Hullámok elhajlása (diffrakció), a Huygens Fresnel-elv

Átírás

1 TÓTH A.: Hullámok/3 (kibőítet óraázlat 41 Utolsó módosítás: Hullámok elhajlása (diffrakció, a Huygens Fresnel-el A hullámok terjedését eddig olyan esetekben izsgáltuk, amikor a terjedést korlátozó, agy módosító felületek (közeghatárok nagyméretűek oltak, a közegekben pedig a határoktól eltekinte a hullámterjedés homogén és izotróp olt. A hullámok terjedését azonban lényegesen befolyásolja, ha az útjukba éges méretű akadályok agy rések kerülnek. Ha ezeknek a mérete sokkal nagyobb, mint a hullámhossz, akkor még nincs jelentős áltozás. Ezt szemlélteti a köetkező kísérlet. KÍSÉRLET: Hullámkád egy pontjában létrehozunk egy körhullámot, és egy a hullámhosszhoz képest nagyméretű résen bocsátjuk át. A rés után nagyjából az ábrán látható hullámképet látjuk. Ebben az esetben tehát szabályos árnyék keletkezik, a hullám jó közelítéssel egyenes onalban terjed, az egyenesekkel határolt, geometriai árnyéktérbe nem agy alig hatol be. árnyék d>>λ d árnyék A hullámok egyenes onalú terjedése teszi lehetőé, hogy a hullámterjedést a sugarak beezetéséel sok esetben egyszerű geometriai szerkesztésekkel tudjuk nyomon köetni, és egyszerű magyarázatot adjunk számos optikai eszköz működésére (ezzel a geometriai optika foglalkozik. Vannak azonban olyan esetek, amikor a hullám lényegesen eltér az egyenes onalú terjedéstől. Ez történik pl. akkor, ha az előbbi kísérletben a rés méretét lecsökkentjük. KÍSÉRLET: Az előbbi kísérletben csökkentsük a rés méretét. Amikor a rés mérete közel azonos a hullámhosszal (a ábra, akkor a hullám jelentősen behatol az árnyéktérbe, az egyenes terjedéshez képest elhajlik. Még jelentősebb eltérés köetkezik be, ha a rés mérete sokkal kisebb a hullámhossznál (b ábra, hiszen ekkor mint azt korábban már láttuk a rés pontforrásként iselkedik. d~λ d a d<<λ d b Már a nagyméretű rés esetén is utaltunk arra, hogy az egyenes onalú terjedés csak jó közelítéssel alósul meg. Pontosabb megfigyelések azt is megmutatják, hogy bármilyen akadály szélénél is beköetkeznek az egyenes onalú terjedéstől eltérő jelenségek. KÍSÉRLET: Ezt megfigyelhetjük egy hullámkádban, ha egy nagyobb hullámhosszú hullám egy akadály széle mellett halad el (ábra.

2 TÓTH A.: Hullámok/3 (kibőítet óraázlat 4 Utolsó módosítás: Kis méretű akadály esetén a hullám az akadály mindlét szélén behatol az árnyéktérbe. KÍSÉRLET: Hullámkádban keltett körhullám útjába a hullámhosszal összemérhető akadályt helyezünk el. A hullámok jól láthatóan behatolnak az akadály mögötti geometriai árnyéktérbe. d~λ Toábbi izsgálatok amelyekről részletesebben a fényhullámoknál lesz szó azt mutatják, hogy a hullám intenzitáseloszlása nem olyan egyszerű, mint amiről eddig szó olt. Ez legjobban fényhullámokkal mutatható be, de a jelenség hullámkádban is megfigyelhető. KÍSÉRLET: Vízfelületen létrehozott hullám útjába kis méretű rést helyezünk el. Ha résméretet és a hullámhosszt megfelelően álasztjuk meg, akkor a rés túloldalán a pontforrások interferenciájához hasonló hullámalakzatot látunk. Itt az egyenes terjedéstől aló eltérés mellett a résen áthaladt hullámban maximális és minimális amplitúdójú helyeket mutató onalak figyelhetők meg. Ehhez hasonló képet kapunk akkor is, ha a hullám egymás mellett elhelyezett rések sorozatán (rácson halad át. Az itt bemutatott eseteken kíül is számos tapasztalat mutatja, hogy ha a hullám réseken halad át, agy éges méretű akadályokba ütközik, akkor az egyenes onalú terjedéstől jelentős eltérések figyelhetők meg. A hullámnak az egyenes onalú terjedéstől aló eltérését hullámelhajlásnak agy diffrakciónak-, az ezzel kapcsolatos jelenségeket elhajlásjelenségeknek-, a létrejött hullámalakzatot pedig elhajlási képnek agy diffrakciós képnek neezik. Az elhajlásjelenségek a Huygens-elel már nem értelmezhetők. Ennek alapető oka az, hogy a Huygens-el nem eszi figyelembe a terjedő hullám intenzitásiszonyait, így nem tudja értelmezni sem az árnyékjelenséget, sem pedig azt, hogy a hullám részlegesen behatol az árnyéktérbe. Ezt a problémát oldja meg a Fresnel 1 által jaasolt módosítás, amely szerint az új hullámfrontot nem az elemi hullámok burkolófelületeként értelmezzük, hanem az elemi hullámok interferenciájából számítjuk ki. Ez a Huygens Fresnel-el. A Huygens Fresnel-el tehát nem egyszerűen a geometriai terjedési szabályokat eszi figyelembe, hanem azt is, hogy az interferencia miatt az elemi hullámok a hullámtér egyes tartományaiban egymást erősíthetik agy gyengíthetik (esetleg kioltják egymást, agyis intenzitásáltozások köetkezhetnek be. A Huygens Fresnel-el alapján elégzett számításokból derül ki, hogy az árnyékjelenség oka az, hogy az elemi hullámok a rés túloldalán, az "árnyéktérben" a rés méretétől függő mértékben kioltják egymást. Ezzel egyúttal az árnyéktérbe aló behatolás különböző esetei is értelmezhetők. d 1 Augustin Jean FRESNEL ( francia fizikus.

