Lydbølge

Lydbølge er en bølge som beskriver utbredelse av lyd. Den består av periodiske forandringer av trykk og tetthet på hvert sted i et kontinuerlig medium. Utbredelseshastigheten er forskjellig i ulike medier. Mest vanlig er lydbølger i luft og vann.

På mikroskopisk nivå består en lydbølge av atomer og molekyl i mediet som utfører svingninger om en likevektsposisjon i bølgens retning. Krefter mellom partiklene vil overføre disse svingningene til andre partikler som befinner seg i utbredelsesretningen. Da utslaget til bølgen bare har en komponent, sies den å være  longitudinell.  De lokale svingningene forårsaker små forandringer i mediets trykk og tetthet slik at lydbølgen vil oppfylle den vanlige, lineære bølgeligningen for en skalar funksjon.

Kontinuumsmekanikk

Luft og vann er eksempel på  væsker eller fluider. Deres viktigste egenskaper er trykk p og tetthet ρ som beskrives ved fluidmekanikk eller hydrodynamikk. Disse størrelsene er å betrakte som gjennomsnittlige verdier midlet over et endelig volum som involverer mange partikler, men som samtidig er lite nok til at man kan si at de har bestemte verdier på hvert punkt x i fluidet til hvert tidspunkt t. De er derfor skalare felt  og . Er dette volumet også i bevegelse, vil denne beskrives ved et tilsvarende hastighetsfelt . I en ideell gass eller væske er disse variable koblet sammen ved Euler-ligningene som følger fra Newtons lover for et kontinuerlig medium.B. Lautrup, Physics of Continuous Matter, Institute of Physics Publishing, Bristol (2005). ISBN 0-7503-0752-8.

Så lenge som det er ingen lyd i fluidet, vil trykk og tetthet ha konstante verdier p0 og ρ0. Med lyd til stede vil disse forandres til  og  hvor fluktuasjonene pe og ρe er mye mindre en likevektsverdiene. De representerer begge lydfeltet. Mest vanlig er det å benytte lydtrykket pe. 

Disse to størrelsene er ikke uavhengige av hverandre da fluidet må oppfylle en tilstandsligning av form  hvis man ser bort fra variasjon med temperaturen. Det betyr at  slik at pe = f' (ρe.) Da den deriverte  kan denne koblingen uttrykkes ved kompresjonsmodulen K til fluidet som er gitt ved dets kompressibilitet. D. ter Haar and H. Wergeland,  Elements of Thermodynamics, Addison-Wesley Publishing Co. (1966). Derfor har man den generelle sammenhengen



for trykk og tetthetsforandringene som en lydbølge skaper i et kontinuerlig medium.

Svingningene i lydbølgen skjer såpass raskt at det ikke skjer noen tilførsel av varme til volumet under betraktning. De er derfor adiabatiske som betyr at man må benytte kompresjonsmodulen KS. For en ideell gass eller væske er denne KS = γp0 hvor γ er den adiabatisk indeksen.

Endimensjonale bølger

Langt borte fra lydkilden, kan man beskrive den skapte bølgen som om den beveger seg i en dimensjon som er dens utbredelsesretning. I dette enklere tilfellet kan lyden beskrives mer direkte uten å ta i bruk de mer generelle Euler-ligningene. I stedet for å karakterisere bølgen med et hastighetfelt, kan man da benytte forskyvningsfeltet  som betegner den lokale forflytningen av fluidet i punktet x. En slik beskrivelse gir også en forståelse av energien i en lydbølge.  R.P. Feynman, Sound: The wave equation, The Feynman Lectures on Physics, Volume I, Chapter 47. 

Hvis bølgen beveger seg langs x-aksen, vil et lite volum med utstrekning Δx i denne retningen og et areal A vinkelrett på denne, inneholde en masse  med fluid. En lydbølge vil gi en forskyvning s(x,t) av denne massen i hvert punkt. Det betyr at den delen som opprinnelig lå mellom x og Δx, vil ved tiden t  ligge mellom  og  Volumet man betrakter, har dermed forandret seg litt. Men da det inneholder den samme massen, må dets tetthet ha forandret seg på en måte som oppfyller betingelsen



Den uttrykker bevarelse av massen i fluidet når en lydbølge går gjennom det. Da forskyvningen s(x,t) kan her betraktes som en liten størrelse på samme måte som tetthetsforandringen ρe = ρ - ρ0, kan denne massebevarelsen skrives som



Minustegnet viser at når forskyvningen øker med x, vil tettheten avta i hvert punkt. Det er som forventet.

