Механизм образования механических волн в упругой среде.

МЕХАНИЧЕСКИЕ ВОЛНЫ

1. Механизм образования механических волн в упругой среде. Продольные и поперечные волны. Волновое уравнение и его решение. Гармонические волны и их характеристики.

2. Фазовая скорость и дисперсия волн. Волновой пакет и групповая скорость.

3. Понятие о когерентности. Интерференция волн. Стоячие волны.

4. Эффект Доплера для звуковых волн.

Если в каком-либо месте упругой среды (твердой, жидкой или газообразной) возбудить колебания ее частиц, то вследствие взаимодействия между частицами это колебание будет распространяться в среде от частицы к частице с некоторой скоростью. Процесс распространения колебаний в пространстве называется волной. Геометрическое место точек, до которых доходят колебания к моменту времени t называется фронтом волны (волновым фронтом). В зависимости от формы фронта волна может быть сферической, плоской и др.

Волна называется продольной , если направление смещения частиц среды совпадает с направлением распространения волны.

Продольная волна распространяется в твердых, жидких и газообразных средах.

Волна называется поперечной , если смещение частиц среды перпендикулярно направлению распространения волны. Поперечная механическая волна распространяется только в твердых телах (в средах обладающих сопротивлением сдвигу, поэтому в жидкостях и газах такая волна распространиться не может).

Уравнение, позволяющее определить смещение (х,t) любой точки среды с координатой х в любой момент времени t называется уравнением волны.

Например, уравнение плоской волны, т.е. волны, распространяющейся в одном направлении, например в направлении оси х, имеет вид

Введем величину , которая называется волновым числом.

Если умножить волновое число на единичный вектор направления распространения волны , то получится вектор, называемый волновым вектором

С помощью оператора Лапласа (лапласиана) это уравнение можно записать более кратко

(Решением этого уравнения является уравнение волны (28-1), (28-2).)

Продольные волны могут распространяться как в твердых телах, так и в жидкостях или газах. Пример продольных волн - звуковые волны в жидкостях и газах. Они представляют собой колебания давления, распространяющиеся в этих средах.

Волновой процесс. Понятие волнового фронта.

МЕХАНИЧЕСКИЕ ВОЛНЫ В УПРУГОЙ СРЕДЕ

ЛЕКЦИЯ 9

Тело, колеблющееся в упругой среде, периодически воздействует на прилегающие к нему частицы среды, выводя их из положений равно­весия и заставляя совершать вынужденные колебания, возмущающие частицы среды. .

Механические возмущения (деформации), распространяющиеся в упругой среде, называются упругими волнами .

Геометрическое место точек среды, в которых фаза колебаний частиц одинакова, называется волновым фронтом или волновой поверхностью . Например, существуют сферические волны, исходящие от точечного источника колебаний, волновая поверхность которых представляет собой сферу.

Упругая волна называется продольной , если колебания частиц среды происходят в направлении распространения волны. Если же частицы среды колеблются в плоскостях, перпендикулярных направлению распространения волны, то такая волна называется поперечной .

Поперечные волны могут возникать только в такой среде, которая обладает упругостью формы, т. е. способна сопротивляться деформации сдвига. Поэтому поперечные волны могут существовать лишь в твердых телах. Таковы, например, волны, распространяющиеся вдоль струн музыкальных инструментов.

В отличие от других видов механического движения среды (например, ее течения) распространение упругих волн в среде не связано с переносом вещества.

Частицы, отстоящие друг от друга на расстоянии uT (u ‑ скорость распространения, T – период колебаний), колеблются в одинаковой фазе. Расстояние между ближайшими частицами, колеблющимися в одинаковой фазе, называется длиной волны l.

l = uT или u =λν,

где n ‑ частота колебаний.

Рассмотрим распространение продольной волны в тонком упругом стержне, которая создается источником колебаний, расположенном в некоторой точке пространства (x = 0). Выделим объем стержня длиной Δx (рис.9.1).. Под действием упругих сил, возникающих в точках x и x +Δ x, рассматриваемыйобъембудет испытывать деформации растяжения и сжатия.

Пусть s - упругое смещение границ выделенного объема от положений равновесия . Применение к данному объему закона движения центра масс приводит к дифференциальному уравнению

где t –время, ρ –плотность материала стержня, E – модуль Юнга.