3 TÓTH A.: Hullámok/3 (kibőítet óraázlat 43 Utolsó módosítás: Az is megmagyarázható, hogy miért jelennek meg az interferenciára jellemző hullámalakzatok. A Huygens Fresnel-el szerint ugyanis a hullámfront minden pontjából elemi gömbhullámok indulnak ki, és a hullámtér egy adott pontjában az amplitúdót ezek interferenciája adja meg. Egy rés mögött tehát olyan interferenciakép jelenik meg, amely a résben elképzelt égtelen sok pontforrásból kiinduló, koherens hullámok interferenciájának felel meg. A diffrakció különösen fontos szerepet játszik az optikában, ahol ezt a jelenséget fényelhajlásnak neezik. A diffrakcióra onatkozó optikai kísérletekkel és az egyszerűbb elhajlásjelenségek értelmezéséel az elektromágneses hullámoknál foglalkozunk.

4 TÓTH A.: Hullámok/3 (kibőítet óraázlat 44 Utolsó módosítás: Rugalmas hullámok dinamikai leírása A hullám leírása akkor teljes, ha a hullámfüggényt a hullámot létrehozó hatások és a terjedését befolyásoló határfeltételek ismeretében meg tudjuk határozni, agyis ismerjük a hullámfüggény meghatározására szolgáló fizikai egyenletet. Emellett a hullám által szállított energia meghatározása is fontos feladat. Ezeknek a problémáknak a megoldásához a különböző zaarterjedési mechanizmusok esetén más és más eszközöket és alaptörényeket kell felhasználnunk, ezért a rugalmas hullámokkal és az elektromágneses hullámokkal külön foglalkozunk. A tárgyalást a rugalmas hullámokkal kezdjük. A hullámegyenlet Első célunk az, hogy egy olyan fizikai egyenletet találjunk, amely alkalmas a hullámfüggény meghatározására. Ezt az egyenletet hullámegyenletnek neezik. Rugalmas hullámok esetén a hullámegyenlet felírásánál abból indulhatunk ki, hogy a hullám keltésekor erőt fejtünk ki a közeg egy kis térfogatelemére, ezért a hullámegyenletet a hullámban elmozduló közeg egy kis térfogatelemére felírt mozgásegyenlet segítségéel kaphatjuk meg. Hullámegyenlet egydimenziós, longitudinális rugalmas hullámok esetén A közeg elemi darabjára felírt mozgásegyenletben természetesen nem szerepel a hullámfüggény, ezért a feladat az, hogy a mozgásegyenletben szereplő, helytől és időtől függő mennyiségeket a hullámfüggénnyel fejezzük ki. Ekkor a hullámfüggényre onatkozó differenciálegyenletet kapunk. Először egy S keresztmetszetű rugalmas rúdban x-irányban terjedő egydimenziós longitudinális hullámra égezzük el a számolást. A S mozgásegyenlet egy dm tömegű térfogatelemre (ábra x x+dx dfx = dm a x. Ebből úgy lesz hullámegyenlet, hogy a rúd elemi darabjára ható df x erőt és a gyorsulást kapcsolatba hozzuk a ψ hullámfüggénnyel. F(x,t ψ(x,t F(x+dx,t ψ(x+dx,t Első lépésként határozzuk meg adott x koordinátájú keresztmetszetre a t időpillanatban fellépő erőt, amely a rúd hosszirányú deformációjának köetkezménye. Ehhez alkalmazzuk a Hooke-törényt, amely egy rugalmas test megnyújtásánál agy dl összenyomásánál a testre ható F erőt összefüggésbe hozza az ε = deformációal: F = SEε (E a Young-modulus. Esetünkben a deformáció a kiálasztott térfogatelem relatí hosszáltozása, ami iszonylag egyszerűen kifejezhető a hullámfüggénnyel. Egy adott t időpillanatban az ábrán látható térfogatelem két égének relatí elmozdulását éppen a hullámfüggény x- és x+dx helyeken felett értékeinek a különbsége adja meg, agyis dl = ψ( x + dx,t ψ( x,t. A térfogatelem eredeti hossza l = dx. Így az elemi térfogat ε deformációját az dl ψ( x + dx,t ψ( x,t ε = = l dx l

