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Presentazione sul tema: "Avviare la presentazione col tasto “Invio”"— Transcript della presentazione:

1 Avviare la presentazione col tasto “Invio”
Lezione XII Avviare la presentazione col tasto “Invio”

2 ONDE NEI MEZZI ELASTICI

3 Il fenomeno ondulatorio si presenta in diversi campi della fisica
Il fenomeno ondulatorio si presenta in diversi campi della fisica. A noi sono familiari per esempio le onde d’acqua:

4 Ma ci sono altre onde che incontrerete nel corso dei vostri studi:
Le onde sonore

5 Le onde luminose

6 Le onde radio

7 Altre onde elettromagnetiche

8 Tutti questi fenomeni sono comuni a tutti i fenomeni ondulatori
Quindi le proprietà e il comportamento delle onde sono di primaria importanza. In questa lezione prenderemo in considerazione le onde nei mezzi deformabili elastici. Queste onde si chiamano onde meccaniche. Sarà interessante notare che molto del formalismo e delle proprietà delle onde meccaniche si applicano a tutti i fenomeni ondosi e costituiscono quindi un’importante tappa dei vostri studi. Infatti, studiando le onde meccaniche, parleremo di: Propagazione delle onde Sovrapposizione delle onde Interferenza delle onde Onde stazionarie Risonanza, etc… Tutti questi fenomeni sono comuni a tutti i fenomeni ondulatori

9 Le onde meccaniche hanno origine dallo spostamento (perturbazione) di una porzione
del mezzo elastico dalla sua posizione normale, con successiva oscillazione attorno alla posizione di equilibrio. A causa delle proprietà elastiche del mezzo, la perturbazione si trasmette (cioè «cammina») nel mezzo stesso. Quindi questa perturbazione o onda si propaga nel mezzo. NOTA: Il mezzo nel suo insieme NON si muove: sono le varie parti del mezzo che oscillano entro limiti ristretti E’ interessante notare come un tappo di sughero sulle onde dell’acqua mette in evidenza il moto oscillatorio dell’acqua (in alto e in basso e avanti e indietro) mentre le onde si propagano: cioè le onde sono in grado di trasmettere energia: col moto ondulatorio si può trasmettere energia (e quindi informazione) a distanza.

10 E’ necessario che ci sia della materia per la trasmissione delle onde meccaniche,
mentre per esempio le onde elettromagnetiche si propagano anche nel vuoto. Il mezzo che trasmette l’onda meccanica deve avere inerzia (massa) ed elasticità. Abbiamo già studiato il moto armonico: un sistema composto da una molla e una massa è composto sia di inerzia (la massa) che di elasticità (la molla). Tuttavia il suo movimento oscillatorio (il moto armonico) NON è un moto ondulatorio, in quanto non si propaga. Quindi NON si ha trasmissione di energia. Il punto è che in questo caso l’inerzia e l’elasticità sono separate. Nel caso di onde meccaniche, inerzia e elasticità sono distribuite nel mezzo. Se una molla possiede anche inerzia (come nel caso reale), in essa possono avere luogo onde, e quindi in essa può avvenire trasporto di energia.

11 Tipi di onde Dall’esame del movimento delle particelle materiali, rispetto alla direzione di propagazione delle onde, si possono distinguere e classificare diversi tipi di onde. Onde Trasversali: se i movimenti trasmessi dall’onda alle particelle materiali sono diretti ortogonalmente alla direzione di propagazione dell’onda, si ha un’onda trasversale. Per esempio, quando una fune elastica tesa orizzontalmente viene posta in oscillazione in su e in giù ad un estremo, lungo la corda si propaga un’onda trasversale: la perturbazione si sposta lungo la corda, mentre le particelle oscillano in direzione perpendicolare a quella di propagazione dell’onda.

12 Onde trasversali in una corda:

13 Un altro esempio di onde trasversali sono le onde elettromagnetiche che però
NON sono onde meccaniche: la perturbazione che si propaga NON è dovuta a oscillazioni di materia, ma ad oscillazioni del campo elettromagnetico. Poiché il campo elettrico e il campo magnetico di un’onda sono perpendicolari alla direzione di propagazione, si tratta di onde trasversali.

