Lëkundjet e membranës elastike

rrethore ideale (moda u_{12} me notacionin e mëposhtëm).  Mënyra të tjera tregohen në fund të artikullit.]]

Vibrimet e një daulleje rrethore ideale, e cila konsiston prej një membrane elastike rrethore me trashësi uniforme e fiksuar te një kornize rrethore, janë zgjidhje të ekuacionit të valës me kondita kufitare zero.

Ekziston një numër i pafundmë mënyrash sipas të cilave një daulleje mund të vibrojë, në varësi të formës së daulles në një kohë fillestare, dhe shpejtësisë së ndryshimit të formës së daulles në një kohë fillestare.  Duke përdorur metodën e ndarjes së variablave, është e mundur të gjehet një koleksion i "thjeshtë" mënyrash vibrimi, si dhe mund të provohet se çdo vibrim sado kompleks i daulles mund të dekompozohet si një kombinim linear i vibrimeve më të thjeshta.

## Problemi 
Konsideroni një disk të hapur \Omega me rreze a me qendër në origjinën e daulles, i cili përfaqëson formën e *fiksuar* të daulles.  Në çdo kohë t, lartësia e formës së daulles tek një pikë (x, y) në \Omega e matur nga forma e "fiksuar" do të jepet nga u(x, y, t), e cila mund të merret me vlera pozitive ose negative.  Le \partial \Omega të përfaqësojë kufirin e \Omega, pra, rrethi me rreze a me qendër në origjinë, e cila përfaqëson një kornizë të palëvizshme në të cilën membrana e daulles është e fiksuar.

Ekuacioni matematik që përshkruan vibrimin e daulles është ekuacioni i valës me kondita kufitare zero,

:  \frac{\partial^2 u}{\partial t^2} = c^2 \left(\frac{\partial^2 u}{\partial x^2}+\frac{\partial^2 u}{\partial y^2}\right) \text{ per }(x, y) \in \Omega \,

: u = 0\text{ nga }\partial \Omega.\,

Këtu, c është një konstante pozitive, e cila jep "shpejtësinë" e vibrimit.

Për shkak të gjeometrisë rrethore, është shumë e përshtatshme përdorimi i koordinatave polare, r dhe \theta.  Tani, ekuacioni i mësipërm mund të shkruhet si

:\frac{\partial^2 u}{\partial t^2} = c^2 \left(\frac{\partial^2 u}{\partial r^2}+\frac {1}{r}\frac{\partial u}{\partial r}+\frac{1}{r^2}\frac{\partial^2 u}{\partial \theta^2}\right) \text{ for } 0 \le r 

: u = 0\text{ per } r=a.\,

## Rasti me simetri rrezore 
Ne do të studiojmë në fillim rastin e mënyrave të mundshme të vibrimit te një daulleje rrethore që kanë simetri rrezore.  Në këtë rast, funksioni u nuk varet tek këndi \theta, kështu që ekuacioni thjeshtohet dhe merr formën

:\frac{\partial^2 u}{\partial t^2} = c^2 \left(\frac{\partial^2 u}{\partial r^2}+\frac {1}{r}\frac{\partial u}{\partial r}\right) .

Tani ne kërkojmë për zgjidhje duke përdorur metodën e ndarjes se variablave, u(r, t) = R(r)T(t).  Duke e zëvendësuar këtë në ekuacionin e mëlartëm dhe duke pjesëtuar te dy anët me c^2R(r)T(t) marrim

: \frac{T*(t)}{c^2T(t)} = \frac{1}{R(r)}\left(R*(r) + \frac{1}{r}R'(r)\right).

Ana e majte e këtij barazimi nuk varet tek r, dhe ana e djathte nuk varet tek t, kështu që nga kjo del se të dyja anët janë të barabartat me një konstante K.  Marrim kështu dy ekuacione për T(t) dhe R(r) :

: T*(t) = Kc^2T(t) \,
: rR*(r)+R'(r)-KrR(r)=0.\,

Ekuacioni për T(t) ka zgjidhje te cilat rriten ose zvogëlohen në mënyre eksponenciale për K>0, janë lineare ose konstante për K=0, dhe janë periodike për K  Fizikisht pritet që zgjidhja e problemit të daulles vibruese të jetë oshiluese në kohë, kështu që kjo lë vetëm rastin e tretë, K kur K=-\lambda^2 për një numër \lambda>0.  Atëherë, T(t) është një kombinim linear i funksioneve sinus dhe kosinus,

: T(t)=A\cos c\lambda t + B\sin c \lambda t.\, 

Duke u kthyer tek rasti i përgjithshëm për R(r), me observimin që K=-\lambda^2, dhe te gjitha zgjidhjet e këtij ekuacioni diferencial të rendit të dytë janë kombinime lineare të funksioneve Bezel të rendit 0,

:R(r) = c_1 J_0(\lambda r)+ c_2 Y_0(\lambda r).\,

Funksioni Bezel Y_0 nuk ka kufi për r\to 0, kështu që kjo rezulton në një zgjidhje pa kuptim fizik për daullen vibruese, kjo do të thotë se konstantja c_2 duhet të jetë zero.  Gjithashtu do supozojmë se c_1=1, sepse kjo konstante mund të absorbohet lehte ne ndonjë konstante tjetër më vonë A dhe B që vinë nga T(t).  Nga kjo del që

: R(r) = J_0(\lambda r).