5 TÓTH A.: Hullámok/3 (kibőítet óraázlat 45 Utolsó módosítás: kifejezés adja meg. Ez tulajdonképpen a ψ ( x,t függény x szerinti differenciálhányadosa. Miel itt egy kétáltozós függényt csak az egyik áltozója szerint differenciálunk (és közben a másik áltozót állandónak tekintjük, ezt a differenciálhányadost parciális deriáltnak neezik, és jelölésére a szokásos d szimbólum helyett a szimbólumot használják. Ezzel a jelöléssel a deformáció: ψ ( x, t ε =. A Hooke-törény szerint az erő és a deformáció arányos egymással, agyis ψ( x,t F x ( x,t = SEε ( x,t = SE. x Ez az erő adott t időpillanatban a hely függénye, így a rúd egy dx hosszúságú elemi darabjára ható eredő erő ebben a pillanatban F( x,t df x = F( x + dx,t F( x,t = dx. x Az erő helyfüggését megadó összefüggés felhasználásáal ebből azt kapjuk, hogy ψ ( x,t dfx = SE dx. Ezzel a mozgásegyenlet baloldalát sikerült a hullámfüggénnyel kifejeznünk. A gyorsulás a helykoordináta (itt a hullámfüggény második időderiáltja, azaz ψ ( x, t a x =, így a mozgásegyenlet jobboldalán is megjelent a hullámfüggény. Fejezzük ki még a izsgált térfogatelem tömegét a ρ sűrűséggel: dm = Sdxρ. A fenti összefüggések felhasználásáal dfx = dm a x mozgásegyenlet a hullámfüggénnyel kifejeze az E ψ ( x,t ψ ( x,t = ρ alakot ölti. Ez a hullámterjedést leíró hullámegyenlet egy rugalmas rúdban terjedő longitudinális hullám esetén. Hullámegyenlet gázoszlopban terjedő longitudinális hullám esetén Az alapel ugyanaz, mint a rúdban terjedő longitudinális hullámoknál, agyis a gázoszlop egy elemi darabjára felírjuk a mozgásegyenletet, majd a gyorsulást és az erőt kifejezzük a hullámfüggénnyel. A mozgásegyenlet df = dm, x a x ahol df x a kiálasztott térfogatelemre ható erő, a x a térfogatelem gyorsulása, dm pedig a tömege. Itt az erő az x-tengely adott helyén létrejött nyomásesésből származik, amire a t időpillanatban az F( x,t = Sdp( x,t összefüggés érényes. A rugalmasságtanból tudjuk, hogy egy gáz összenyomására a

6 TÓTH A.: Hullámok/3 (kibőítet óraázlat 46 Utolsó módosítás: dv dp = K V ψ összefüggés érényes. Miel V = Sdx, és dv = Sdψ = S dx, azt kapjuk, hogy ψ dp( x,t = K. S x x+dx Egy x helyen t időpillanatban fellépő erő ennek alapján p(x,t ψ F( x,t = SK Egy kiálasztott térfogatelemre ható eredő erőt az erőnek a kiálasztott hosszon történő F( x,t ψ ( x,t dfx = dx = SK dx megáltozása adja meg. A gyorsulás most is ψ ( x, t a x =, és dm = Sdxρ0, ahol ρ 0 a gáz átlagos sűrűsége. A fenti összefüggésekkel a mozgásegyenlet az ψ ( x,t ψ ( x,t SK dx = Sdxρ 0 alakot ölti. Egyszerűsítések után ebből egy gázoszlopban terjedő longitudinális hullámra a K ψ ( x,t ψ ( x,t = ρ0 hullámegyenletet kapjuk. Hullámegyenlet rugalmas húrban terjedő, transzerzális hullámokra Egy x-tengelyen elhelyezkedő rugalmas húr a rezgései közben az eredeti helyzetéből arra merőlegesen kitér (ábra, és a húr mentén transzerzális hullám terjed. Az eközben létrejött y-irányú kitérés hely és y időfüggését az y = ψ ( x,t hullámfüggénnyel T jellemezzük. A hullámegyenletet most is egy elemi d l hosszúságú húrszakaszra felírt mozgásegyenletből kaphatjuk meg. A számolás során egyszerűsítő felteéseket teszünk: elhanyagoljuk a húrszakasz x-irányú elmozdulását, és feltesszük, hogy a húrszakasz kitérése kicsi, agyis a kitérést jellemző szögek (α, α' is kicsik (az ábra az áttekinthetőség érdekében nagyon torz. A húr megfeszített állapotban an, a húr érintője irányába mutató feszítő erőt az ábrán T-el jelöltük. T y T T x α x ψ(x,t dl dx α' T' x x+dx ψ(x+dx,t T' y p(x+dx,t x

