Z. Kąkol-Notatki do Wykładu z Fizyki

15-1

Wykład 15

15.

Fale w ośrodkach sprężystych

15.1

Fale mechaniczne

Fale powstające w ośrodkach sprężystych (np. fale dźwiękowe) nazywamy

falami me-

chanicznymi

. Powstają w wyniku wychylenia jakiegoś fragmentu ośrodka z położenia

równowagi co w następstwie powoduje drgania fragmentu wokół tego położenia. Drga-
nia te (dzięki właściwościom sprężystym ośrodka) są przekazywane na kolejne części
ośrodka. Sam ośrodek nie przesuwa się a jedynie jego elementy wykonują drgania w
ograniczonych obszarach przestrzeni. Np. fale na powierzchni wody: przedmioty pły-
wające wykonują ruch drgający natomiast same fale poruszają się ruchem jednostaj-
nym. Fala dobiegające do danego przedmiotu wprawiają go w ruch drgający przekazu-
jąc mu energię. Można za pomocą fal przekazywać więc energię na duże odległości.
Energia fal to energia kinetyczna i potencjalna cząstek ośrodka.

Cechą charakterystyczną fal jest to, że przenoszą energię poprzez materię dzięki prze-
suwaniu się zaburzenia w materii a nie dzięki ruchowi postępowemu samej materii

.

Do rozchodzenia się fal mechanicznych

potrzebny jest ośrodek

. To właściwości spręży-

ste ośrodka decydują o prędkości rozchodzenia się fali.
Ze względu na kierunek drgań cząstek względem kierunku rozchodzenia się fali

•

fale poprzeczne (np. lina)

•

fale podłużne (np. sprężyna, głos)

Ze względu na czoło fali (powierzchnia łącząca punkty o jednakowych zaburzeniach w
danej chwili) wyróżniamy

•

fale płaskie (w jednym kierunku)

•

fale kuliste

15.2

Fale rozchodzące się w przestrzeni

Rozważmy długi sznur naciągnięty w kierunku x, wzdłuż którego biegnie fala po-

przeczna. W dowolnej chwili np. t = 0 kształt sznura można opisać funkcją

y = f(x),

t = 0

y – przemieszczenie cząsteczek sznura sznura.
W miarę upływu czasu fala biegnie wzdłuż sznura bez zmiany kształtu. Po czasie t fala
przesuwa się o

v

t w prawo (

v

- prędkość fali). Zatem po czasie t równanie krzywej ma

postać

y = f(x -

v

t),

t

Oznacza to, że w chwili t w punkcie x =

v

t, kształt jest taki sam jak w chwili t = 0

w punkcie x = 0. Mamy więc równanie fali tylko trzeba określić funkcję f.
Jeżeli śledzimy wybraną część fali (czyli określoną fazę) to musimy zbadać jak zmienia
się w czasie określona wartość y (np. maksimum - amplituda). Chcemy żeby y było cały

Z. Kąkol-Notatki do Wykładu z Fizyki

15-2

czas takie samo, więc argument x -

v

t musi być taki sam, a to oznacza, że gdy czas ro-

ś

nie to musi też rosnąć x (czyli ruch w prawo). Fala w lewo ma więc równanie

y = f(x+

v

t).

Podsumowując, dla wybranej fazy mamy

x -

v

t = const.

Różniczkując względem czasu otrzymujemy

0

d

d

=

−

v

t

x

czyli

v

=

t

x

d

d

To jest

prędkość fazowa

. Zauważmy, że dla danego t mamy równanie f(x), a dla danego

miejsca sznura x mamy równanie f(t).
Rozważmy teraz fale o szczególnym kształcie. Załóżmy, że w chwili t = 0 kształt sznura
jest opisany funkcją

x

A

y

λ

π

2

sin

=

gdzie A jest maksymalnym wychyleniem. Zauważmy, że wychylenie jest takie samo
w punktach x, x +

λ

, x + 2

λ

, x + 3

λ

itd. Wielkość

λ

nazywamy długością fali (odległość

między punktami o tej samej fazie). Jeżeli fala biegnie w prawo to po czasie t

)

(

2

sin

t

x

A

y

v

−

=

λ

π

To jest równanie fali biegnącej.
Okres T jest czasem, w którym fala przebiega odległość równą

λ

więc:

λ

=

v

T

stąd













−

=

T

t

x

A

y

λ

π

2

sin

(15.1)

Widać, że w danej chwili taka sama faza jest w punktach x, x +

λ

, x + 2

λ

, x + 3

λ

itd.,

oraz, że w danym miejscu faza powtarza się w chwilach t, t + T, t +2T, itd.
Często wprowadza się dwie nowe wielkości: liczbę falową k = 2

π

/

λ

i częstość

ω

= 2

π

/T.