14 Onde longitudinali: se invece il movimento trasmesso alle particelle da un’onda meccanica
avviene con oscillazioni avanti e indietro lungo la direzione di propagazione della perturbazione, allora siamo in presenza di un’onda longitudinale.

15 Onde né puramente trasversali né puramente longitudinali
Alcune onde non sono né puramente trasversali né puramente longitudinali. Per esempio, nel moto ondoso dell’acqua, le particelle d’acqua non solo si muovono verso l’alto e il basso, ma anche in avanti e indietro, descrivendo delle ellissi.

16 Classificazione delle onde in base alle dimensioni del mezzo
Le onde in generale potranno essere mono-bi-tridimensionali a secondo delle dimensioni del mezzo di propagazione. Le onde che si propagano in una fune o in una molla sono unidimensionali Le onde superficiali, per esempio sulla superficie dell’acqua sono bidimensionali Le onde sonore e le onde luminose sono tridimensionali

17 Singoli impulsi e treni d’onda
Le onde inoltre possono essere classificate in base al comportamento nel tempo di una data particella del mezzo in cui si propaga l’onda. Per esempio, noi possiamo produrre un impulso, ossia una singola onda, che si propaga lungo una corda tesa, applicando un semplice movimento alla sua estremità In questo caso, ciascuna particella del mezzo, una volta interessata dalla perturbazione impulsiva, si muove in su e in giù una sola volta.

18 Se invece seguitiamo a muovere in su e in giù l’estremità della corda, generiamo un treno
d’onde, e se il nostro movimento è periodico generiamo un treno d’onde periodico. In questo caso ciascuna particella del mezzo si muove su e giù di continuo.

19 Onde piane e onde sferiche
Consideriamo un impulso in uno spazio tridimensionale. Per esempio un impulso di pressione generato nell’aria, o in generale in un fluido, da un gigantesco stantuffo.

20 Onde piane e onde sferiche
Consideriamo un impulso in uno spazio tridimensionale. Per esempio un impulso di pressione generato nell’aria ,o in generale in un fluido, da un gigantesco stantuffo.

21 Nella slide precedente abbiamo individuato la superfice composta da tutti i punti
sottoposti, ad un certo istante, alla stessa perturbazione. Al passare del tempo la superfice si sposta, mostrando in sostanza come si propaga nel mezzo la perturbazione, ad una certa velocità v. v

22 Possiamo generalizzare l’idea al caso di un’onda periodica, considerando le superfici
i cui punti, durante il moto di propagazione hanno la stessa fase. Queste superfici vengono dette fronti d’onda. Se il mezzo è omogeneo e isotropo, la direzione di propagazione è sempre ortogonale al fronte d’onda e la direzione di propagazione viene detta raggio v

23 I fronti d’onda possono avere forme diverse
I fronti d’onda possono avere forme diverse. Se la perturbazione si propaga in una direzione, le onde prendono il nome di onde piane.

24 Se la perturbazione si propaga in tutte le direzioni a partire da un punto, che è la
sorgente delle onde, si hanno delle onde sferiche. Soltanto lontano dalla sorgente le onde sferiche hanno una piccola curvatura e possono essere considerate onde piane

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Lezione XII-b Avviare la presentazione col tasto “Invio”

26 Propagazione delle onde
Consideriamo una corda tesa nella direzione dell’asse delle x, lungo la quale si propaga un’onda. Ad un certo istante, per esempio a t = 0, la forma della corda può essere rappresentata da una certa funzione y di x, come se gli avessimo fatto una foto: y = f (x) dove y è lo spostamento trasversale in funzione di x al tempo t

27 Al passare del tempo, l’onda si propaga lungo la corda, quindi lungo l’asse x, senza cambiare
forma. Ad un dato istante t l’onda ha percorso un tragitto v t , dove v è appunto la velocità dell’onda.

