}-Q_{yy}-Q_{zz}}}\,,\left(Q_{zy}-Q_{yz}\right)\right)\\y&=\operatorname {copysign} \left({\tfrac {1}{2}}{\sqrt {1-Q_{xx}+Q_{yy}-Q_{zz}}}\,,\left(Q_{xz}-Q_{zx}\right)\right)\\z&=\operatorname {copysign} \left({\tfrac {1}{2}}{\sqrt {1-Q_{xx}-Q_{yy}+Q_{zz}}}\,,\left(Q_{yx}-Q_{xy}\right)\right)\end{aligned}}}$

куда копия (Икс,у) является Икс со знаком у, то есть

${\displaystyle \operatorname {copysign} (x,y)=\operatorname {sgn} (y)\,|x|.}$

Или используйте квадратный корень и деление

${\displaystyle {\begin{aligned}t&=Q_{xx}+Q_{yy}+Q_{zz}\\r&={\sqrt {1+t}}\\s&={\tfrac {1}{2r}}\\w&={\tfrac {1}{2}}r\\x&=\left(Q_{zy}-Q_{yz}\right)s\\y&=\left(Q_{xz}-Q_{zx}\right)s\\z&=\left(Q_{yx}-Q_{xy}\right)s\end{aligned}}}$

Это численно стабильно до тех пор, пока след т, не отрицательный; в противном случае мы рискуем разделить на (почти) ноль. В этом случае предположим Q_хх это самая большая диагональная запись, поэтому Икс будет иметь наибольшую величину (остальные случаи получаются циклической перестановкой); тогда безопасно следующее.

${\displaystyle {\begin{aligned}r&={\sqrt {1+Q_{xx}-Q_{yy}-Q_{zz}}}\\s&={\tfrac {1}{2r}}\\w&=\left(Q_{zy}-Q_{yz}\right)s\\x&={\tfrac {1}{2}}r\\y&=\left(Q_{xy}+Q_{yx}\right)s\\z&=\left(Q_{zx}+Q_{xz}\right)s\end{aligned}}}$

Если матрица содержит значительную ошибку, такую ​​как накопленная числовая ошибка, мы можем построить симметричный 4 × 4 матрица

${\displaystyle K={\frac {1}{3}}{\begin{bmatrix}Q_{xx}-Q_{yy}-Q_{zz}&Q_{yx}+Q_{xy}&Q_{zx}+Q_{xz}&Q_{yz}-Q_{zy}\\Q_{yx}+Q_{xy}&Q_{yy}-Q_{xx}-Q_{zz}&Q_{zy}+Q_{yz}&Q_{zx}-Q_{xz}\\Q_{zx}+Q_{xz}&Q_{zy}+Q_{yz}&Q_{zz}-Q_{xx}-Q_{yy}&Q_{xy}-Q_{yx}\\Q_{yz}-Q_{zy}&Q_{zx}-Q_{xz}&Q_{xy}-Q_{yx}&Q_{xx}+Q_{yy}+Q_{zz}\end{bmatrix}},}$

и найти собственный вектор, (Икс,у,z,ш)собственного значения наибольшей величины. (Если Q действительно матрица вращения, это значение будет 1.) Полученный таким образом кватернион будет соответствовать матрице вращения, ближайшей к данной матрице (Бар-Ицхак 2000 ).

Полярное разложение

Если п × п матрица M невырожден, его столбцы - линейно независимые векторы; Таким образом Процесс Грама – Шмидта можно настроить их на ортонормированную основу. Заявлено с точки зрения числовая линейная алгебра, мы конвертируем M к ортогональной матрице, Q, с помощью QR-разложение. Однако мы часто предпочитаем Q ближайший к M, чего этот метод не выполняет. Для этого нам нужен инструмент полярное разложение (Фан и Хоффман 1955; Хайэм 1989 ).