Wówczas y = Asin(kx-

ω

t) lub y = Asin(kx+

ω

t) dla fal biegnących w prawo i lewo.

Widać, że prędkość fazowa fali v jest dana wzorem

v

=

λ

/T =

ω

/k

(15.2)

oraz, że dla danego x otrzymujemy równanie ruchu harmonicznego prostego.

Z. Kąkol-Notatki do Wykładu z Fizyki

15-3

15.3

Rozchodzenie się fal, prędkość fal

Jeżeli chcemy zmierzyć prędkość fali

v

to śledzimy jak przemieszcza się w czasie

wybrana część fali czyli określona faza.

Wiemy, że prędkość fali zależy od sprężystości ośrodka i jego bezwładności. Sprę-

ż

ystość dla sznura jest określona poprzez napinającą go siłę F (np. im większa siła tym

szybciej wychylone elementy sznura wracają do położenia równowagi). Natomiast
bezwładność jest związana z masą sznura m oraz jego długością l. Spróbujemy teraz
wyprowadzić wzór na zależność prędkości v fali od siły F i od

µ

= m/l tj. masy przypa-

dającej na jednostkę długości sznura. W tym celu rozpatrzmy mały wycinek sznura
o długości dx pokazany na rysunku.

Końce wycinka sznura tworzą z osią x małe kąty

θ

1

i

θ

2

. Dla małych kątów

θ

≅

sin

θ

≅

dy/dx. Wypadkowa pionowa siła tj. siła wychylająca sznur w kierunku y wy-

nosi

1

2

1

2

θ

θ

θ

θ

F

F

F

F

F

wyp

−

=

−

=

sin

sin

Zgodnie z zasadą dynamiki siła wypadkowa jest równa iloczynowi masy wycinka
dm =

µ⋅

dx i jego przyspieszenia. Stąd

2

1

2

)

(

)

(

t

y

dx

t

dx

F

F

F

y

wyp

∂

∂

=

∂

∂

=

−

=

2

µ

µ

θ

θ

v

lub

2

2

t

y

F

x

∂

∂

µ

θ

=

∂

∂

(Uwaga: w równaniach piszemy pochodne cząstkowe oznaczane symbolem

∂

y bo wy-

chylenie y jest funkcją dwóch zmiennych y = f (x,t) i liczymy pochodne zarówno
względem zmiennej x jak i zmiennej t).
Uwzględniają, że

θ

=

∂

y/

∂

x otrzymujemy

Z. Kąkol-Notatki do Wykładu z Fizyki

15-4

2

2

2

2

t

y

F

x

y

∂

∂

µ

∂

∂

=

(15.3)

Jest to

równanie falowe

dla sznura (struny). Podstawmy teraz do tego równania odpo-

wiednie pochodne funkcji

)

sin(

)

,

f(

t

x

k

A

t

x

y

ω

−

=

=

)

sin(

t

x

k

A

t

y

ω

ω

∂

∂

−

−

=

2

2

2

oraz

)

sin(

t

x

k

Ak

x

y

ω

∂

∂

−

−

=

2

2

2

W wyniku podstawienia otrzymujemy

2

2

ω

µ

F

k

=

skąd możemy obliczyć prędkość fali

µ

ω

F

k

=

=

v

(15.4)

Zwróćmy uwagę, że sinusoidalna fala może być przenoszona wzdłuż struny z prędko-
ś

cią niezależną od amplitudy i częstotliwości.

Jeżeli teraz przepiszemy równanie struny w postaci

2

2

2

2

2

1

t

y

x

y

∂

∂

∂

∂

v

=

(15.5)

to otrzymamy

równanie falowe

, które stosuje się do wszystkich rodzajów rozchodzą-

cych się fal, takich jak fale dźwiękowe czy elektromagnetyczne.

15.4

Przenoszenie energii przez fale

Szybkość przenoszenia energii wyznaczymy obliczając siłę F jaka działa na koniec

struny (porusza struną w górę i w dół w kierunku y).