28 . Quindi l’equazione della curva al tempo t è data dalla: y = f (x − v t) Questa equazione, al punto x = v t e all’istante t ci da la stessa forma d’onda che avevamo nel punto x = 0 al tempo t = 0. Questa è l’equazione di un’onda che si propaga verso destra, cioè nel verso delle x crescenti. L’equazione di un onda che si propaga verso sinistra sarà: y = f (x + v t)

29 x − v t = costante dx − v dt = 0 dx / dt = v
Ogni particolare parte dell’onda è denominata fase. La velocità dell’onda così come l’abbiamo definita è appunto la velocità di fase. Infatti, considerata una certa prefissata fase, per come abbiamo definito la fase risulta: x − v t = costante differenziando si ottiene dx − v dt = 0 cioè: dx / dt = v Quindi v è proprio la velocità di fase dell’onda

30 Sul significato dell’equazione d’onda:
Per un dato valore di t, l’equazione d’onda y = f (x − v t) ci dà y in funzione di x, cioè ci fornisce una fotografia della forma del mezzo all’istante t Per un dato valore di x, l’equazione d’onda y = f (x − v t) ci dà y in funzione di t, cioè descrive come varia nel tempo il mezzo in quel punto.

31 Adesso prenderemo in considerazione una particolare forma d’onda, che come vedremo
nel seguito ha una notevole importanza. Supponiamo che al tempo t si abbia in una fune un treno d’onda descritto dalla relazione: y (x) = ym sin 2π 𝑥 λ Notiamo che: La forma dell’onda è una sinusoide. Lo spostamento massimo ym dà l’ampiezza della sinusoide. Lo spostamento trasversale y in un dato punto x è lo stesso come in x + λ, x + 2λ, etc.. Il simbolo λ è denominato lunghezza d’onda del treno e misura la distanza minima tra due punti dell’onda aventi la stessa fase. y x

32 y (x,t) = ym sin ( 2π λ (x − v t) )
Supponiamo che al passare del tempo, l’onda viaggi verso destra con una velocità di fase v. Quindi l’equazione d’onda al tempo t risulta essere: y (x,t) = ym sin ( 2π λ (x − v t) )

33 y (x,t) = ym sin 2π ( 𝑥 λ − v𝑡 λ )
Il periodo T è il tempo necessario all’onda per percorrere la distanza di una lunghezza d’onda. Risulta quindi: λ = v T Ponendo questa espressione nell’equazione d’onda, si ottiene: y (x,t) = ym sin 2π λ (x − v t) y (x,t) = ym sin 2π ( 𝑥 λ − v𝑡 λ ) y (x,t) = ym sin 2π ( 𝑥 λ − v𝑡 v T ) y (x,t) = ym sin 2π ( 𝑥 λ − 𝑡 T )

34 y (x,t) = ym sin 2π ( 𝑥 λ − 𝑡 T ) y (x,t) = ym sin (kx − ωt)
Notiamo la simmetria che presenta questa equazione d’onda fra x e λ e fra t e T : y (x,t) = ym sin 2π ( 𝑥 λ − 𝑡 T ) In un qualunque istante t, la y ha lo stesso valore in: x, x + λ, x + 2λ , etc.. In una qualsiasi posizione x, la y ha lo stesso valore in: t, t + T, t + 2T , etc… Daremo a questa equazione una forma più sintetica definendo due parametri: Il numero d’onda k = 2π / λ La frequenza angolare ω = 2π / T y (x,t) = ym sin (kx − ωt)

35 Confrontando la definizione dei due parametri
Il numero d’onda k = 2π / λ La frequenza angolare ω = 2π / T con la: λ = v T noteremo che la velocità di fase v vale: v = λ / T = ω / k

36 y (x,t) = ym sin (kx − ωt − ψ)
Nella scrittura di queste equazioni abbiamo implicitamente supposto che al tempo t = 0 e in x = 0, lo spostamento in y sia zero. y x Ovviamente non è sempre detto che sia così. In effetti l’espressione generale per un treno d’onda di forma sinusoidale che si propaga verso destra è: y (x,t) = ym sin (kx − ωt − ψ) Dove ψ è denominato angolo di fase. E’ interessante notare che in un qualsiasi punto x, l’equazione del moto y(t) è l’equazione del moto armonico y (t) = ym sin (ωt + φ)

