Ryhmänopeus

**Ryhmänopeus** on aaltoliikkeessä se nopeus, jolla aallon vaihtelevien amplitudien muodostama aaltopaketti etenee avaruudessa. Amplitudin vaihtelua sanotaan myös modulaatioksi tai verhokäyräksi.

Esimerkiksi jos kivi heitetään keskelle hyvin tyyntä lammikkoa, sen ympärille muodostuu ympyränmuotoisia aaltoja, joista syntyvää muodostelmaa sanotaan myös kapillaariaalloksi. Tämä laajeneva aaltojen muodostama rengas on **aaltoryhmä**, mutta voidaan havaita erillisiä osa-aaltoja, joilla on eri aallonpituus ja jotka etenevät eri nopeuksilla. Lyhyemmät aallot etenevät nopeammin kuin aaltoryhmä kokonaisuudessaan, mutta niiden amplitudit vaimenevat ennen kuin ne saapuvat aaltoryhmän reunalle. Pidemmät aallot etenevät hitaammin, ja niiden amplitudit vaimenevat sitä mukaa kuin ne jäävät yhä enemmän jälkeen aaltoryhmän ulkolaidasta.

## Määritelmä ja tulkinta
### Määritelmä

Ryhmänopeus *v*g* määritellään yhtälöllä:

:<math>v_g \ \equiv\  \frac{\partial \omega}{\partial k}\,</math>

missä &omega; on aallon [[kulmataajuus]] (joka yleensä ilmoitetaan [[radiaani sekunnissa|radiaaneina sekunnissa]] ja *k* sen [[aaltoluku]] (joka yleensä ilmoitetaan radiaaneina metriä kohti).  Aallon [[vaihenopeus]] taas on

:<math>v_p \ \equiv\   \frac{\omega}{k}</math>. 

[[Funktio]]ta *&omega;*(*k*), joka ilmoittaa kulmataajuuden *&omega;* aaltoluvun *k* funktiona, sanotaan [[dispersiorelaatio]]ksi.

* Jos aaltoliikkeen kulmataajuus on [[verrannollisuus|suoraan verrannollinen]] aaltolukuun, aallon ryhmänopeus on yhtä suuri kuin sen vaihenopeus. Olipa tällainen aalto minkä muotoinen tahansa, se etenee sen muodon muuttumatta.
* Jos kulmataajuus *&omega;* on aaltoluvun *k* lineaarinen funktio, mutta nämä eivät ole suoraan verrannollisia vaan niiden riippuvuus on muotoa <math>\omega = ak + b</math>, aallon ryhmänopeus ja vaihenopeus poikkeavat toisistaan. Aaltopaketin verhokäyrä etenee ryhmänopeudella, mutta sen sisällä olevat yksittäiset aallonhuiput ja -pohjat vaihenopeudella.
* Jos aallon kulmataajuus ei ole sen aaltoluvun lineaarinen funktio, aaltopaketin verhokäyrä muuttaa muotoaan aallon edetessä. Koska aaltopaketti sisältää osa-aaltoja, joilla on eri taajuus ja sen mukaisesti myös eri suuri aaltoluku *k*, ryhmänopeus <math>\frac{\partial \omega}{\partial k}\,</math> on eri suuri *k*:n eri arvoilla. Siksi verhokäyrä ei etene kauttaaltaan samalla nopeudella, vaan sen aaltolukukomponentit *k* etenevät eri nopeuksilla hajottaen verhokäyrän. Jos aaltopaketin kaikkien osa-aaltojen taajuudet ovat suppealla välillä ja tällä välillä &omega;(*k*) on likipitäen lineaarinen, pulssi muuttaa muotoaan vain vähän. (Tarkemmin jäljempänä kohdassa [[#Korkeamman kertaluvun termit dispersiossa|Korkeamman kertaluvun termit dispersiossa]].) Esimerkiksi syvässä vedessä eteneville [[painovoima-aalto|painovoima-aalloille]] pätee <math display="inline">\omega = \sqrt{gk}</math> ja sen vuoksi <math>v_g = \frac{v_p}{2}</math>.
Esimerkki viimeksi mainitusta tapauksesta on *'Kelvinin vanavesimalli**, joka pätee kaikkien laivojen ja muiden veden pinnalla etenevien kappaleiden taakse muodostuville aalloille. Nämä aallot muodostavat laivan tai muun kappaleen etenemissuuntaan nähden kummallekin puolelle aina [[arkusfunktio|arcsin]](1/3):n eli 19.47°:n suuruisen kulman riippumatta laivan tai muun kappaleen nopeudesta, kunhan se on vakio.