7 TÓTH A.: Hullámok/3 (kibőítet óraázlat 47 Utolsó módosítás: A dm tömegű elemi szakaszra felírt mozgásegyenlet y-irányú összeteője: df y = dma y Most Fy -t és ay -t kell kifejezni ψ -el. Az erő y-komponense: dfy = T y + Ty = T sinα' T sinα. Miel α, α' kicsi: sinα tgα és sinα' tgα', így ( ( ( tgα df y T tgα ' tgα = Td tgα = T dx. De tudjuk, hogy y ψ tgα = = ezért ( tgα ψ ( x,t =. Ezzel az erő kifejezése így alakul ψ dfy = T dx. A mozgásegyenletben szereplő többi mennyiségre felírhatjuk, hogy y ψ ( x,t a y = = dm = ρdls ρdxs (ρ a húr anyagának sűrűsége, S a húr keresztmetszete. Ezeket a mozgásegyenletbe behelyettesíte, megkapjuk annak hullámfüggénnyel kifejezett alakját: T ψ ( x,t ψ ( x,t =. ρs Ez a hullámegyenlet megfeszített húrban terjedő transzerzális hullámokra. Az egydimenziós hullámegyenlet általános alakja Láttuk, hogy többféle hullámterjedési esetre ugyanolyan alakú hullámegyenletet kaptunk: ezek a különböző esetekben csak az egyenletek baloldalán szereplő, anyagjellemzőket és geometriai adatokat tartalmazó állandókban különböznek egymástól. Mindezek alapján sejthető, hogy itt általános törényszerűségről an szó. Ha az egyenletek baloldalán megjelenő állandót B-el jelöljük, akkor a hullámegyenlet a ψ ( x, t ψ ( x, t B = alakba írható, ahol E rúdban terjedő longitudinális hullámnál B =, ρ K gázoszlopban terjedő longitudinális hullámnál B = és ρ 0 T húrban terjedő transzerzális hullámnál B =. ρ S

8 TÓTH A.: Hullámok/3 (kibőítet óraázlat 48 Utolsó módosítás: Nézzük meg, hogy mi a fizikai jelentése ennek az állandónak. Ezt az egyenlet megoldásáal, agyis a hullámfüggény meghatározásáal deríthetnénk ki (ekkor az állandó feltehetőleg megjelenik a hullámfüggényben. Az egyenletet kellő matematikai ismeretek híján egyelőre nem tudjuk megoldani, de tudjuk, hogy a rúdban elileg terjedhet harmonikus síkhullám, ezért az egyenletnek biztosan megoldása a harmonikus síkhullámot leíró ψ ( x, t = Acos( ωt kx + α hullámfüggény is. Helyettesítsük be ezt a függényt a hullámegyenletbe, és nézzük meg, hogy milyen feltételek mellett lehet megoldás. A deriálásokat elégeze az alábbi egyenletet kapjuk: Bk cos( ω t kx + α = ω cos( ωt kx + α. Az egyenletet rendeze azt kapjuk, hogy ( Bk ω cos( ωt kx + α = 0. Ennek az egyenletnek bármilyen x- és t értékek mellett érényesnek kell lennie, ami csak úgy teljesülhet, hogy a hely-és időfüggő rész együtthatója nulla: Bk ω = 0. ω Felhasznála a k = összefüggést, azt kapjuk, hogy a B állandó közetlen összefüggésben an a hullám terjedési sebességéel: = B. Az egydimenziós hullámegyenlet általános alakban tehát az alábbi módon írható fel: ψ ( x,t ψ ( x,t =. Az egyes konkrét esetekben csak annyi a különbség, hogy a terjedési sebesség kifejezése más, amit a hullámegyenlet leezetése során kapunk meg. A fentiek alapján a terjedési sebesség különböző terjedési körülmények között az alábbi összefüggésekkel adható meg: longitudinális hullám rugalmas rúdban: = E, ρ longitudinális hullám (nyomás- és sűrűséghullám gázban: transzerzális hullám húrban: T =. ρs K =, ρ A terjedési sebességet bármilyen más esetben a fentiekhez hasonló módon, a hullámegyenlet konkrét esetre történő leezetéséel kaphatnánk meg. Így például G rugalmas rúdban terjedő nyírási hullámra a = kifejezést kapjuk (G a nyírási ρ modulus. Gázokban és folyadékokban gyakorlatilag csak longitudinális hullámok terjednek. Szilárd anyagokban longitudinális és transzerzális hullámok is terjednek, és terjedési sebességük eltérő: általában a longitudinális hullámok terjednek gyorsabban. 0