W tym celu posłużymy się zależnością

P = F

y

v

y

Jak widać z rysunku prędkość poprzeczna równa jest

v

y

=

∂

y/

∂

t, a składowa siły F w kierunku y wynosi

Fsin

θ

. Podstawiając do wzoru na moc otrzymujemy

Z. Kąkol-Notatki do Wykładu z Fizyki

15-5

θ

∂

∂

sin

t

y

F

P

=

Dla małych kątów

θ

możemy przyjąć sin

θ

≅

–

∂

y/

∂

x (znak minus wynika z ujemnego

nachylenia struny). Stąd

x

y

t

y

F

P

∂

∂

∂

∂

−

=

Obliczamy teraz pochodne funkcji

)

sin(

)

,

f(

t

x

k

A

t

x

y

ω

−

=

=

)

cos(

t

kx

A

t

y

ω

ω

∂

∂

−

−

=

)

cos(

t

kx

k

A

x

y

ω

∂

∂

−

=

i podstawiamy do wyrażenia na moc

)

(

cos

t

x

k

k

FA

P

ω

ω

−

=

2

2

(15.6)

Zauważmy, że moc czyli szybkość przepływu energii oscyluje w czasie. Korzystając

z tego, że k =

ω

/

v

,

ω

= 2

π

f oraz, że

µ

/

F

=

v

otrzymujemy

)

(

cos

4

2

2

2

2

t

kx

f

A

P

ω

µ

π

−

=

v

(15.7)

Widzimy, że szybkość przepływu energii jest proporcjonalna do kwadratu amplitudy
i kwadratu częstotliwości. Ta zależność jest prawdziwa dla wszystkich typów fal.

15.5

Interferencja fal

Rozważmy dwie fale o równych częstotliwościach i amplitudach ale o fazach róż-

niących się o

ϕ

. Równania tych fal są następujące

y

1

= Asin(kx –

ω

t –

ϕ

)

y

2

= Asin(kx –

ω

t)

Znajdźmy teraz falę wypadkową (

zasada superpozycji

) jako sumę y = y

1

+ y

2

.

Korzystając ze wzoru na sumę sinusów otrzymujemy

y = 2Acos(

ϕ

/2)sin(kx –

ω

t –

ϕ

/2)

(15.8)

co jest równaniem fali sinusoidalnej o amplitudzie 2Acos(

ϕ

/2). Dla

ϕ

= 0 fale spotykają

się zgodnie w fazie (wzmacniają), a dla

ϕ

= 180 wygaszają.

Z. Kąkol-Notatki do Wykładu z Fizyki

15-6

15.6

Fale stojące

Rozważmy teraz dwa ciągi falowe biegnące w przeciwnych kierunkach tzn.

y

1

= Asin(kx –

ω

t)

y

2

= Asin(kx +

ω

t)

np. falę padającą i odbitą.
Falę wypadkową można zapisać jako

y = y

1

+ y

2

= 2Asinkxcos

ω

t

(15.9)

To jest równanie fali stojącej. Zauważmy, że cząstki drgają ruchem harmonicznym pro-
stym. Cząstki mają tę samą częstość ale

różną amplitudę

zależną od położenia cząstki x.

Punkty kx =

π

/2, 3

π

/2, 5

π

/2, itd. czyli x =

λ

/4, 3

λ

/4, 5

λ

/4 itd. mające maksymalną am-

plitudę nazywamy

strzałkami

a punkty kx =

π

, 2

π

, 3

π

itd. czyli x =

λ

/2,

λ

, 3

λ

/2 itd. ma-

jące zerową amplitudę nazywamy

węzłami

.

Zwróćmy uwagę na jeszcze jedną istotną różnicę.

Energia nie jest przenoszona

wzdłuż

sznura bo nie może ona przepłynąć przez węzły, jest na stałe zmagazynowana w po-
szczególnych elementach sznura.

15.6.1

Układy drgające, przykład

Jeżeli struna zamocowana na obu końcach zostanie najpierw wygięta a następnie

puszczona, to wzdłuż struny rozchodzą się drgania poprzeczne. Zaburzenia te odbijają
się od zamocowanych końców i w wyniku interferencji powstaje fala stojąca. Zwróćmy
uwagę, że drgania struny wytwarzają w otaczającym strunę powietrzu dźwiękowe fale
podłużne (fale akustyczne). Ponieważ jedynym warunkiem, jaki musi być spełniony,
jest nieruchomość obu końców struny, czyli istnienie węzłów fali stojącej na tych koń-
cach, to mogą powstać w tej strunie fale stojące o różnej długości. Pierwsze cztery ro-
dzaje drgań jakie powstają w strunie o długości L zamocowanej na końcach są pokazane
na rysunku poniżej. Takie fale stojące nazywamy

rezonansami

.