37 è denominato sovrapposizione
Il principio di sovrapposizione Si osserva che in molti casi due o più onde che si propagano in un mezzo possono passare nello stesso punto agendo indipendentemente l’una dall’altra. Per esempio nel caso del suono, noi siamo in grado di distinguere note musicali provenienti da diversi strumenti. Nel caso delle onde luminose, siamo in grado di vedere un oggetto, sebbene l’onda in questione si propaga in uno spazio percorso da altre onde luminose. Il fatto che le onde in uno stesso mezzo agiscano indipendentemente l’una dall’altra significa che lo spostamento di una particella ad un dato istante è la somma degli spostamenti che le singole onde gli conferirebbero agendo da sole. Questo processo di somma vettoriale degli spostamenti di una particella è denominato sovrapposizione

38 Per le onde in un mezzo deformabile, il principio di sovrapposizione è valido quando
la relazione fra la deformazione e la forza di richiamo è di semplice proporzionalità. Tale relazione è espressa matematicamente da una relazione lineare Il principio di sovrapposizione si applica anche alle onde elettromagnetiche, data la relazione lineare fra campo elettrico e campo magnetico. Il principio di sovrapposizione NON è più valido quando le equazioni che descrivono il movimento ondulatorio non sono lineari. Questo per esempio si può verificare quando la perturbazione ondulatoria è molto grande. Ad esempio, oltre il limite elastico la legge di Hooke non è più valida e la relazione lineare F = -kx non è più valida.

39 y (t) = A0 + A1 sin (ωt) + A2 sin (2ωt) + ….. + AN sin (Nωt) +
Il principio di sovrapposizione è molto importante in quanto consente di analizzare un complicato moto ondulatorio come combinazione di onde componenti semplici. In particolare, come fu dimostrato dal matematico Fourier, qualsiasi forma di onda periodica può essere costruita come somma di componenti armoniche, cioè sinusoidali. La somma di queste componenti sinusoidali, detta Serie di Fourier, per esempio per una generica funzione periodica y (t) di periodo T ha in generale la seguente forma: y (t) = A0 + A1 sin (ωt) + A2 sin (2ωt) + ….. + AN sin (Nωt) + B1 cos (ωt) + B2 cos (2ωt) + ….. + BN cos (Nωt) dove ω = 2π/T

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41 In certi casi può essere interessante fare una analisi del contenuto armonico di
una data onda periodica di forma generica, cioè fare un istogramma dell’ampiezza delle varie componenti armoniche.

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43 Velocità dell’onda y(x,t) = f (x –vt)
Riprendiamo in esame l’equazione generale di un’onda: y(x,t) = f (x –vt) Il parametro v è il valore (costante) con cui l’onda si propaga nel mezzo. Consideriamo ancora una volta un’onda trasversale che si propaga in una corda: si verifica sperimentalmente che la velocità dell’onda dipende solo dalla tensione F che si esercita sulla corda e dal parametro μ della corda, definito come la massa dell’unità di lunghezza della corda. Adottando questo fatto sperimentale, useremo adesso l’analisi dimensionale per determinare con quale relazione funzionale la velocità dipende da queste grandezze.

44 [ F ]  dimensioni della forza [M ]  dimensioni della massa
Ricordando che F = m a, in termini di dimensioni della massa, e dell’accelerazione, le dimensioni della forza sono: [ F ] = [M L T-2] Dove: [ F ]  dimensioni della forza [M ]  dimensioni della massa [L T-2]  dimensioni dell’accelerazione (lunghezza, inverso del tempo al quadrato) D’altra parte le dimensioni di μ sono [M L-1], e la combinazione di queste due dimensioni deve produrre le dimensioni di una velocità [L T-1] L’unica soluzione è estrarre la radice quadrata del rapporto F/ μ

45 [M L T-2] / [M L-1]  [L2 T-2] [L T-1] v proporzionale a 𝐹 μ v = 𝐹 μ
Infatti le dimensioni del rapporto F/ μ sono: [M L T-2] / [M L-1]  [L2 T-2] e di conseguenze le dimensioni della radice quadrata saranno: [L T-1] Queste sono appunto le dimensioni di una velocità. La relazione funzionale fra la velocità v e le due variabili in questione dovrà essere quindi del tipo: v proporzionale a 𝐹 μ Gli esperimenti dimostrano che la costante di proporzionalità vale 1, quindi risulta: v = 𝐹 μ