===Johto===
Ryhmänopeuden lauseke voidaan johtaa esimerkiksi seuraavasti:

Tarkastellaan [[aaltopaketti]]a paikan (''x'') ja ajan ''t'' funktiona: ''&alpha;''(''x'',''t'').

Olkoon ''A''(''k'') aaltopaketin ''&alpha;''(''x'',''t'') [[Fourier-muunnos]] hetkellä ''t''=0. Tällöin aaltopaketti ''&alpha;''(''x'',0) saadaan muunnoksen ''A''(''k'') käänteismuunnoksena:
:<math> \alpha(x, 0) = \int_{-\infty}^\infty dk \, A(k) e^{ikx}.</math>

[[Superpositioperiaate|Superpositioperiaatteen]] mukaan aaltopaketti minä tahansa hetkenä ''t'' on
:<math> \alpha(x, t) = \int_{-\infty}^\infty dk \, A(k) e^{i(kx - \omega t)},</math>
missä ''&omega;'' on implisiittisesti ''k'':n funktio.

Oletetaan, että aaltopaketti ''&alpha;'' on lähes [[monokromaattinen]], niin että käyrä ''A''(''k'') muodostaa terävän piikin jonkin [[aaltoluku|aaltoluvun]] ''k''<sub>0</sub> ympärillä.

Silloin [[lineaarinen funktio|lineaarisella]] [[approksimaatio]]lla saadaan
:<math>\omega(k) \approx \omega_0 + \left(k - k_0\right)\omega'_0</math>
missä 
:<math>\omega_0 = \omega(k_0)</math> and <math>\omega'_0 = \left.\frac{\partial \omega(k)}{\partial k}\right|_{k=k_0}</math> 
Tästä tarkemmin seuraavassa osiossa.  Algebrallisesti voidaan osoittaa, että 
:<math> \alpha(x,t) = e^{i\left(k_0 x - \omega_0 t\right)}\int_{-\infty}^\infty dk \, A(k) e^{i(k - k_0)\left(x - \omega'_0 t\right)}.</math>

Tässä lausekkeessa on kaksi tekijää. Ensimmäinen tekijä, <math>e^{i\left(k_0 x - \omega_0 t\right)}</math>, esittää täydellistä monokromaattista aaltoa, jonka aaltovektori on ''k''<sub>0</sub> ja jonka aallonhuiput ja -pohjat etenevät [[vaihenopeus|vaihenopeudella]] <math>\omega_0/k_0</math> aaltopaketin verhokäyrän sisällä.

Toinen tekijä,
:<math>\int_{-\infty}^\infty dk \, A(k) e^{i(k - k_0)\left(x - \omega'_0 t\right)}</math>, 
antaa aaltopaketin verhokäyrän. Tämä verhofunktio ei riipu erikseen paikasta ja ajasta vaan ''ainoastaan'' niiden yhdistelmänä muodostettavan lausekkeen <math>(x - \omega'_0 t)</math> arvosta.

Siksi aaltopaketin verhokäyrä liikkuu nopeudella
:<math>\omega'_0 = \left.\frac{d\omega}{dk}\right|_{k=k_0}~,</math> 
mikä selittää ryhmänopeuden kaavan.

====Korkeamman kertaluvun termit dispersiossa====
 

Edellä ryhmänopeuden lauseke johdettiin olettamalla, että 
:<math>\omega(k) \approx \omega_0 + (k - k_0)\omega'_0(k_0)</math>

Tämä likiarvo voidaan perustella funktion [[Taylorin sarja]]n avulla, kun arvot ''k'' ja ''k''<sub>0</sub> ovat tarpeeksi lähellä toisiaan. Jos aaltopaketissa kuitenkin esiintyy suuresti toisistaan poikkeavia taajuuksia tai jos dispersiolla ''&omega;(k)'' esiintyy teräviä vaihteluja esimerksi [[resonanssi]]n vuoksi tai jos aaltopaketti kulkee hyvin pitkän matkan, tämä likiarvo ei enää päde vaan funktion Taylorin sarjakehitelmän korkeammatkin termit ovat merkittäviä.

Seurauksena on, että aaltopaketin verhokäyrä ei ainoastaan liiku vaan myös muuttaa muotoaan tavalla, jota voidaan kuvailla väliaineen [[ryhmänopeusdispersio]]lla.  Hieman yksinkertaistaen tämän voidaan sanoa merkitsevän, että aaltopaketin eri taajuuskomponentit etenevät eri nopeuksilla, jolloin nopeammat komponentit lähestyvät aaltopaketin etureunaa, hitaammat sen takareunaa. Lopulta aaltopaketti venyy hajalle. Tällä ilmiöllä on suuri merkitys, kun tietoa siirretään [[optinen kuitu|optisten kuitujen]] avulla, sekä suuritehoisissa, lyhyitä pulsseja käyttävissä [[laser]]eissa.