9 TÓTH A.: Hullámok/3 (kibőítet óraázlat 49 Utolsó módosítás: Megjegyezzük, hogy a hullámegyenlet általános alakja nem csak rugalmas hullámokra érényes, hanem például az elektromágneses hullámokra is, csak ott a hullámfüggény nem mechanikai jellegű áltozást, hanem az elektromos- és mágneses erőtér áltozását adja meg. Későbbi tanulmányaik során, amikor az elektromágneses hullám hullámegyenletét leezetik, akkor a fenti B állandóra azt kapják, hogy 1 B =, ahol ε 0 a ákuum permittiitása, ε r a teret kitöltő anyag relatí ε 0ε rμ0μr permittiitása, μ 0 a ákuum mágneses permeabilitása, μ r a teret kitöltő anyag relatí mágneses permeabilitása. Az elektromágneses hullám (pl. a fény terjedési sebessége 1 tehát c = B =. A ákuumban terjedő fény terjedési sebessége ennek ε μ μ megfelelően ε 0 r 0 r 1 c = B = (ákuumban r 1 ε μ ε = és μ r = 1. Behelyettesíte az ε 0 = 8.854* 10 As/(Vm és μ 0 = 4π 10 Vs / Am állandókat, a ákuumbeli 8 8 fényterjedés sebességének ismert értékét kapjuk: c =, m / s 3 10 m / s. *************** *************** *************** Térbeli hullámegyenlet A hullámok az esetek döntő többségében nem egy dimenzióban, hanem térben terjednek. Ilyenkor a hullámfüggény helyfüggését a helyzetektorral adhatjuk meg: ψ = ψ (r,t. A térbeli hullámegyenletet formálisan iszonylag egyszerűen megkaphatjuk egy harmonikus síkhullám 7 ψ ( r,t = Acos( ωt kr hullámfüggényének segítségéel. Miel az egydimenziós esetből tudjuk, hogy a hullámegyenletben a hullámfüggény második parciális deriáltjai szerepelnek, számítsuk ki először a hely szerinti deriáltakat a fenti hullámfüggény esetén. Ha figyelembe esszük, hogy kr, az alábbi összefüggéseket kapjuk: = kx x + k y y + k ψ ( r,t = k xψ ( r,t ψ ( r,t = k yψ ( r,t y ψ ( r,t = k zψ ( r,t. z Ezeket az egyenleteket összeada azt kapjuk, hogy ψ ( r,t ψ ( r,t ψ ( r,t ω + + = k ψ ( r,t = ψ ( r,t y z ω (itt felhasználtuk a k = összefüggést. Másrészt a hullámfüggény idő szerinti második deriáltja: ψ ( r,t = ω ψ ( r,t Az utóbbi két egyenletből azt kapjuk, hogy ψ ( r,t ψ ( r,t ψ ( r,t ψ ( r,t + + =. y z z z.

10 TÓTH A.: Hullámok/3 (kibőítet óraázlat 50 Utolsó módosítás: Ha alkalmazzuk a matematikában szokásos ψ ψ ψ + + = Δ y z ψ( r,t Δ ψ( r,t = jelölést, akkor az egyszerűbb alakot kapjuk. Kimutatható, hogy ez az egyenlet nem csak a leezetésnél feltételezett harmonikus hullámokra igaz, hanem ez a hullámegyenlet általánosan érényes alakja. *************** *************** *************** A hullámegyenlet alkalmazása: az állóhullám-egyenlet Korábban megizsgáltuk egy hullámforrásból kiinduló és a éges közeg határáról isszaert hullámok interferenciáját. Láttuk, hogy bizonyos feltételek teljesülésekor (pl. egy kötélben indított hullámnál meghatározott frekenciákon sajátos, a haladó hullámtól különböző, állandósult hullámalakzatok jöhetnek létre, amelyekben a hullámtér egész tartományai azonos fázisban rezegnek, csak a rezgés amplitúdója áltozik helyről-helyre. Az ilyen hullámalakzatokat neeztük állóhullámoknak. Kézenfekőnek látszik, hogy az általános hullámegyenlet a hullámok bármilyen fajtájának, így az állóhullámoknak a leírására is alkalmas. A hullámfüggény megtalálásához ismernünk kell a függénynek a közeg határán érényes alakját (peremfeltétel, és ismernünk kell a hullámfüggényt egy kezdeti időpillanatban (kezdeti feltétel. A hullámegyenlet általános megoldásának megtalálása adott kezdeti- és peremfeltételek esetén általában bonyolult feladat, ezért itt csak azt tűzzük ki célul, hogy megtaláljuk azokat a megoldásokat, amelyek a korábban kísérletileg is megtalált állóhullámokat írják le. Harmonikus hullámokkal kapcsolatos korábbi tapasztalataink szerint az állóhullámot helyfüggő amplitúdó és a közegnek nagyobb térrészre kiterjedő, azonos időfüggésű, azonos fázisú rezgése jellemzi, és azt találtuk, hogy hullámfüggénye egy helyfüggő amplitúdó és egy harmonikus rezgést leíró időfüggő tényező szorzataként írható fel: ψ ( x, t = ϕ( x cos( ωt + α. Most ismét a differenciálegyenletek megoldásánál korábban többször alkalmazott eljárást köetjük: a differenciálegyenletbe behelyettesítjük a kitalált megoldást, és megizsgáljuk, hogy milyen feltételek esetén lesz a próbafüggényünk megoldás. Ha a fenti hullámfüggényt behelyettesítjük a ψ ( x,t ψ ( x,t = hullámegyenletbe, akkor azt kapjuk, hogy d ϕ cos( ωt + α = ϕ( x ω cos( ωt + α. dx ω Ez az egyenlet rendezéssel és a k = összefüggés felhasználásáal a d ϕ + k ϕ( x cos( ωt + α = 0 dx alakba írható. Az egyenletnek bármely időpillanatban teljesülni kell, ami csak úgy lehetséges, hogy