Bølgeligning
Bevegelsen av det lille volumet mellom x og Δx må skyldes at trykket på sideflaten A i posisjon x er forskjellig fra trykket i posisjon x + Δx. Nettokraften som virker er derfor



Newtons andre lov sier nå at denne kraften må være like massen  i volumet multiplisert med dens akselerasjon som er . Det gir bevegelsesligningen



når man først benytter den termodynamiske sammenhengen mellom pe og ρe og deretter massebevarelsen som forbinder  ρe med gradienten ∂s/∂x av forskyvningsfeltet. Dette er bølgeligningen for lyd og kan skrives som



der c = √(K/ρ0) er lydhastigheten i mediet. I luft er den omtrent 340 m/s.A.P. French, Vibration and Waves, CRC Press, New York (1971). ISBN 0-7487-4447-9.

Ved å ta den deriverte av denne bølgeligningen med hensyn på x, ser man at tetthetsfluktuasjonen ρe  og dermed også lydtrykket pe oppfyller samme ligning,



For en lydbølge som beveger seg i et tredimensjonalt medium, vil den eneste forskjell i bølgeligningen bli at på høyre side opptrer  den fulle Laplace-operatoren.

Kinetisk og potensiell energi
Lydbølgen inneholder  både en kinetisk energi som skyldes bevegelsen av fluidet og en potensiell energi som har sitt opphav i  trykkforandringene. Den kinetiske energien ΔEkin i det lille volumet med utstrekning Δx og hastighet v = ∂s/∂t er



Da størrelsen av volumet er AΔx, er den kinetiske energitettheten i bølgen derfor



Trykker man sammen det samme volumet et stykke Δs, utføres det et ekstra arbeid  mot lydtrykket  Herav finnes den potensielle energien fra arbeidet som må utføres for å trykke volumet sammen fra null til Δs. Det tilsvarer den potensielle energien i en elastisk fjær hvor også kraften er proporsjonal med sammentrykningen.J.B. Marion and W.F. Hornyak, Physics for Sciences and Engineering, Holt-Saunders International Editions, New York (1982). ISBN 4-8337-0098-0. Arbeidet er derfor



Den tilsvarende potensielle energitettheten fremkommer ved å dele dette på volumet AΔx. På den måten kommer man frem til



etter å ha tatt grensen Δx → 0 der Δs/Δx → ∂s/∂x. Dermed har man for den totale energitettheten i bølgen



Da en generell bølge i en dimensjon har formen s = s(x - ct), er ∂s/∂t = - c ∂s/∂x er den kinetiske energitettheten lik med den potensielle slik at den totale energitettheten alternativt  kan skrives som 



Dette resultatet kan også uttrykkes ved kvadratet av lydtrykket pe = c2ρe som



og er spesielt for lydbølger som beveger seg i en dimensjon.

Intensitet

Når en lydbølge blir stoppet for eksempel av en vegg eller trommehinnen i øret, vil den merkes ved at det overføres energi fra bølgen til veggen. Overtrykket som den utøver, er  og vil flytte veggen en liten strekning Δs. Dermed gjøres et lite arbeid .
Denne overføring av energi representerer intensiteten I  som er effekten av prosessen målt per tidsenhet Δt  og areal A. Dermed blir intensiteten



i grensen der Δt → 0. Ved å uttrykke de to deriverte her ved trykkfluktuasjonen, finner man



der u er den totale energitettheten. Derimot er intensiteten en akustisk energistrøm per flateenehet og måles i SI-enheter som W/m2. 

Hvis man betrakter et endelig volum som ligger i ro i lydfeltet, vil den totale energien som det inneholder, være konstant da energi ikke kan oppstå eller forsvinne av seg selv. Når energitettheten forandres, må det bety at energi har strømmet inn eller ut av volumet. Det kan uttrykkes ved konserveringsligningen



som kan verifiseres ved direkte utregning og bruk av bølgeligningen.

Intensiteten av en lydbølge angis ofte på en logaritmisk skala i desibel dB definert ved



hvor Iref  er en referanseverdi. Den tilsvarer vanligvis den laveste intensiteten øret kan oppfatte. A.I. Vistnes, Svingninger og bølger, forelesninger i FYS 2130 ved UiO (2016).  Uttrykt ved lydtrykket har man den ekvivalent definisjonen



der referansetrykket kan settes til pref  = 2×10-10  bar hvor 1 bar = 100 kPa er omtrent normalt lufttrykk ved havoverflaten, Et lydtrykk som er 1000 ganger større enn referansetrykket tilsvarer derfor en intensitet på 60 dB som man hører ganske tydelig. Men likevel er dette lydtrykket en faktor 10-7  mindre enn det totale lufttrykket. Det viser at antagelsen pe << p0 som ble gjort i utledning av bølgeligningen, er meget god.