Уравнение (9.1) называется дифференциальным волновым уравнением, котороезаписано в одномерном виде.

Решение уравнения (9.1) для волны, распространяющейся в направлении оси x , имеет вид:

, (9.2)

где A – амплитуда колебаний частиц среды (амплитуда волны); w – циклическая частота колебаний источника, которая равна частоте колебаний частиц среды, вызванных волной.

Можно показать, что данное уравнение имеет общий характер,. В трехмерном виде волновое уравнение имеет следующий вид:

, (9.3)

где Ñ 2 ‑ оператор Лапласа:

.

Решением этого уравнения является смещение s частиц среды от положений равновесия, как функция координат и времени. s = s (x,y,z , t ).

Определим смысл величины u в уравнениях (9.2) и (9.3), имеющей размерность скорости. Зафиксируем какое-либо значение фазы, в уравнении (9.2), положив

. (9.4)

Выражение (9.4) описывает распространение волнового фронта. Продифференцировав (9.4), получим

Скорость распространения волны u в приведенных выше уравнениях есть скорость перемещения фазы, поэтому эту скорость называют фазовой скоростью .

Из уравнения (9.1) следует

.

Т.е.фазовая скорость продольных волн в твердых телах зависит от модуля Юнга E и плотности среды r.

Можно показать, что скорость поперечных волн определяется модулем сдвига:

Скорость волн в идеальном газе для адиабатического процесса распространения зависит от абсолютной температуры :

,

где γ – показатель адиабаты (отношение изобарной и изохорной теплоемкостей газа, γ=с p /с V ), R – универсальная газовая постоянная, T - абсолютная температура, μ – молярная масса газа.

Функция (9.2) описывает плоскую волну, так как волновой фронт представляет собой плоскость.

Уравнение плоской волны можно представить в симметричном виде относительно t и х . Для этого вводится понятие волнового числа k :

Используя (9.7), получим выражение для скорости u:

Тогда уравнение волны описывается соотношением

s = A cos(wt – kx ). (9.8)

Если волну рассматривать на расстоянии значительно большем, чем размеры источника, то источник можно считать точечным. В этом случае в изотропной среде волна будет сферической . Такую волну описывает решение дифференциального уравнения (9.3), представленное в сферических координатах. Уравнение сферической волны имеет вид:

. (9.9)

Из (9.9) видно, что амплитуда сферической волны изменяется обратно пропорционально расстоянию от волнового фронта до источника.

Зависимость амплитуды волны от расстояния обусловлено тем, что по мере удаления фронта волны от источника за равные промежутки времени в колебательное движение вовлекаются все возрастающие объемы среды .

Посмотрим теперь, действительно ли волновое уравнение описывает основные свойства звуковых волн в среде. Прежде всего мы хотим вывести, что звуковое колебание, или возмущение, движется с постоянной скоростью. Кроме того, нам нужно доказать, что два различных колебания могут свободно проходить друг через друга, т. е. принцип суперпозиции. Мы хотим еще доказать, что звук может распространяться и вправо и влево. Все эти свойства должны содержаться в нашем одном уравнении.

Раньше мы отмечали, что любое возмущение, имеющее вид плоской волны и движущееся с постоянной скоростью, записывается в виде f(x —vt ). Посмотрим теперь, является ли f (x — v t ) решением волнового уравнения. Вычисляя дχ /дх, получаем производную функции dχ / d x = f `(x —vt ). Дифференцируя еще раз, находим

Дифференцируя эту же функцию χ по t , получаем значение — v , умноженное на производную, или dχ / d t = —v f `(x — vt ); вторая производная по времени дает

Очевидно, что f(х — vt ) удовлетворяет волновому уравнению, если v равно c s .
Таким образом, из законов механики мы получаем, что любое звуковое возмущение распространяется со скоростью c s и, кроме того,

тем самым мы связали скорость звуковых волн со свойствами среды.

Легко увидеть, что звуковая волна может распространяться и в направлении отрицательных х, т. е. звуковое возмущение вида χ(х, t)=g(x+vt) также удовлетворяет волновому уравнению. Единственное отличие этой волны от той, которая распространялась слева направо, заключается в знаке v, но знак d 2 χ / d t 2 не зависит от выбора x+ vt или х —v t, потому что в эту производную входит только v 2 . Отсюда следует, что решение уравнения описывает волны, бегущие в любом направлении со скоростью c s .