11 TÓTH A.: Hullámok/3 (kibőítet óraázlat 51 Utolsó módosítás: d ϕ( x + k ϕ( x = 0. dx Ez a differenciálegyenlet megadja az állóhullám amplitúdójának ϕ ( x helyfüggését, és egydimenziós állóhullám-egyenletnek neezik. Ha a ϕ ( x függényt konkrét esetekben meghatározzuk, akkor az állóhullám hullámfüggényét is felírhatjuk az adott esetben: ψ ( x, t = ϕ( x cos( ωt + α. Egyszerű példaként próbáljuk meghatározni az amplitúdó ϕ ( x helyfüggését egy mindkét égén rögzített, L hosszúságú rugalmas húrban agy kötélben (ábra terjedő transzerzális harmonikus hullámra. A ϕ ( x függényt d ϕ( x + k ϕ( x = 0 dx állóhullám-egyenlet segítségéel határozzuk meg. ψ(0,t=0 0 ψ(l,t=0 L x Miel az egyenlet formailag teljesen azonos a harmonikus rezgőmozgás egyenletéel, megoldása is ugyanolyan, csak most a áltozó nem t, hanem x: ϕ ( x = Asin( kx + β. Ezzel az állóhullám időfüggését is megadó hullámfüggény a ψ ( x,t = Asin( kx + β cos( ωt + α alakot ölti. A konkrét esetben érényes állóhullám-megoldást akkor kapjuk meg, ha figyelembe esszük a határfeltételeket. A két égén rögzített kötél agy húr esetén egyrészt bármely időpillanatban fennáll, hogy ψ ( 0,t = 0. Ez azt jelenti, hogy ϕ ( 0 = 0, így a ϕ ( x = Asin( kx + β alakban felírt amplitúdó-függény csak a β = 0 esetben alkalmazható, tehát csak a ϕ ( x = A sin( kx alak megengedett. Másrészt a kötél agy húr másik ége is rögzített, tehát ψ ( L,t = 0, ami azt jelenti, hogy ϕ ( L = Asin( kl = 0, illete sin( kl = 0. Ez ugyanaz a feltétel, mint amit korábbi megfontolásainkból kaptunk, és a köetkeztetések is ugyanazok. Állóhullám egy mindkét égén rögzített kötélen agy húron csak akkor jön létre, ha a hullámszám a kl = nπ feltételnek megfelelő értékek alamelyikét eszi fel, azaz π k n = n L (n egész szám. Ezzel a hullámegyenlet n-től függő állóhullá-megoldása: π ψ n ( x, t = A sin( n x cos( ωt + α. L Mint korábban is láttuk, a határfeltételek miatt a húron kialakuló hullámok frekenciája és hullámhossza sem tetszőleges, hanem