Для измерения близости мы можем использовать любой матричная норма инвариантен относительно ортогональных преобразований. Удобный выбор - Норма Фробениуса, ||Q − M||_F, квадрат, который представляет собой сумму квадратов разностей элементов. Написав это с точки зрения след, Тр, наша цель,

• Находить Q сведение к минимуму Tr ((Q − M)^Т(Q − M) ), при условии Q^ТQ = я.

Хотя записано в терминах матрицы, целевая функция просто квадратичный многочлен. Мы можем минимизировать его обычным способом, найдя, где его производная равна нулю. Для 3 × 3 матрица, ограничение ортогональности подразумевает шесть скалярных равенств, что элементы Q должен удовлетворить. Чтобы включить ограничение (я), мы можем использовать стандартный метод, Множители Лагранжа, собранная в виде симметричной матрицы, Y. Таким образом, наш метод:

• Дифференцировать Tr ((Q − M)^Т(Q − M) + (Q^ТQ − я)Y ) в отношении (записей) Q, и приравнять к нулю.

Рассмотрим 2 × 2 пример. Включая ограничения, мы стремимся минимизировать

${\displaystyle {\begin{aligned}&{\left(Q_{xx}-M_{xx}\right)^{2}+\left(Q_{xy}-M_{xy}\right)^{2}+\left(Q_{yx}-M_{yx}\right)^{2}+\left(Q_{yy}-M_{yy}\right)^{2}}\\&{\quad +\left(Q_{xx}^{2}+Q_{yx}^{2}-1\right)Y_{xx}+\left(Q_{xy}^{2}+Q_{yy}^{2}-1\right)Y_{yy}+2\left(Q_{xx}Q_{xy}+Q_{yx}Q_{yy}\right)Y_{xy}.}\end{aligned}}}$

Взяв производную по Q_хх, Q_ху, Q_yx, Q_гг в свою очередь собираем матрицу.

${\displaystyle {2{\begin{bmatrix}{Q_{xx}-M_{xx}+Q_{xx}Y_{xx}+Q_{xy}Y_{xy}}&{Q_{xy}-M_{xy}+Q_{xx}Y_{xy}+Q_{xy}Y_{yy}}\\{Q_{yx}-M_{yx}+Q_{yx}Y_{xx}+Q_{yy}Y_{xy}}&{Q_{yy}-M_{yy}+Q_{yx}Y_{xy}+Q_{yy}Y_{yy}}\end{bmatrix}}}}$

В общем случае получаем уравнение

${\displaystyle 0=2(Q-M)+2QY,}$

так что

${\displaystyle M=Q(I+Y)=QS,}$

куда Q ортогонален и S симметрично. Чтобы обеспечить минимум, Y матрица (и, следовательно, S) должен быть положительно определенным. Вызовы линейной алгебры QS то полярное разложение из M, с S положительный квадратный корень из S² = M^ТM.

${\displaystyle S^{2}=\left(Q^{\mathrm {T} }M\right)^{\mathrm {T} }\left(Q^{\mathrm {T} }M\right)=M^{\mathrm {T} }QQ^{\mathrm {T} }M=M^{\mathrm {T} }M}$

Когда M является неособый, то Q и S факторы полярного разложения определены однозначно. Однако определитель S положительно, потому что S положительно определен, поэтому Q наследует знак определителя M. То есть, Q гарантируется только ортогональность, а не матрица вращения. Это неизбежно; ан M с отрицательным определителем не имеет однозначно определенной ближайшей матрицы вращения.