Особый интерес представляет вопрос о суперпозиции решений. Допустим, мы нашли одно решение, скажем χ 1 . Это значит, что вторая производная χ 1 . по х равна второй производной χ 1 по t, умноженной на 1/с 2 s . И пусть есть второе решение χ 2 обладающее тем же свойством. Сложим эти два решения, тогда получается

Теперь мы хотим удостовериться, что χ(х, t) тоже представляет некую волну, т. е. χ тоже удовлетворяет волновому уравнению. Это очень просто доказать, так как

Отсюда следует, что d 2 χ/ d x 2 = (1/ c 2 s) d 2 χ l d t 2 , так что справедливость принципа суперпозиции проверена. Само существование принципа суперпозиции связано с тем, что волновое уравнение линейно по χ .


Теперь естественно было бы ожидать, что плоская световая волна, распространяющаяся вдоль оси х и поляризованная так, что электрическое поле направлено по оси у , тоже удовлетворяет волновому уравнению

где с — скорость света. Волновое уравнение для световой волны есть одно из следствий уравнений Максвелла. Уравнения электродинамики приводят к волновому уравнению для света точно так же, как уравнения механики приводят к волновому уравнению для звука.

Определение 1

В том случае если волна распространяется в однородной среде, то ее движение в общем случае описывают волновым уравнением (дифференциальным уравнением в частных производных):

\[\frac{{\partial }^2\overrightarrow{s}}{\partial t^2}=v^2\left(\frac{{\partial }^2\overrightarrow{s}}{\partial x^2}+\frac{{\partial }^2\overrightarrow{s}}{\partial y^2}+\frac{{\partial }^2\overrightarrow{s}}{\partial z^2}\right)\left(1\right)\]

\[\triangle \overrightarrow{s}=\frac{1}{v^2}\frac{{\partial }^2\overrightarrow{s}}{\partial t^2}\left(2\right),\]

где $v$ -- фазовая скорость волны $\triangle =\frac{{\partial }^2}{\partial x^2}+\frac{{\partial }^2}{\partial y^2}+\frac{{\partial }^2}{\partial z^2}$ -- оператор Лапласа. Решением уравнения (1,2) служит уравнение любой волны, данные уравнения удовлетворяют, например, и плоская и сферическая волны.

Если плоская волна распространяется вдоль оси $X$, то уравнение (1) представляется как:

Примечание 1

Если физическая величина распространяется как волна, то она обязательно удовлетворяет волновому уравнению. Справедливо обратное утверждение: если какая -- либо величина подчиняется волновому уравнению, то она распространяется как волна. Скорость распространения волны будет равна квадратному корню из коэффициента, который стоит при сумме пространственных производных (в данном виде записи).

Волновое уравнение играет очень большую роль в физике.

Решение волнового уравнения для плоской волны

Запишем общее решение уравнения (2), для световой волны, распространяющейся в вакууме в случае, если s скалярная функция зависит только от одной из декартовых переменных, например $z$, то есть $s=s(z,t)$, что означает, функция $s$ имеет постоянное значение в точках плоскости, которая перпендикулярна $оси Z$. Волновое уравнение (1) в этом случае примет вид:

где скорость распространения света в вакууме равна $c$.

Общим решением уравнения (4) при заданных условиях будет выражение:

где $s_1\left(z+ct\right)$- функция описывающая волну произвольной формы, которая перемещается со скоростью $c$ в отрицательном направлении по отношению к направлению $оси Z$, $s_2\left(z-ct\right)$ - функция описывающая волну произвольной формы, которая перемещается со скоростью $c$ в положительном направлении по отношению к направлению $оси Z$. Надо отметить, что в процессе движения значения $s_1$ и $s_2$ в любой точке волны и ее форма волны неизменны.

Получается, что волна, которую описывает суперпозиция двух волн (в соответствии с формулой (5)). Причем эти составляющие волны движутся в противоположных направлениях. В этом случае уже нельзя говорить о скорости или направлении волны. В самом простом случае получается стоячая волна. В общем случае необходимо рассматривать сложное электромагнитное поле.