=== Historia ===
Ajatuksen, että aaltolikkeellä on [[vaihenopeus|vaihenopeudesta]] erotettava ryhmänopeus, esitti ensimmäisenä [[William Rowan Hamilton|W.R. Hamilton]] vuonna 1839. Yksityiskohtaisemmin asiaa käsitteli ensimmäisenä [[lordi Rayleigh]] teoksessaan ''Theory of Sound'' vuonna 1877.

== Muita lausekkeita ==
[[Valo]]n tapauksessa väliaineen [[taitekerroin|taitekertoimen]] (''n'') sekä valon aallonpituudet tyhjiössä (&lambda;<sub>0</sub>) ja väliaineessa (&lambda;) liittyvät toisiinsa yhtälön 
:<math>\lambda_0 = \frac{2\pi c}{\omega}, \;\; \lambda = \frac{2\pi}{k} = \frac{2\pi v_p}{\omega}, \;\; n = \frac{c}{v_p} = \frac{\lambda_0}{\lambda},</math>
mukaisesti, missä ''v''<sub>p</sub> = ''ω''/''k'' on valon [[vaihenopeus]].

Niinpä valon ryhmänopeus voidaan laskea millä tahansa seuraavista kaavoista:
:<math> \begin{align}
  v_g &= \frac{c}{n + \omega \frac{\partial n}{\partial \omega}}
       = \frac{c}{n - \lambda_0 \frac{\partial n}{\partial \lambda_0}}\\
      &= v_p \left(1 + \frac{\lambda}{n} \frac{\partial n}{\partial \lambda}\right)
       = v_p - \lambda \frac{\partial v_p}{\partial \lambda} = v_p + k \frac{\partial v_p}{\partial k}.
\end{align}</math>

==Kolmessa ulottuvuudessa==

Kolmessa ulottuvuudessa eteneville aalloille kuten valo-, ääni- ja aineaalloille vaihe- ja ryhmänopeuksien lausekkeet voidaan yleistää seuraavalla tavalla:
:Yhdessä ulottuvuudessa: <math>v_p = \omega/k, \quad v_g = \frac{\partial \omega}{\partial k}, \,</math>
:Kolmessa ulottuvuudessa: <math>\mathbf{v}_p = \hat{\mathbf{k}} \frac{\omega}, \quad \mathbf{v}_g = \vec{\nabla}_{\mathbf{k}} \, \omega \,</math>
missä
:<math>\vec{\nabla}_{\mathbf{k}} \, \omega</math> 
tarkoittaa [[kulmataajuus|kulmataajuuden]] ''&omega;'' [[gradientti]]a aaltovektorin <math>\mathbf{k}</math> funktiona ja <math>\hat{\mathbf{k}}</math> on ''k'':n suuntainen [[yksikkövektori]].

Jos aallot etenevät [[anisotropia|anisotrooppisessa]] väliaineessa, jonka ominaisuudet eivät ole samat kaikkiin suuntiin, esimerkiksi [[kide|kiteessä]], vaihenopeusvektori ja ryhmänopeusvektori eivät välttämättä ole yhdensuuntaiset.

== Häviöllisessä tai aaltoa vahvistavassa väliaineessa ==
Ryhmänopeuden ajatellaan usein olevan se nopeus, jolla [[energia]] ja [[informaatio]] siirtyvät aallon mukana. Useimmissa tapauksissa näin onkin, ja ryhmänopeutta voidaan pitää aallon [[signaalinopeus|signaalinopeudella]]. Jos aalto kuitenkin etenee väliaineessa, jossa osa siitä [[absorptio|absorboituu]] tai jossa se edetessään vahvistuu, tämä ei aina pidä paikkaansa. Näissä tapauksissa ryhmänopeus ei aina edes ole hyvin määritelty tai mielekäs suure.

Kirjassaan “Wave Propagation in Periodic Structures”, [[Léon Brillouin|Brillouin]] väitti, että häviöllisessä väliaineessa ryhmänopeudella ei ole selvää fysikaalista merkitystä. Yksi esimerkki tästä on Loudonin kuvaama sähkömagneettisten aaltojen kulku atomikaasun läpi. Toisen esimerkin muodostavat mekaaniset aallot Auringon [[fotosfääri]]ssä: aallonhuipuista aallonpohjiin säteilevä lämpö vaimentaa nämä aallot, ja energian siirtonopeus on usein paljon pienempi kuin aaltojen ryhmänopeus.