Widzimy, że długości fal spełniają związek

L

λ

4

= L/2

λ

3

= 2L/3

λ

2

= L

λ

1

= 2L

Z. Kąkol-Notatki do Wykładu z Fizyki

15-7

n

L

n

2

=

λ

(15.10)

Korzystając z tego, że prędkość fali

v

T

λ

λ

=

=

v

oraz podstawiając wyrażenie (15.4)

możemy obliczyć częstotliwość rezonansów

µ

F

L

n

L

n

f

n

2

2

=

=

v

(15.11)

Najniższą częstość nazywamy

częstością podstawową

a pozostałe

wyższymi harmonicz-

nymi

czyli

alikwotami

.

Zazwyczaj w drganiach występują, oprócz drgania podstawowego, również drgania
harmoniczne, a dźwięki jakie odbieramy są wynikiem nakładania się tych drgań. O ja-
kości instrumentu (jego barwie) decyduje właśnie to ile alikwotów jest zawarte w
dźwięku i jakie są ich natężenia. Przykładowo, drganie wypadkowe struny będące zło-
ż

eniem tonu podstawowego (n = 1) i wyższych harmonicznych (n = 3, 5, 7) o różnych

amplitudach jest pokazane na rysunku poniżej.

Zwróćmy uwagę, że wypadkowe drganie (chociaż okresowe) nie jest harmoniczne (nie
daje się opisać funkcją sinus lub cosinus).

15.7

Dudnienia - modulacja amplitudy

Mówiliśmy już o superpozycji fal,

interferencji w przestrzeni

(dodawanie fal o tej

samej częstości). Rozpatrzmy teraz przypadek

interferencji w czasie

. Pojawia się ona

gdy przez dany punkt w przestrzeni przebiegają w tym samym kierunku fale o trochę
różnych częstotliwościach. Wychylenie wywołane przez jedną falę ma postać

y

1

= Acos2

π

v

1

t

y

2

= Acos2

π

v

2

t

drganie wypadkowe

n = 7

n = 5

n = 3

n = 1

t

Z. Kąkol-Notatki do Wykładu z Fizyki

15-8

więc

y = y

1

+ y

2

= A(cos2

π

v

1

t + cos2

π

v

2

t)

Ze wzoru na sumę cosinusów

t

v

v

t

v

v

A

y













+













−

=

2

2

cos

2

2

cos

2

2

1

2

1

π

π

(15.12)

Drgania wypadkowe można więc uważać za drgania o częstości

v

srednie

= (v

1

+ v

2

)/2

która jest średnią dwóch fal, i o amplitudzie (wyrażenie w nawiasie kwadratowym)
zmieniającej się w czasie z częstością

v

amp

= (v

1

– v

2

)/2

Jeżeli częstotliwości v

1

i v

2

są bliskie siebie to amplituda zmienia się powoli. Mówimy,

ż

e mamy do czynienia z modulacją amplitudy AM (stosowana np. w odbiornikach ra-

diowych). Dla fal dźwiękowych AM przejawia się jako zmiana głośności nazywana

dudnieniam

i (rysunek).

15.8

Zjawisko Dopplera

Austriak, Christian Doppler w pracy z 1842 r zwrócił uwagę, że barwa świecącego

ciała (częstotliwość) musi się zmieniać z powodu ruchu względnego obserwatora lub
ź

ródła. Zjawisko Dopplera występuje dla wszystkich fal. Obecnie rozważymy je dla fal

dźwiękowych. Zajmiemy się przypadkiem ruchu źródła i obserwatora wzdłuż łączącej
ich prostej.

y

y

t

t

Z. Kąkol-Notatki do Wykładu z Fizyki

15-9

Ź

ródło dźwięku spoczywa, a obserwator porusza się w kierunku źródła z prędkością

v

o

.

Nieruchomy obserwator odbierał by

v

t/

λ

fal w czasie t. Teraz odbiera jeszcze dodatko-

wo

v

o

t/

λ

fal. Częstość słyszana przez obserwatora

v

t

t

t

v

o

o

o

v

v

v

v

v

v

v

+

=

+

=

+

=

λ

λ

λ

'

Ostatecznie

v

v

v

o

v

v

+

=

'

Studiując pozostałe przypadki otrzymujemy ogólną zależność













±

=

z

o

v

v

v

v

v

v

m

'

(15.12)

gdzie v' - częstość odbierana przez obserwatora, v - częstość źródła,

v

- prędkość fali,

v

o

- prędkość obserwatora,

v

z

- prędkość źródła.

Znaki "górne" w liczniku i mianowniku odpowiadają zbliżaniu się, a znaki dolne odda-
laniu się obserwatora i źródła.