Волновое уравнение и система уравнений Максвелла

Волновые уравнения для колебаний векторов напряженности электрического поля и вектора магнитной индукции магнитного поля легко получить из системы уравнений Максвелла в дифференциальной форме. Запишем систему уравнений Максвелла для вещества, в котором нет свободных зарядов и токов проводимости:

Применим операцию $rot$ к уравнению (7):

В выражении (10) можно изменить порядок дифференцирования в правой части выражения, так как пространственные координаты и время -- независимые переменные, следовательно, имеем:

Примем во внимание то, уравнение (6), заменим $rot\overrightarrow{B}$ в выражении (11) на правую часть формулы (6), имеем:

Зная, что $rotrot\overrightarrow{E}=graddiv\overrightarrow{E}-{\nabla }^2\overrightarrow{E}$, и используя $div\overrightarrow{E}=0$, получаем:

Аналогично можно получить волновое уравнение для вектора магнитной индукции . Оно имеет вид:

В выражениях (13) и (14) фазовая скорость распространения волны $(v)$ равна:

Пример 1

Задание: Получите общее решение волнового уравнения $\frac{{\partial }^2s}{\partial z^2}-\frac{1}{c^2}\frac{{\partial }^2s}{\partial t^2}=0(1.1)$ плоской световой волны.

Решение:

Введем независимые переменные вида для функции $s$:

\[\xi =z-ct,\ \eta =z+ct\left(1.2\right).\]

В таком случае частная производная $\frac{\partial s}{\partial z}$ равна:

\[\frac{\partial s}{\partial z}=\frac{\partial s}{\partial \xi}\frac{\partial \xi}{\partial z}+\frac{\partial s}{\partial \eta }\frac{\partial \eta }{\partial z}=\frac{\partial s}{\partial \xi}+\frac{\partial s}{\partial \eta }\left(1.3\right).\]

Частная производная $\frac{\partial s}{\partial t}$ равна:

\[\frac{\partial s}{\partial t}=\frac{\partial s}{\partial \xi}\frac{\partial \xi}{\partial t}+\frac{\partial s}{\partial \eta}\frac{\partial \eta}{\partial t}=-c\frac{\partial s}{\partial \xi}+c\frac{\partial s}{\partial \eta}\to \frac{1}{c}\frac{\partial s}{\partial t}=-\frac{\partial s}{\partial \xi}+\frac{\partial s}{\partial \eta}\left(1.4\right).\]

Вычтем почленно выражение (1.4) из выражения (1.3), имеем:

\[\frac{\partial s}{\partial z}-\frac{1}{c}\frac{\partial s}{\partial t}=2\frac{\partial s}{\partial \xi}\left(1.5\right).\]

Почленное сложение выражений (1.4) и (1.3) дает:

\[\frac{\partial s}{\partial z}-\frac{1}{c}\frac{\partial s}{\partial t}=2\frac{\partial s}{\partial \eta }\left(1.6\right).\]

Найдем произведение левых частей выражений (1.5) и (1.6) и учтем результаты, записанные в правых частях этих выражений:

\[\left(\frac{\partial s}{\partial z}-\frac{1}{c}\frac{\partial s}{\partial t}\right)\left(\frac{\partial s}{\partial z}-\frac{1}{c}\frac{\partial s}{\partial t}\right)=\frac{{\partial }^2s}{\partial z^2}-\frac{1}{с^2}\frac{{\partial }^2s}{\partial t^2}=4\frac{\partial }{\partial \xi }\frac{\partial s}{\partial \eta }=0\left(1.7\right).\]

Если проинтегрировать выражение (1.7) по $\xi $, то получим функцию, которая не зависит от этой переменной, и может зависеть только от $\eta $, что значит, что она является произвольной функцией $\Psi(\eta)$. В этом случае уравнение (1.7) примет вид:

\[\frac{\partial s}{\partial \eta }=\Psi \left(\eta \right)\left(1.8\right).\]

Проведем интегрирование (1.8) по $\eta $ имеем:

где $s_1\left(з\right)$ -- первообразная, $s_2\left(\xi \right)$- постоянная интегрирования. Причем, функции $s_1$ и $s_2$ -- произвольные. Учитывая выражения (1.2), общее решение уравнения (1.1) можно записать как:

Ответ: $s\left(z,t\right)=s_1\left(z+ct\right)+s_2\left(z-ct\right).$

Пример 2

Задание: Определите из волнового уравнения, чему равна фазовая скорость распространения плоской световой волны.