Ось и угол

Основная статья: Ось – угол представления

Чтобы эффективно построить матрицу вращения Q под углом θ и единичная ось ты, мы можем воспользоваться преимуществами симметрии и кососимметрии внутри элементов. Если Икс, у, и z компоненты единичного вектора, представляющего ось, и

${\displaystyle {\begin{aligned}c&=\cos \theta \\s&=\sin \theta \\C&=1-c\end{aligned}}}$

тогда

${\displaystyle Q(\theta )={\begin{bmatrix}xxC+c&xyC-zs&xzC+ys\\yxC+zs&yyC+c&yzC-xs\\zxC-ys&zyC+xs&zzC+c\end{bmatrix}}}$

Определение оси и угла, как и определение кватерниона, возможно только с точностью до знака; то есть, (ты,θ) и (−ты,−θ) соответствуют той же матрице вращения, как и q и −q. Кроме того, извлечение ось-угол представляет дополнительные трудности. Угол может быть ограничен от 0 ° до 180 °, но углы формально неоднозначны и кратны 360 °. Когда угол равен нулю, ось не определена. Когда угол равен 180 °, матрица становится симметричной, что влияет на извлечение оси. Во избежание численных проблем, близких к 180 °, необходимо соблюдать осторожность: при извлечении угла арктангенс с двумя аргументами с atan2 (грех θ, cos θ) равно θ избегает нечувствительности arccos; и при вычислении величины оси, чтобы заставить единицу величины, метод грубой силы может потерять точность из-за потери значимости (Молер и Моррисон, 1983 ).

Частичный подход заключается в следующем:

${\displaystyle {\begin{aligned}x&=Q_{zy}-Q_{yz}\\y&=Q_{xz}-Q_{zx}\\z&=Q_{yx}-Q_{xy}\\r&={\sqrt {x^{2}+y^{2}+z^{2}}}\\t&=Q_{xx}+Q_{yy}+Q_{zz}\\\theta &=\operatorname {atan2} (r,t-1)\end{aligned}}}$

В Икс-, у-, и z-компоненты оси будут разделены на р. Полностью устойчивый подход будет использовать другой алгоритм, когда т, то след матрицы Q, отрицательно, как и при извлечении кватернионов. Когда р равен нулю, потому что угол равен нулю, ось должна быть получена из какого-либо источника, кроме матрицы.

Углы Эйлера

Сложность конверсии возрастает с Углы Эйлера (используется здесь в широком смысле). Первая трудность состоит в том, чтобы установить, какой из двадцати четырех вариантов декартового порядка осей мы будем использовать. Предположим, что три угла равны θ₁, θ₂, θ₃; физика и химия могут интерпретировать их как

${\displaystyle Q(\theta _{1},\theta _{2},\theta _{3})=Q_{\mathbf {z} }(\theta _{1})Q_{\mathbf {y} }(\theta _{2})Q_{\mathbf {z} }(\theta _{3}),}$

в то время как динамика самолета может использовать

${\displaystyle Q(\theta _{1},\theta _{2},\theta _{3})=Q_{\mathbf {z} }(\theta _{3})Q_{\mathbf {y} }(\theta _{2})Q_{\mathbf {x} }(\theta _{1}).}$

Один систематический подход начинается с выбора самой правой оси. Среди всего перестановки из (Икс,у,z), только два помещают эту ось на первое место; одна - четная перестановка, а другая - нечетная. Таким образом, выбор паритета устанавливает среднюю ось. Это оставляет два варианта для самой левой оси: либо дублировать первую, либо нет. Эти три варианта дают нам 3 × 2 × 2 = 12 вариации; мы удваиваем это число до 24, выбирая статические или вращающиеся оси.

Этого достаточно, чтобы построить матрицу из углов, но тройки, различающиеся во многих отношениях, могут дать одну и ту же матрицу вращения. Например, предположим, что мы используем зыз соглашение выше; то у нас есть следующие эквивалентные пары:

(90°,	45°,	−105°)	≡	(−270°,	−315°,	255°)	кратные 360 °
(72°,	0°,	0°)	≡	(40°,	0°,	32°)	единственное выравнивание
(45°,	60°,	−30°)	≡	(−135°,	−60°,	150°)	бистабильный флип

Углы для любого порядка можно найти с помощью краткой общей процедуры (Хертер и Лотт 1993; Shoemake 1994 ).