12 TÓTH A.: Hullámok/3 (kibőítet óraázlat 5 Utolsó módosítás: π ω n = k n c = n c illete L L λ n =. n Mint már az állóhullámok korábbi tárgyalásánál is említettük, a fenti, egyetlen n értékhez tartozó megoldás csak igen speciális kezdeti feltételek mellett alósítható meg. Általában egy húr gerjesztésekor bonyolult hullám alakul ki, amely különböző frekenciájú harmonikus hullámok szuperpozíciója, így az n = 1 értékhez tartozó alapfrekencia mellett rendszerint kisebb intenzitással egyéb lehetséges frekenciák (felharmonikusok is megjelennek. Ezt mutatja például az, hogy egy húr hangja erősen függ attól, hogy milyen eszközzel szólaltatjuk meg és a rezgést a húr melyik pontján hozzuk létre. A fentihez hasonló módon tárgyalhatók egyéb peremfeltételek is (pl. egyik égén szabad kötél, mindkét égén szabad rezgő pálca, zárt és nyitott síp (leegőoszlop, stb. A két- agy háromdimenziós hullámegyenlettel síkon agy térben terjedő hullámok által létrehozott állóhullámok is tárgyalhatók. Számolásokat itt nem égzünk, de bemutatunk néhány síkbeli állóhullám képet. KÍSÉRLET: Közepén befogott négyzet- és kör alakú, ékony fémlemezekben (ábra hegedűhúrral transzerzális rezgéseket hozunk létre. Ennek köetkeztében állóhullámok (Chladni-ábrák alakulnak ki, amelyeknek kimutatására finom port használunk. A port a hullám gerjesztése előtt egyenletesen rászórjuk a lapokra, majd a hegedűonót az ábrán látható D pontokban a lemezre merőlegesen égighúzzuk a lemezen. Közben ujjunkkal a lemez egy agy két pontját megérintjük (az ábrán a C-el jelölt helyek. A porszemcsék azokon a helyeken gyűlnek össze, ahol a legkisebb a rezgés amplitúdója, tehát kirajzolják az állóhullám csomóonalait (az ábrán a sötét tartományok. A gerjesztés helyén mindig duzzadóhely an, az érintési helyeken csomópont. Látható hogy az érintés helyének (rögzített pont áltoztatásáal a csomóonalak helyzetét áltoztatni tudjuk. Ezek a kísérletek jól mutatják, hogy az állóhullámok konkrét alakját alapetően meghatározza a rezgetés helye és az, hogy az ujjunkkal milyen peremfeltételeket alakítunk ki.

13 TÓTH A.: Hullámok/3 (kibőítet óraázlat 53 Utolsó módosítás: Doppler-effektus Tapasztalatból tudjuk, hogy ha egy jármű nagy sebességgel közeledik felénk, és elhalad mellettünk, akkor az általa kibocsátott hang magasságát táolodáskor hirtelen mélyebbnek észleljük. A jelenség egyszerű kísérlettel sokkal meggyőzőbben is bemutatható. KÍSÉRLET: Függőleges tengely körül forgatható ízszintes karra egy sípot rögzítünk, úgy, hogy körbeforgatásakor a síp szája a körpálya érintője irányába mutat. Ha a kart és ele a sípot megforgatjuk, akkor a pálya érintőjének irányába mutató síp a rajta átáramló leegő hatására megszólal. Jól megfigyelhető, hogy amikor a síp keringése közben közeledik felénk, akkor a hangját sokkal magasabbnak halljuk, mint amikor táolodik tőlünk. Az észlelt hangmagasságnak, általánosabban egy hullám észlelt frekenciájának a megfigyelő agy a hullámforrás mozgásállapotától aló függését Dopplereffektusnak 1 neezik. Elsőként izsgáljuk meg, azt az esetet, amikor F az f 0 frekenciájú hullámforrás a hullámot közetítő közeghez képest u F sebességgel B A C x mozog. A hullám terjedési sebessége nyugó s+s'=(+u F τ s-s'=(-u F τ közegben, hullámhossza λ 0 =. f0 Ha a forrás (az ábrán az A pontban, a t=0 időpillanatban kibocsát egy hullámot, akkor a hullámfront az ettől számított τ idő alatt mindkét irányban sebességgel mozog, és s = τ táolságra jut el (az ábrán a B illete C pontokig, függetlenül attól, hogy a forrás áll agy s s τ mozog. Ezen a táolságon kialakul N = = = = f0τ számú teljes periódus (egy λ0 T T pillanatfelételen ennyi teljes szinusz-periódust látunk. Ha a forrás az x-tengely irányában mozog, akkor τ idő alatt s ' = τ táolságot tesz meg, tehát az x-tengely irányában a τ időtartam égén az N számú periódus az s s' = ( uf τ hosszúságú szakaszon figyelhető meg (alsó ábra. Szemléletesen szóla, a hullámhossz ebben az irányban összenyomódik. A C pontnál álló megfigyelő által észlelt hullámhossz ekkor s s' ( uf τ uf λ C = = = < λ0. A B pontban álló megfigyelő által észlelt hullámhossz N f0τ f0 iszont nagyobb lesz, mint az álló forrás esetén mért λ 0, hiszen ettől a helytől a forrás táolodik, az N számú periódus az s + s' = ( + uf τ szakaszra széthúzódik, és megfigyelt + uf értéke λ B = > λ0 lesz. f0 Ha megállapodunk abban, hogy a megfigyelő felé mozgó forrás sebessége pozití ( u F > 0, és a táolodó forrás sebessége negatí ( u F < 0, akkor a két összefüggés összeonható a B s=τ álló forrás F A mozgó forrás t=τ u F s=τ u F C x 1 Christian Johann DOPPLER ( osztrák fizikus.