Решение:

Сравнивая волновое уравнение, например, для вектора напряженности, полученное из уравнений Максвелла:

\[{\nabla }^2\overrightarrow{E}-\varepsilon {\varepsilon }_0\mu {\mu }_0\frac{{\partial }^2\overrightarrow{E}}{\partial t^2}=0(2.1)\]

с волновым уравнением:

\[\triangle \overrightarrow{s}=\frac{1}{v^2}\frac{{\partial }^2\overrightarrow{s}}{\partial t^2}(2.2)\]

позволяет сделать вывод о том, что скорость распространения волны $(v)$ равна:

Но здесь требуется отметить, что понятие скорости электромагнитной волны имеет определенный смысл только с волнами простой конфигурации, под такие волны подходит, например категория плоских волн. Так $v$ не будет являться скоростью распространения волны в случае производного решения волнового уравнения, в состав которых входят, например, стоячие волны.

Ответ: $v=\frac{с}{\sqrt{\mu \varepsilon }}.$

Посмотрим теперь, действительно ли волновое уравнение описывает основные свойства звуковых волн в среде. Прежде всего мы хотим вывести, что звуковое колебание, или возмущение, движется с постоянной скоростью. Кроме того, нам нужно доказать, что два различных колебания могут свободно проходить друг через друга, т. е. принцип суперпозиции. Мы хотим еще доказать, что звук может распространяться и вправо и влево. Все эти свойства должны содержаться в нашем одном уравнении.

Раньше мы отмечали, что любое возмущение, имеющее вид плоской волны и движущееся с постоянной скоростью, записывается в виде f( x - vt ). Посмотрим теперь, является ли f ( x - v t ) решением волнового уравнения. Вычисляя дχ /дх, получаем производную функции d χ / d x = f `( x - vt ). Дифференцируя еще раз, находим

Дифференцируя эту же функцию χ по t , получаем значение - v , умноженное на производную, или d χ / d t = - v f `( x - vt ); вторая производная по времени дает

Очевидно, что f (х - vt ) удовлетворяет волновому уравнению, если v равно c s .
Таким образом, из законов механики мы получаем, что любое звуковое возмущение распространяется со скоростью c s и, кроме того,

тем самым мы связали скорость звуковых волн со свойствами среды.

Легко увидеть, что звуковая волна может распространяться и в направлении отрицательных х, т. е. звуковое возмущение вида χ(х, t)=g(x+vt) также удовлетворяет волновому уравнению. Единственное отличие этой волны от той, которая распространялась слева направо, заключается в знаке v, но знак d 2 χ / d t 2 не зависит от выбора x+ vt или х - v t, потому что в эту производную входит только v 2 . Отсюда следует, что решение уравнения описывает волны, бегущие в любом направлении со скоростью c s .


Особый интерес представляет вопрос о суперпозиции решений. Допустим, мы нашли одно решение, скажем χ 1 . Это значит, что вторая производная χ 1 . по х равна второй производной χ 1 по t, умноженной на 1/с 2 s . И пусть есть второе решение χ 2 обладающее тем же свойством. Сложим эти два решения, тогда получается

Теперь мы хотим удостовериться, что χ(х, t) тоже представляет некую волну, т. е. χ тоже удовлетворяет волновому уравнению. Это очень просто доказать, так как

Отсюда следует, что d 2 χ/ d x 2 = (1/ c 2 s ) d 2 χ l d t 2 , так что справедливость принципа суперпозиции проверена. Само существование принципа суперпозиции связано с тем, что волновое уравнение линейно по χ .


Теперь естественно было бы ожидать, что плоская световая волна, распространяющаяся вдоль оси х и поляризованная так, что электрическое поле направлено по оси у , тоже удовлетворяет волновому уравнению

где с - скорость света. Волновое уравнение для световой волны есть одно из следствий уравнений Максвелла. Уравнения электродинамики приводят к волновому уравнению для света точно так же, как уравнения механики приводят к волновому уравнению для звука.