Проблема сингулярного выравнивания, математический аналог физического карданный замок, происходит, когда среднее вращение выравнивает оси первого и последнего вращений. Он влияет на каждый порядок осей, равный четному или нечетному кратному 90 °. Эти особенности не характерны для матрицы вращения как таковой и возникают только при использовании углов Эйлера.

Сингулярности избегают при рассмотрении и манипулировании матрицей вращения как ортонормированными векторами-строками (в 3D-приложениях, часто называемыми правым вектором, восходящим вектором и исходящим вектором) вместо углов. При работе с кватернионами также избегают сингулярностей.

Формулировка вектора в вектор

В некоторых случаях интересно описать поворот, указав, как один вектор отображается в другой по кратчайшему пути (наименьшему углу). В ${\textstyle \mathbb {R} ^{3}}$ это полностью описывает соответствующую матрицу вращения. В общем, учитывая ${\textstyle x,y\in \mathbb {S} ^{n}}$, матрица

$${\displaystyle R:=I+yx^{T}-xy^{T}+{\frac {1}{1+\langle x,y\rangle }}(yx^{T}-xy^{T})^{2}}$$

принадлежит ${\textstyle SO(n+1)}$ и карты ${\textstyle x}$ к ${\textstyle y}$^[12].

Матрицы равномерного случайного вращения

Иногда нам нужно сгенерировать равномерно распределенную матрицу случайного вращения. В двух измерениях интуитивно понятно, что это означает, что угол поворота равномерно распределен между 0 и 2.π. Эта интуиция верна, но не распространяется на более высокие измерения. Например, если мы разложим 3 × 3 матрицы вращения в ось-угол, угол должен нет быть равномерно распределенными; вероятность того, что (величина) угла не превосходит θ должно быть 1/π(θ - грех θ), за 0 ≤ θ ≤ π.

С ТАК(п) является связной и локально компактной группой Ли, у нас есть простой стандартный критерий однородности, а именно, что распределение не меняется при составлении с любым произвольным вращением («перенос» группы Ли). Это определение соответствует тому, что называется Мера Хаара. Леон, Массе и Ривест (2006) покажите, как использовать преобразование Кэли для создания и тестирования матриц в соответствии с этим критерием.

Мы также можем создать равномерное распределение в любом измерении, используя алгоритм подгруппы из Диаконис и Шашахани (1987) Ошибка harvtxt: нет цели: CITEREFDiaconisShashahani1987 (помощь). Это рекурсивно использует структуру группы вложенных измерений ТАК(п), следующее. Создайте равномерный угол и постройте 2 × 2 матрица вращения. Чтобы выйти из п к п + 1, сгенерируйте вектор v равномерно распределены по п-сфера S^п, вставьте п × п матрица следующего большего размера с последним столбцом (0,…,0,1), и поверните большую матрицу так, чтобы последний столбец стал v.

Как обычно, у нас есть специальные альтернативы для 3 × 3 дело. Каждый из этих методов начинается с трех независимых случайных скаляров, равномерно распределенных на единичном интервале. Арво (1992) использует нечетное измерение, чтобы изменить Отражение домохозяина к вращению посредством отрицания и использует это для наведения оси равномерного плоского вращения.

Другой метод использует кватернионы единиц. Умножение матриц вращения гомоморфно умножению кватернионов, а умножение на единичный кватернион вращает единичную сферу. Поскольку гомоморфизм локальный изометрия, мы сразу заключаем, что для получения равномерного распределения на SO (3) мы можем использовать равномерное распределение на S³. На практике: создайте вектор из четырех элементов, где каждый элемент является выборкой нормального распределения. Нормализуйте его длину, и вы получите кватернион случайных единиц с равномерной выборкой, который представляет собой случайное вращение с равномерной выборкой. Обратите внимание, что вышеупомянутое применимо только к вращению в размерности 3. Чтобы получить общее представление о кватернионах, следует изучить Роторы.