Tästä epäselvyydestä huolimatta yleinen tapa laajentaa ryhmänopeuden käsitettä monimutkaisiin väliaineisiin on käsitellä avaruudellisesti vaimenevia tasoaaltoratkaisuja väliaineen sisällä. Niitä luonnehtii tällöin [[kompleksiluku|kompleksiarvoinen]] aaltovektori. Tällöin aaltovektorin imaginaariosa jätetään huomioon ottamatta ja ryhmänopeuden tavanomaista lauseketta käytetään aaltovektorin reaaliosalle, toisin sanoen,

:<math>v_g = \left(\frac{\partial (\operatorname{Re} k)}{\partial \omega}\right)^{-1} .</math>

Yhtäpitävästi kompleksisen [[taitekerroin|taitekertoimen]] reaaliosaa <u>''n''</u> = ''n''+''i**'&kappa;* käyttämällä saadaan:
:<math>\frac{c}{v_g} = n + \omega \frac{\partial n}{\partial \omega} .</math>

Voidaan osoittaa, että tämä ryhmänopeuden yleistys edelleen liittyy aaltopaketin huipun näennäiseen nopeuteen. Edellä oleva määritelmä ei kuitenkaan ole ainoa mahdollinen: vaihtoehtoisesti voidaan tarkastella seisovien aaltojen (reaalinen *k*, kompleksinen *&omega;*) ajallista vaimenemista tai sallia, että ryhmänopeus on kompleksiarvoinen suure. Nämä eri tavoin määritellyt ryhmänopeudet voivat samallakin aallolla olla eri suuret, mutta kun väliaineessa ei esiinny häviöitä eikä synny uusia aaltoja, ne kaikki johtavat yhtäpitävästi samaan tulokseen.

Nämä ryhmänopeuden yleistykset monimutkaisille väliaineille voivat käyttäytyä oudosti, mitä hyvin havainnollistaa [[anomaalinen dispersio|anomaalisen dispersion]] esimerkki. Sen alueen rajalla, missä dispersio on anomaalinen, ryhmänopeus <math>v_g</math> on ääretön (ja ylittää siten jopa [[valonnopeus|valon nopeuden tyhjiössä]], ja anomaalisen dispersion alueen sisällä ryhmänopeus voi olla myös negatiivinen (sen etumerkki on päinvastainen kuin *k*:n reaaliosan).

=== Valonnopeuden ylittävät ryhmänopeudet ===

Monet kokeet ovat 1980-luvulta lähtien vahvistaneet, että [[laser]]in valopulssien edellä esitetyllä tavalla määritelty ryhmänopeus häviöllisissä tai aaltoa vahvistavassa väliaineessa voi olla merkittävästi suurempi kuin [[valonnopeus|valon nopeus tyhjiössä]], *c''. Myös aaltopakettien aallonhuiput etenevät valonnopeutta suuremmalla nopeudella.

Tämä ei kuitenkaan mahdollista valoa nopeampia signaaleja, sillä ryhmänopeuden suuri arvo ei kiihdytä terävän aaltorintaman todellista liikettä, joka esiintyy jokaisen todellisen signaalin alussa. Oleellisesti tämä valonnopeutta suurempi ryhmänopeus on vain laskennallinen suure, joka liittyy siihen, miten ryhmänopeus on edellä määritelty, ja saa näin suuren arvon väliaineessa esiintyvien resonanssi-ilmiöiden vuoksi. Laajassa vyöanalyysissä nähdään, että tämä näennäisesti paradoksaalinen signaalin verhokäyrän etenemisnopeus johtuu itse asiassa laajemman taajuusalueen paikallisisista interferensseistä monella kierroksella, jotka kaikki etenevät täysin suhteellisuusteorian kausaliteettiperiaatteen mukaisesti vaihenopeudella. Tulos on verrattavissa siihen, että varjo voi siirtyä valoa nopeammin, vaikka sen aikaansaava valo aina liikkuu normaalilla valonnopeudella; koska mitattu ilmiö liittyy vain epäsuorasti kausaliteettiin, se ei välttämättä noudata suhteellisuusteorian kausaliteettiperiaatetta, vaikka se normaaleissa olosuhteissa niin tekeekin.

## Katso myös
* Vaihenopeus
* Dispersio
* Tšerenkovin säteily

## Lähteet

## Aiheesta muualla
* 
*