46 Quindi: mentre la frequenza di un’onda è determinata dalla frequenza della sorgente, la velocità di propagazione dipende dalle proprietà del mezzo (nell’esempio che abbiamo considerato dalla densità e dall’elasticità). Una volta determinata la frequenza f e la velocita v, la lunghezza d’onda λ rimane determinata dalla relazione: λ = v 𝑓

47 Potenza e intensità nel moto ondulatorio
E’ facile intuire che la potenza (o flusso di energia nell’unità di tempo) non è costante in quanto varia la potenza immessa dalla sorgente. Quando l’energia fluisce dalla sorgente nella corda, essa si accumula in ogni elemento infinitesimo della corda alternativamente sotto forma di energia cinetica e energia potenziale E’ utile considerare la potenza media <P> immessa (per esempio nella corda) in un periodo T Si dimostra che la potenza media <P> obbedisce alla seguente relazione: <P> = 2 π2 ym2 f2 μ v La potenza trasmessa attraverso una superficie unitaria ortogonale alla direzione di propagazione è definita intensità I dell’onda

48 Interferenza delle onde
Con il termine interferenza si intende l’effetto fisico della sovrapposizione di due o più treni d’onda. Limitandoci al caso di treni d’onda con la stessa frequenza, ci si rende conto che a secondo della differenza di fase, le onde possono sommarsi: Costruttivamente se la differenza di fase è zero  Distruttivamente se la differenza di fase è 180°

49 E a secondo della differenza di fase si possono avere differenti combinazioni

50 Diverso e più complicato è il caso in cui l’interferenza (e cioè la somma per sovrapposizione)
avviene fra treni d’onda con frequenze differenti e non multiple o sotto multiple (come nel caso della somma di Fourier). In questo caso, le onde che ne risultano sono complesse e il risultato può generare per esempio forme d’onda come in figura:

51 Onde stazionarie y1 = ym sin (kx – ωt) y2 = ym sin (kx + ωt)
In un corpo di dimensioni finite, un’onda che si propaga in un verso subisce una riflessione all’estremità del corpo, dando origine ad un onda che si propaga in senso opposto. Si dimostra che date due onde del tipo (in questo caso l’onda incidente e l’onda riflessa): y1 = ym sin (kx – ωt) y2 = ym sin (kx + ωt) La loro sovrapposizione genera un’onda descritta dalla seguente equazione d’onda: y = 2 ym sin kx cos ωt Definiremo questa equazione come l’equazione di un’onda stazionaria e vediamo perché si adotta questo termine

52 2 ym sin kx k x = π 1/2 , π 3/2 , π 5/2 , etc…
Una caratteristica di questa equazione d’onda è che l’ampiezza massima del moto di ogni particella non è la stessa per tutte le particelle, ma varia con la posizione x. Infatti l’ampiezza dell’oscillazione ad ogni posizione x: 2 ym sin kx ha un massimo pari a 2 ym nei punti in cui: k x = π 1/2 , π 3/2 , π 5/2 , etc… ossia per x = λ 1/4 , λ 3/4 , λ 5/4 , etc.. Questi punti vengono denominati ventri e sono intervallati da ½ lunghezza d’onda. Si ha poi un minimo invece nei punti: k x = π , 2 π , 3π , etc… ossia: x = λ 1/2 , λ 2/2 , λ 3/2 Questi punti vengono denominati nodi e sono intervallati da ½ lunghezza d’onda.

53 Ecco come si presenta un’onda stazionaria:
V L’energia rimane stazionaria, non si propaga lungo la corda in quanto non può passare attraverso i punti nodali che sono rigorosamente fermi. A tutti gli effetti questa non è un’onda (non c’è propagazione), ma è una semplice oscillazione della corda nel suo insieme. E’ definita onda semplicemente perché è il risultato della sovrapposizione di onde.

54 Risonanza In generale, quando un sistema è sottoposto ad una sollecitazione periodica di frequenza eguale o vicina ad una delle sue frequenze naturali di oscillazione, il sistema oscilla con ampiezza relativamente elevata. Questo fenomeno è denominato risonanza. In questo caso diremo che il sistema è in risonanza con la sollecitazione applicata.