Также можно использовать углы Эйлера, но не с равномерным распределением каждого угла (Мурнаган 1962; Майлз 1965 ).

Для формы ось – угол ось равномерно распределена по единичной сфере направлений, S², а угол имеет неравномерное распределение по [0,π] отмечалось ранее (Майлз 1965 ).

Смотрите также

• Формула Эйлера – Родригеса
• Теорема Эйлера вращения
• Формула вращения Родригеса
• Плоскость вращения
• Ось – угол представления
• Группа вращения SO (3)
• Формализмы вращения в трех измерениях
• Оператор вращения (векторное пространство)
• Матрица трансформации
• Система рыскания-тангажа-крена
• Алгоритм Кабша
• Изометрия
• Жесткое преобразование
• Вращения в 4-мерном евклидовом пространстве

Замечания

1. Обратите внимание, что если вместо вращения векторов вращается система отсчета, то знаки на грех θ условия будут отменены. Если система отсчета A повернута против часовой стрелки вокруг начала координат на угол θ чтобы создать опорный кадр B, затем р_Икс (С признаками перевернутых) преобразует вектор, описанный в системе координат отсчета А к координатам опорных кадров B. Преобразования системы координат в аэрокосмической, робототехнической и других областях часто выполняются с использованием этой интерпретации матрицы вращения.
2. Обратите внимание, что

   ${\displaystyle \mathbf {u} \otimes \mathbf {u} =([\mathbf {u} ]_{\times })^{2}+{\mathbf {I} }}$

   так что в обозначениях Родригеса, эквивалентно,

   ${\displaystyle \mathbf {R} =\mathbf {I} +(\sin \theta )[\mathbf {u} ]_{\times }+(1-\cos \theta )([\mathbf {u} ]_{\times })^{2}.}$

3. Обратите внимание, что это экспоненциальное отображение кососимметричных матриц в матрицы вращения сильно отличается от преобразования Кэли, обсуждавшегося ранее, и отличается до третьего порядка,

   ${\displaystyle e^{2A}-{\frac {I+A}{I-A}}=-{\tfrac {2}{3}}A^{3}+\mathrm {O} \left(A^{4}\right).}$

   И наоборот, a кососимметричная матрица А указание матрицы вращения через карту Кэли определяет одно и тоже матрица вращения по карте exp (2 arctanh А).
4. Для подробного вывода см. Производная экспоненциального отображения. Вопросы сходимости этого ряда к правому элементу алгебры Ли здесь замалчены. Сходимость гарантирована, когда ||Икс|| + ||Y|| <журнал 2 и ||Z|| <журнал 2. Если эти условия не выполняются, ряды все же могут сходиться. Решение всегда существует, так как exp находится на^{[требуется разъяснение ]} в рассматриваемых случаях.

Примечания

1. Своковски, Эрл (1979). Исчисление с аналитической геометрией (Второе изд.). Бостон: Принл, Вебер и Шмидт. ISBN  0-87150-268-2.
2. Рекомендация W3C (2003 г.). «Масштабируемая векторная графика - начальная система координат».
3. Тейлор, Камилло Дж .; Кригман, Дэвид Дж. (1994). «Минимизация на группе Ли SO (3) и родственных многообразиях» (PDF). Технический отчет № 9405. Йельский университет.
4. https://dspace.lboro.ac.uk/dspace-jspui/handle/2134/18050
5. Бейкер (2003); Фултон и Харрис (1991)
6. (Веддерберн 1934, §8.02)
7. Холл 2004, Гл. 3; Варадараджан 1984, §2.15
8. (Engø 2001 )
9. Кертрайт, Т.; Фэрли, D B; Захос, К. К. (2014). «Компактная формула для вращений как спиновых матричных многочленов». СИГМА. 10: 084. arXiv:1402.3541. Дои:10.3842 / SIGMA.2014.084.
10. Бейкер 2003, Гл. 5; Фултон и Харрис 1991, стр. 299–315
11. (Гольдштейн, Пул и Сафко 2002, §4.8)
12. Сид, Хосе Анхель; Тохо, Ф. Адриан Ф. «Условие Липшица вдоль трансверсального слоения влечет локальную единственность ОДУ». Электронный журнал качественной теории дифференциальных уравнений. 13: 1-14. Дои:10.14232 / ejqtde.2018.1.13.