Harmonisk bølge

En bølge som varierer periodisk med tiden på hvert sted, kalles en harmonisk bølge. Er dens vinkelfrekvens ω slik at det tilsvarende bølgetallet er k = ω/c, kan dens utslag beskrives ved den trigonometriske funksjonen



når den beveger seg mot høyre langs x-aksen med et maksimalt utslag s0. Det tilsvarende lydtrykket  varierer da også harmonisk som



Energitettheten i bølgen og dermed intensiteten varierer som sin2 med tiden. Denne funksjonen svinger periodisk mellom 0 og 1 slik at i gjennomsnitt gir den en faktor 1/2. Den midlere energitettheten blir dermed



når man benytter at K = ρ0c2. Da intensiteten varierer kvadratisk med lydens frekvens, vil det påvirke ørets oppfattelse av lyd.

Faste stoffer

I et fast stoff befinner atomene eller molekylene seg på et regelmessig krystallgitter og blir holdt sammen ved ulike, kjemiske bindinger. Lys som forplanter seg i dette materialet, tilsvarer svingninger av partiklene om likevektsposisjonene. Så lenge utslag fra denne er lite, kan kraften som holder dem på plass beskrives ved Hookes lov. Den sier at kraften er proporsjonal med utslaget som måles fra posisjonen i likevekt. Partiklene vil da kunne utføre svingninger på lignende måte som koblete, harmoniske oscillatorer. C. Kittel, Introduction to Solid State Physics, John Wiley & Sons, New York (1986). ISBN 0-471-87474-4.

I det enkleste tilfellet kan man tenke seg en rett kjede med like masser m holdt sammen med elastiske fjærer som ved likevekt holder massene på plass med samme, gjensidige avstand a. En liten forskyvning langs kjeden bort fra likevekt kan beskrives ved å angi utslaget sn(t) for n-te partikkel fra dets likevektsposisjon .  Da hver partikkel i kjeden er koblet til en nabopartikkel på hver side, er Newtons andre lov for dens bevegelse



der k er fjærkonstanten i Hookes lov. Differensene sn+1 - sn og sn - sn-1 er lengdeforandringene av fjærene til høyre og til venstre for partikkelen under betraktning og gir derfor kreftene som virker i disse to retningene. H. Goldstein, Classical Mechanics, Addidon-Wesley Publishing Company, Reading, Massachusetts (1959). 

Lyd som kan høres, har bølgelengder som er mye større enn avstanden a mellom partiklene. For å finne bølgeligningen kan man derfor anta at gitteravstanden a er forsvinnende liten slik at kjeden blir en elastisk streng. For å ta den kontinuerlige grensen hvor også massen m går mot null slik at kjeden har en endelig masse, divideres bevegelsesligningen med a slik at differansene på høyre side gir den deriverte  av utslaget på begge sider av partikkelen. Differansen av differansene vil dermed gi den andrederiverte i grensen a → 0. Newtons lov tar da formen



hvor ρ = m/a er massetettheten langs kjeden og E = ka er elastisitetsmodulen i denne grensen. Når de elastiske fjærene blir gjort kortere og kortere, vil deres fjærkonstant øke tilsvarende slik at produktet ka forblir konstant. På denne måten har man igjen kommet frem til bølgeligningen for lyd på denne strengen hvor nå lydhastigheten er gitt som



Disse longitudinale bølgene har også en energitetthet. Den kinetiske energien skyldes bevegelsen til massepunktene, mens den potensielle energien kan lokaliseres til de elastiske fjærene. I den diskrete formuleringen er totalenergien



som tilsvarer energitettheten



i den kontinuerlige grensen. Dette er samme resultat som for lydbølger i et endimensjonale fluid, men med kompresjonsmodulen K erstattet med  elastisitetsmodulen E.

Generelt kan massepunktene også ha utslag til siden i tillegg til de longitudinale oscillasjonene langs kjeden. Disse vil resultere i transversale bølger som i en svingende streng med et tilsvarende uttrykk for bølgehastigheten. Det totale utslaget kan derfor skje i tre forskjellige retninger og beskrives ved et vektorfelt s(x,t) =   hvor den longitudinale komponenten er , mens de to transversale bølgene er beskrevet ved funksjonene  og . 