55 che genera onde stazionarie.
Consideriamo una corda elastica con gli estremi fissi sottoposta ad una sollecitazione periodica che genera onde stazionarie. Consideriamo il caso particolare in cui le dimensioni relative della corda e della lunghezza d’onda in questione siano tali che le estremità della corda coincidano con dei nodi. V N In questo caso, fra le estremità potrà esserci un numero qualsiasi di nodi, e quindi la lunghezza d’onda associata alle onde stazionarie potrà essere differente.

56 l / (λ/2) = n λ = 2 l / n con: n = 1,2,3,….
Due nodi adiacenti distano λ/2 , quindi in una corda di lunghezza l ci saranno esattamente un numero intero n di mezze lunghezze d’onda, cioè: l / (λ/2) = n Ossia: λ = 2 l / n con: n = 1,2,3,…. Ora, sappiamo che: λ = v / f e v = 𝐹 μ Scriveremo quindi: f = v / λ  f = v n /2l = 𝑛 2 𝑙 𝐹 μ con: n = 1,2,3,…. Queste sono le frequenze naturali della corda in funzione della sua lunghezza, la sua elasticità e la sua densità.

57 risuonare a frequenze differenti.
Quindi un sistema di questo tipo ha un gran numero di frequenze di risonanza e può risuonare a frequenze differenti. Questo fatto è ben diverso dal caso di un semplice sistema massa-molla in cui vi è una sola frequenza di risonanza.

58 Avviare la presentazione col tasto “Invio”
Lezione XII -c Avviare la presentazione col tasto “Invio”

59 Onde sonore

60 Adesso tratteremo il caso delle onde sonore che sono
Fino adesso abbiamo trattato prevalentemente il caso di onde trasversali, prendendo come caso caratteristico le onde che si propagano in una corda elastica. Adesso tratteremo il caso delle onde sonore che sono invece onde meccaniche longitudinali Le onde sonore possono propagarsi nei solidi, nei liquidi e nei gas. Trattandosi di onde longitudinali, le particelle che oscillano si muovono avanti e indietro lungo la direzione di propagazione dell’onda. Vi è un ampio campo di frequenze in cui possono essere generate onde meccaniche longitudinali L’orecchio umano è sensibile a frequenze nel l’intervallo fra 20 cicli/sec (Hz) e cicli/sec (Hz)

61 Al di fuori del campo di frequenze udibile dall’orecchio umano si hanno:
gli infrasuoni se f < 20 Hz, generati tipicamente da sorgenti estese: per esempio gli spostamenti tellurici che danno origine ai terremoti b) gli ultrasuoni se f > Hz, generati tipicamente da sorgenti di dimensioni ridotte, per esempio le oscillazioni di un cristallo di quarzo indotto in risonanza tramite l’applicazione di un campo elettrico. Le onde sonore possono essere generate: Da corde vibranti, per esempio le corde di violino, le nostre corde vocali, etc… Da colonne d’aria vibranti, per esempio un organo, un flauto, etc.. Da piastre o membrane vibranti, per esempio tamburi, altoparlanti, etc…

62 Tutti questi dispositivi vibranti inducono una compressione e rarefazione periodica dell’aria che si trova nelle vicinanze. L’aria trasmette queste perturbazioni sotto forma di un’onda che si propaga allontanandosi dalla sorgente. Entrando nell’orecchio quest’onda produce la sensazione sonora. Quelle onde che sono armoniche o approssimativamente armoniche o consistono di un numero relativamente piccolo di componenti armoniche, danno luogo ad una sensazione di suono piacevole, come per esempio i suoni musicali. Quelle onde che invece hanno forme molto irregolari (e che in base a Fourier corrispondono alla somma di un numero elevato di componenti armoniche) producono una sensazione sgradevole, sono percepite cioè come disturbi. Di seguito studieremo le proprietà delle onde meccaniche longitudinali, di cui le onde sonore sono un tipico esempio.

63 Propagazione e velocità delle onde longitudinali
Le onde sonore, esempio tipico di onde meccaniche longitudinali, sono libere di propagarsi in tutte le direzioni, quindi richiederebbero una trattazione 3D

64 Tuttavia la trattazione è più semplice nel caso unidimensionale, che è quello che
vedremo adesso. Consideriamo un pistone all’estremità di un tubo contenente un fluido compressibile. Nella figura, i segmenti verticali rappresentano idealmente strati molecolari successivi, e la distanza fra questi strati simboleggia la densità. La figura mostra il propagarsi della perturbazione dovuta ad una compressione, e ad una serie di impulsi di compressione successivi ottenuti spingendo il pistone avanti/indietro.