Рекомендации

• Арво, Джеймс (1992), «Матрицы быстрого случайного вращения», в Дэвиде Кирке (ред.), Графика Самоцветы III, Сан Диего: Академическая пресса Профессиональный, стр.117–120, ISBN  978-0-12-409671-4
• Бейкер, Эндрю (2003), Матричные группы: введение в теорию групп Ли, Springer, ISBN  978-1-85233-470-3
• Бар-Ицхак, Ицхак Ю. (ноябрь – декабрь 2000 г.), "Новый метод извлечения кватерниона из матрицы вращения", Журнал AIAA по руководству, контролю и динамике, 23 (6): 1085–1087, Дои:10.2514/2.4654, ISSN  0731-5090
• Бьорк, Оке; Боуи, Клэзетт (июнь 1971 г.), «Итерационный алгоритм для вычисления наилучшей оценки ортогональной матрицы», Журнал SIAM по численному анализу, 8 (2): 358–364, Дои:10.1137/0708036, ISSN  0036-1429
• Кэли, Артур (1846), "Sur quelques propriétés des determinants gauches", Журнал für die reine und angewandte Mathematik, 1846 (32): 119–123, Дои:10.1515 / crll.1846.32.119, ISSN  0075-4102; перепечатано как статья 52 в Кэли, Артур (1889), Собрание математических работ Артура Кэли, I (1841–1853), Издательство Кембриджского университета, стр. 332–336
• Диаконис, Перси; Шахшахани, Мердад (1987), "Алгоритм подгруппы для генерации однородных случайных величин", Вероятность в технических и информационных науках, 1: 15–32, Дои:10.1017 / S0269964800000255, ISSN  0269-9648
• Энгё, Кент (июнь 2001 г.), «По формуле BCH в так(3)", BIT вычислительная математика, 41 (3): 629–632, Дои:10.1023 / А: 1021979515229, ISSN  0006-3835
• Fan, Ky; Хоффман, Алан Дж. (Февраль 1955 г.), "Некоторые метрические неравенства в пространстве матриц", Proc. AMS, Труды Американского математического общества, Vol. 6, №1, 6 (1): 111–116, Дои:10.2307/2032662, ISSN  0002-9939, JSTOR  2032662
• Фултон, Уильям; Харрис, Джо (1991), Теория представлений: первый курс, GTM, 129, Нью-Йорк, Берлин, Гейдельберг: Springer, ISBN  978-0-387-97495-8, МИСТЕР  1153249
• Гольдштейн, Герберт; Пул, Чарльз П .; Сафко, Джон Л. (2002), Классическая механика (третье изд.), Эддисон Уэсли, ISBN  978-0-201-65702-9
• Холл, Брайан К. (2004), Группы Ли, алгебры Ли и представления: элементарное введение, Springer, ISBN  978-0-387-40122-5 (GTM 222)
• Гертер, Томас; Лотт, Клаус (сентябрь – октябрь 1993 г.), "Алгоритмы разложения трехмерных ортогональных матриц на примитивные повороты", Компьютеры и графика, 17 (5): 517–527, Дои:10.1016 / 0097-8493 (93) 90003-Р, ISSN  0097-8493
• Хайэм, Николас Дж. (1 октября 1989 г.), "Проблемы матричной близости и приложения", в Говер, Майкл Дж. С.; Барнетт, Стивен (ред.), Приложения теории матриц, Oxford University Press, стр.1–27, ISBN  978-0-19-853625-3
• Леон, Карлос А .; Массе, Жан-Клод; Ривест, Луи-Поль (февраль 2006 г.), «Статистическая модель для случайных вращений», Журнал многомерного анализа, 97 (2): 412–430, Дои:10.1016 / j.jmva.2005.03.009, ISSN  0047-259X
• Майлз, Роджер Э. (декабрь 1965 г.), «О случайных поворотах в р³", Биометрика, Биометрика, Vol. 52, № 3/4, 52 (3/4): 636–639, Дои:10.2307/2333716, ISSN  0006-3444, JSTOR  2333716
• Молер, Клив; Моррисон, Дональд (1983), «Замена квадратного корня пифагоровыми суммами», Журнал исследований и разработок IBM, 27 (6): 577–581, Дои:10.1147 / rd.276.0577, ISSN  0018-8646
• Мурнаган, Фрэнсис Д. (1950), «Элемент объема группы вращения», Труды Национальной академии наук, 36 (11): 670–672, Дои:10.1073 / pnas.36.11.670, ISSN  0027-8424, ЧВК  1063502, PMID  16589056
• Мурнаган, Фрэнсис Д. (1962), Унитарные и вращательные группы, Лекции по прикладной математике, Вашингтон: Спартанские книги
• Кэли, Артур (1889), Собрание математических работ Артура Кэли, I (1841–1853), Издательство Кембриджского университета, стр. 332–336
• Паэт, Алан В. (1986), «Быстрый алгоритм поворота растра» (PDF), Труды, Графический интерфейс '86: 77–81
• Добеши, Ингрид; Свелденс, Вим (1998), «Факторинговый вейвлет превращается в шаги подъема» (PDF), Журнал анализа Фурье и приложений, 4 (3): 247–269, Дои:10.1007 / BF02476026
• Пике, Майкл Э. (1990), «Инструменты вращения», в Эндрю С. Гласснер (редактор), Графика Самоцветы, Сан Диего: Академическая пресса Professional, стр. 465–469, ISBN  978-0-12-286166-6
• Press, William H .; Teukolsky, Saul A .; Веттерлинг, Уильям Т .; Фланнери, Брайан П. (2007), «Раздел 21.5.2. Выбор матрицы случайного вращения», Числовые рецепты: искусство научных вычислений (3-е изд.), Нью-Йорк: Издательство Кембриджского университета, ISBN  978-0-521-88068-8