14 TÓTH A.: Hullámok/3 (kibőítet óraázlat 54 Utolsó módosítás: uf λ = f0 alakba. A mozgó forrásból érkező hullám esetén a megfigyelő az f = összefüggésnek megfelelő, λ megáltozott frekenciát észlel: f = f0. uf Vagyis a tapasztalattal egyezően, közeledő forrásnál ( u F > 0 nagyobb-, táolodó forrásnál ( u F < 0 kisebb frekenciát kapunk, mint a nyugó forrással mért f 0. A számolás alapját képező hullámhossz-összenyomódás és hullámhossz-megnyúlás alóságosan is bemutatható ízhullámok segítségéel. Ha a íz felületén mozgatható forrással keltünk körhullámokat (például egy mozgó csőből a felületre szaggatottan kiáramló leegőel, akkor a árakozásnak megfelelően a képen látható hullámalakzatot láthatjuk. A második kérdés az, hogy hogyan befolyásolja az észlelt frekenciát a megfigyelőnek a közeghez iszonyított mozgása. Ha a megfigyelő mozog, akkor számára a hullám terjedési sebessége más, mint ha nyugalomban lenne. Ha például a C pontban léő megfigyelő a nyugalomban léő forrás felé (tehát a hullám terjedési irányáal szemben mozog u M sebességgel, akkor a hullám terjedési sebességét = + um -nek méri, és ennek megfelelően + um + um f = = f0 λ0 frekenciát észlel. Ellenkező irányú mozgás esetén az észlelt frekencia: um um f = = f0. λ0 Ha a forráshoz közeledő megfigyelő sebességét tekintjük pozitínak ( u M > 0, és az ellenkező irányban mozgóét negatínak ( u M < 0, akkor a két összefüggést összeonhatjuk az + u f == M f0 alakban. A számolás során feltételeztük, hogy a megfigyelő sebessége a hullámterjedés sebességéel párhuzamos. Ha a forrás is mozog, akkor λ helyébe a mozgó forrásnál kapott hullámhosszt kell beírnunk a fenti összefüggésbe, agyis + um f =. λ uf Ebből a λ = kifejezés beírása után azt kapjuk, hogy f0 + u f = M f0, u F

15 TÓTH A.: Hullámok/3 (kibőítet óraázlat 55 Utolsó módosítás: ahol u M > 0, ha a megfigyelő a forrás felé mozog, és u F > 0, ha a forrás a megfigyelő felé mozog. Ellenkező irányú mozgások esetén a megfelelő sebesség előjelet ált. Az összefüggéseket azzal a felteéssel kaptuk, hogy a forrás és a megfigyelő sebessége párhuzamos egymással és a hullám terjedési sebességéel. Ha ez nem így an, akkor az összefüggésbe a feltételnek megfelelő sebességkomponenseket kell beírni. Toábbi megszorítás, hogy a frekencia nem lehet negatí, agyis táolodó megfigyelő esetén u M < (ellenkező esetben a megfigyelő lehagyja a hullámot és nem észleli azt, és táolodó forrás esetén u F < (ellenkező esetben a forrás lehagyja a hullámot. Bár a fenti összefüggés nem érényes, ha u F >, gyakorlatilag nagyon fontos az az eset amikor egy folyadékban agy gázban egy hullámforrásként működő test a hullámok terjedési sebességénél gyorsabban mozog. Ez a helyzet áll elő például a ϑ hang terjedési sebességénél nagyobb sebességgel u F haladó (szuperszonikus repülőgépek esetén. u F > u F Δt u F Δt u F Δt F Ha a hullámforrás sebessége nagyobb, mint a hullámterjedés sebessége, akkor a forrás lehagyja a hullámot, tehát előtte nem alakul ki hullám, csak mögötte. Az ábrán egy ilyen estben kialakuló hullámkép látható, ahol feltüntettük a mozgó forrás által létrehozott hullámfrontok helyzetét Δ t időközökben. Látható, hogy a forrás mögött egy kúp alakú hullámfront jön létre, amelyet Mach-kúpnak 1 neeznek. A Mach-kúp legkönnyebben sima felületű ízben a ízhullámoknál gyorsabban haladó hajó mögött figyelhető meg. Az ábra alapján megállapíthatjuk, hogy a Mach kúp szögének ( ϑ felére a sin ϑ = összefüggés érényes, ahol a hullám terjedési sebessége, u F > pedig a forrás sebességének nagysága. A két sebesség iszonya fontos szerepet játszik a szuperszonikus repülésben, ezért erre uf beezették az M = jellemzőt, amit Mach-számnak neeznek. A Mach-szám tehát azt adja meg, hogy a mozgó forrás (pl. repülőgép a hullám terjedési sebességének (pl. hangsebesség hányszorosáal halad. Miel a hullámfront két oldalán jelentős nyomáskülönbség alakulhat ki, az ilyen hullám az áthaladása során lökésszerű hatást fejt ki (lökéshullám. u F 3Δt Δt Δt 1 Ernst MACH ( osztrák fizikus.