For lydbølger i et tredimensjonalt faststoff kan lydfeltet s(x,t) på en tilsvarende måte splittes opp i et longitudinalt felt sL definert ved  og et transversalt felt sT  som tilfredsstiller . En mer detaljert utledning av bølgeligningen for disse to komponentene gir da



hvor indeksen a = L,T. I alminnelighet vil de to lydhastighetene cL  og cT  være forskjellige.

I en kvantemekanisk beskrivelse vil lydbølgene i et tredimensjonalt faststoff beskrives ved fononer av to forskjellige typer som beveger seg i stoffet med to forskjellige hastigheter.

Tredimensjonalt fluid

Transverse oscillasjoner kan ikke forekomme i et fluid slik at det kun kan gi opphav til longitudinelle lydbølger. L.D. Landau and E.M. Lifshitz, Fluid Merchanics, Pergamon Press, London (1959). Det gjør det derfor unaturlig å beskrive disse ved et vektorfelt s(x,t) når det kun inneholder en dynamisk frihetsgrad selv om det er mulig. I stedet må man benytte de fundamentale lovene for kontinuumsmekanikk som er Euler-ligningene kombinert med kontinuitetsligningen for massebevarelse. Denne forbinder massetettheten  med hastighetsfeltet v(x,t). Da likevektstettheten  er konstant, gir ligningen



når hastigheten er liten på samme måte som ρe og lydtrykket pe. Benytter man her den termodynamiske sammenhengen mellom disse to små størrelsene, tar kontinuitetsligningen formen 



I Euler-ligningen for hastigheten kan man neglisjere det ikke-lineære leddet slik at den blir



Innholdet av ligningen er Newtons andre lov brukt på et fluidelement i tre dimensjoner. Da det ikke er noen lokal rotasjon i fluidet, kan hastigheten skrives som gradienten av et hastighetspotensial Φ(x,t) slik at  . Innsatt i Euler-ligningen kan dermed lydtrykket skrives som



På høyre side her kunne det ha stått en integrasjonskonstant, men den må være null.

Den tidsderiverte av lydtrykket kan nå uttrykkes ved den andrederiverte av hastighetspotensialet. Innsatt i den reduserte kontinuitetsligningen der nå  kommer man frem til den tredimensjonale bølgeligningen



Dette er nå en skalar ligning for de longitudinale lydbølgene i fluidet. De forplanter seg i alle retninger med samme hastighet som ble funnet i den endimensjonale utledningen.

Ved å ta den tidsderiverte av denne bølgeligningen ser man at beskriver også hvordan lydtrykket pe  og dermed også tettheten ρe  i fluidet varierer i tre dimensjoner.

Energi og intensitet

Den kinetiske energitettheten er igjen gitt ved kvadratet av hastigheten som



Da den potensielle energitettheten i tre dimensjoner må være den samme som for lydbølger i en dimensjon når den uttrykkes ved lydtrykket, har man



Dermed tar den totale energitettheten u = ukin  +  upot   i lydfeltet formen



I et fiksert volum av fluidet må den totale energien måtte være bevart. Den kan uttrykkes ved energitettheten i volumet pluss den energistrøm I som kommer inn gjennom dets sideflater. Denne energibevarelsen må derfor kunne skrives som kontinuitetsligningen



Ved direkte derivasjon finner man



Benytter man her bølgeligningen i det siste leddet på høyre side, får man



Energistrømmen må derfor være



i overensstemmelse med hva som ble funnet i en dimensjon.

Plane bølger

De enkleste løsningene av den tredimensjonale bølgeligningen er plane bølger. Hvis den har en retning gitt ved enhetsvektoren n, er bølgevektoren k = k n der bølgetallet k = ω/c når ω  er vinkelfrekvensen. Hastighetspotensialet vil da variere i tid og rom som



der amplituden Φ0 bestemmer intensiteten til lydbølgen. Den er nå i gjennomsnitt



etter å ha midlet over flere perioder. Sammenlignes størrelsen av denne energistrømmen med den midlere energitettheten



ser man at Iave = c uave . En tilsvarende sammenheng har man for elektromagnetiske bølger der energistrømmen I tilsvarer Poyntings vektor. 

Hvis disse bølgene skapes av en lokalisert lydkilde slik at de sprer seg ut i alle retninger, vil ikke plane bølger kunne beskrive deres utbredelse. Men med en harmonisk tidsvariasjon kan bølgeligningen omformes til en Helmholtz-ligning med løsninger som er kulebølger. Intensiteten for disse vil avta omvendt proporsjonalt med kvadratet av avstanden til lydkilden.

Se også

 Lyd
 Akustikk

Referanser

Kategori:Lyd
Kategori:Akustikk
Kategori: Mekanikk