• Шепперд, Стэнли В. (май – июнь 1978 г.), «Кватернион из матрицы вращения», Журнал AIAA по руководству, контролю и динамике, 1 (3): 223–224, ISSN  0731-5090
• Шумейк, Кен (1994), "Преобразование угла Эйлера", в Пол Хекберт (редактор), Самоцветы графики IV, Сан Диего: Академическая пресса Профессиональный, стр.222–229, ISBN  978-0-12-336155-4
• Стюльпнагель, Джон (октябрь 1964 г.), «О параметризации трехмерной группы вращения», SIAM Обзор, 6 (4): 422–430, Дои:10.1137/1006093, ISSN  0036-1445 (Также НАСА-CR-53568.)
• Варадараджан, Вееравалли С. (1984), Группы Ли, алгебры Ли и их представление, Springer, ISBN  978-0-387-90969-1 (GTM 102)
• Веддерберн, Джозеф Х. М. (1934), Лекции по матрицам, AMS, ISBN  978-0-8218-3204-2

внешняя ссылка

• «Вращение», Энциклопедия математики, EMS Press, 2001 [1994]
• Матрицы вращения в Mathworld
• Интерактивная демонстрация Math Awareness Month 2000 (требует Ява )
• Матрицы вращения на MathPages
• (на итальянском) Параметризация SOn (R) обобщенными углами Эйлера
• Вращение вокруг любой точки