65 dove: ΔP = variazione di pressione esercitata sul corpo
In questo esempio c’è una perfetta analogia con il caso della corda vibrante, con la sola differenza che nella corda il moto oscillatorio è ortogonale alla direzione di propagazione dell’onda, in questo caso invece è nella stessa direzione: se il pistone oscilla avanti e indietro ci sarà un treno di impulsi di compressione/rarefazione che viaggia lungo il tubo. Si dimostra che in questo caso la velocità di propagazione dell’onda è data dalla: v = 𝐵 σ0 Dove: σ0 è la densità del fluido indisturbato B è il cosiddetto modulo di compressione del corpo: B = − V ΔP / ΔV dove: ΔP = variazione di pressione esercitata sul corpo −ΔV/ V = variazione percentuale di volume che ne risulta

66 Anche in questo caso, come nel caso delle onde trasversali in una corda elastica,
la velocità di propagazione della perturbazione dipende dalle caratteristiche del mezzo di propagazione. In particolare: Densità Compressibilità

67 Propagazione di un’onda longitudinale
Consideriamo di nuovo un treno continuo di compressioni/rarefazioni che si propaga lungo un tubo. Mentre l’onda si propaga, ogni singola particella oscilla avanti e indietro, cioè lungo la direzione di propagazione, attorno alla sua posizione di equilibrio. La particella si sposta avanti e indietro dalla sua posizione di equilibrio x di una certa quantità massima (elongazione).

68 x -ym y ym y = f ( x − v t) y = ym cos ( 2π λ ( x − v t) )
Per comodità di formalismo, battezziamo y lo spostamento longitudinale della particella in questione dalla sua posizione di equilibrio x. Resta inteso che lo spostamento y avviene lungo la direzione di propagazione. Direzione di propagazione dell’onda x -ym y ym Allora l’equazione di un’onda longitudinale che si propaga verso destra sarà: y = f ( x − v t) che nel caso particolare di una oscillazione armonica corrisponde alla la seguente relazione: y = ym cos ( 2π λ ( x − v t) )

69 v rappresenta la velocità di propagazione dell’onda longitudinale
In questa equazione: y = ym cos ( 2π λ ( x − v t) ) v rappresenta la velocità di propagazione dell’onda longitudinale ym rappresenta l’ampiezza (elongazione massima) λ rappresenta la lunghezza d’onda y fornisce lo spostamento all’istante t di una particella la cui posizione di equilibrio è x (spostamento nella direzione di propagazione) Come abbiamo già fatto per le onde trasversali possiamo scrivere più concisamente: y = ym cos ( kx − ω t) Dove ricordiamo: k = 2π λ ω = 2π 𝑇

70 p = P sin (kx − ω t) P = k σ0 v2 ym
Nel caso delle onde sonore, di solito si fa riferimento alle variazioni di pressione piuttosto che allo spostamento delle singole particelle. Definita p la variazione di pressione rispetto alla pressione p0 che si ha nello stato di equilibrio, si dimostra che l’equazione d’onda nel caso armonico è la seguente: p = P sin (kx − ω t) dove la grandezza P è definita ampiezza di pressione e vale: P = k σ0 v2 ym Quindi un’onda sonora può essere trattata sia come un’onda di spostamento, sia come un’onda di pressione. Nella prima formulazione interviene la funzione coseno, nella seconda interviene la funzione seno, cioè l’onda di spostamento è sfasata di 90° rispetto all’onda di pressione. Il che riflette il fatto che quando lo spostamento dalla posizione di quilibrio è massimo (sia positivo che negativo), in quel punto e a quell’istante la variazione di pressione è nulla e viceversa.

71 Onde longitudinali stazionarie
Considerazioni del tutto analoghe a quelle fatte per le onde stazionarie trasversali si applicano al fenomeno delle onde stazionarie longitudinali e quindi alle onde sonore. Si consideri un tubo (il tipico esempio potrebbe essere uno strumento a fiato), sollecitato ad una estremità dalla presenza di un diaframma che genera un treno di onde nel tubo. Occorre considerare il caso in cui l’altra estremità sia chiusa dal caso in cui non sia chiusa. Estremità chiusa: l’onda giunta alla fine del tubo può comprimere lo strato d’aria sulla parete fissa, quindi si può avere un massimo di pressione. L’estremità fissa quindi è un ventre dell’onda stazionaria Estremità aperta: nella parte finale del tubo la pressione sarà uguale a quella esterna p0 e non è possibile modificare la pressione in prossimità dell’apertura. All’estremità del tubo la pressione quindi è eguale alla pressione a riposo del mezzo, Δp = 0 e di conseguenza si ha un nodo

72 Ricapitolando: Estremità chiusa: Estremità aperta: Nota: ovviamente se rappresentiamo graficamente lo spostamento e non la pressione, ricordando che sono sfasati di 90° si avrà una inversione di nodi e ventri.

73 Sistemi vibranti e sorgenti sonore
Se si sollecita una corda fissa agli estremi, delle vibrazioni trasversali viaggeranno lungo la corda stessa. Queste perturbazioni si riflettono agli estremi fissi e di conseguenza si stabiliscono delle onde stazionarie. Nota: La massima parte dell’energia va a finire nei modi naturali di vibrazione della corda. Le vibrazioni della corda secondo i suoi modi naturali danno origine nell’aria circostante ad onde longitudinali che arrivano al nostro orecchio e che noi percepiamo come suoni musicali. Abbiamo visto che una corda di lunghezza l può risuonare a differenti frequenze: f n = 𝑛 2 𝑙 𝐹 μ con: n = 1,2,3,….

74 La frequenza che nella formula
f n = 𝑛 2 𝑙 𝐹 μ si ottiene per n = 1 è denominata frequenza fondamentale. Le altre (n > 1 ) sono denominate armoniche superiori . Se inizialmente la corda viene pizzicata in modo tale che la sua forma sia simile a quella di una delle possibili armoniche, la corda vibrerà alla frequenza che corrisponde a quella data armonica. In generale invece si avrà una combinazione di un certo numero di armoniche.

75 Considerazioni analoghe si applicano per l’individuazione di onde stazionarie negli
strumenti a fiato:

76 O per le onde stazionari che si generano nelle membrane degli strumenti a percussione

77 Battimenti Abbiamo visto che treni d’onda che viaggiano in un mezzo con la stessa frequenza ma in direzioni opposte, producono onde stazionarie. Questo non è altro che un caso di interferenza (o se vogliamo anche una applicazione del principio di sovrapposizione). Ci si chiede cosa succede laddove le onde interferenti abbiano frequenze differenti. Un caso interessante è quello in cui le frequenze di due onde sono leggermente differenti. Consideriamo un punto dello spazio in cui passano due onde di frequenza leggermente differente. Le vibrazioni prodotte in funzione del tempo dalle due onde in quel punto sono Illustrate nella figura di seguito.

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79 Effetto Doppler f’ = f v+vo v f’ = f v−vo v
Se un osservatore si muove con una certa velocità v0 verso una sorgente di onde sonore ferma, di frequenza f , percepirà una frequenza f’ più elevata. Vediamo perché: Se l’osservatore si muove verso la sorgente riceve per unità di tempo più fronti d’onda rispetto a quando è fermo. Si dimostra che il valore della frequenza osservata è dato da: f’ = f v+vo v Analogamente, se l’osservatore si allontana, percepirà una frequenza più bassa e si ha: f’ = f v−vo v dove v è la velocità di propagazione dell’onda

80 Se invece è la sorgente che si avvicina all’osservatore con una velocita vs , i fronti
d’onda emessi ad istanti successivi si trovano ravvicinati, il che corrisponde nuovamente alla percezione da parte dell’osservatore di una frequenza più elevata In questo caso il valore della frequenza osservata è dato da: f’ = f v v −vs Analogamente, se la sorgente si allontana, si percepirà una frequenza più bassa data dalla: f’ = f v v+vs dove v è la velocità di propagazione dell’onda