Kërkesa që lartësia u e membranës të jetë zero tek kufiri i daulles rezulton në konditën

: R(a) = J_0(\lambda a) = 0.

Funksioni Bezel J_0 ka një numër të pafundme rrënjësh pozitive,

: 0

Nga kjo marrim \lambda a=\alpha_{0n}, për n=1, 2, \dots,  kështu që

: R(r) = J_0\left(\frac{\alpha_{0n}}{a}r\right).

Pra, zgjidhjet me simetri rrezore u te membranës vibruese që mund të jepen me mënyrene e ndarjese se variablave janë

: u_{0n}(r, t) = \left(A\cos c\lambda_{0n} t + B\sin  c\lambda_{0n} t\right)J_0\left(\lambda_{0n} r\right) for n=1, 2, \dots, \, 

ku \lambda_{0n} = \alpha_{0n}/a.

## Rasti i përgjithshëm 
Rasti i përgjithshëm, ku u varet edhe tek këndi \theta, trajtohet në një mënyre shumë të ngjashme.  Tani supozojmë se ekziston një zgjedhje ku variablat mund të ndahen,

: u(r, \theta, t) = R(r)\Theta(\theta)T(t).\,

Duke e zëvendësuar këtë në ekuacionin valor dhe duke aplikuar metodën e ndarjes se variablave, marrim

: \frac{T*(t)}{c^2T(t)} = \frac{R*(r)}{R(r)}+\frac{R'(r)}{rR(r)} + \frac{\Theta*(\theta)}{r^2\Theta(\theta)}=K

ku K është një konstante.  Si më parë, nga ekuacioni për T(t) del që K=-\lambda^2 me \lambda>0 dhe

: T(t)=A\cos c\lambda t + B\sin c \lambda t.\, 

Nga ekuacioni

: \frac{R*(r)}{R(r)}+\frac{R'(r)}{rR(r)} + \frac{\Theta*(\theta)}{r^2\Theta(\theta)}=-\lambda^2

marrim, duke shumëzuar të dyja anët me r^2 dhe duke bërë ndarjen e variablave, marrim

: \lambda^2r^2+\frac{r^2R*(r)}{R(r)}+\frac{rR'(r)}{R(r)}=L

dhe

: -\frac{\Theta''(\theta)}{\Theta(\theta)}=L,

për një konstante L. Since \Theta(\theta) është periodike, me periodë 2\pi, \theta e cila është një variabël këndore, nga kjo del që

: \Theta(\theta)=C\cos m\theta + D \sin m\theta,\, 

ku m=0, 1, \dots  dhe C dhe D janë disa konstante.  Kjo implikon që L=m^2.

Po të kthehemi prapa tek ekuacioni për R(r), zgjidhja e tij jepet nga një kombinim linar i funksioneve Bezel J_m dhe Y_m.   Me një argument të ngjashëm si në seksioni e mëparshëm, arrimë tek

: R(r) = J_m(\lambda_{mn}r),\, m=0, 1, \dots, n=1, 2, \dots,

ku \lambda_{mn}=\alpha_{mn}/a, me \alpha_{mn} e cila është rrënja pozitive e n-te e J_m.

Më lart treguam që te gjitha zgjidhjet në të cilat variablat janë të pavarura për një daulle vibruese rrethore janë të formës

: u_{mn}(r, \theta, t) = \left(A\cos c\lambda_{mn} t + B\sin  c\lambda_{mn} t\right)J_m\left(\lambda_{mn} r\right)(C\cos m\theta + D \sin m\theta)

për m=0, 1, \dots, n=1, 2, \dots.

## Shënim 
Duhet theksuar se zgjidhja e mëlartme merr parasysh disa supozime ideale të cilat janë të inkarnuara në ekuacionin e valës.  Një simulim kompjuterik i problemit te mësipërm do të ketë një gabim të caktuar (zakonisht rreth 5 %) në varësi te metodës së përdorur.

## Animime të disa modave të vibrimit 

Image:Drum vibration mode01.gif|Moda u_{01}
Image:Drum vibration mode02.gif|Moda u_{02}
Image:Drum vibration mode03.gif|Moda u_{03}

Image:Drum vibration mode11.gif|Moda u_{11}
Image:Drum vibration mode12.gif|Moda u_{12}
Image:Drum vibration mode13.gif|Moda u_{13}

Image:Drum vibration mode21.gif|Moda u_{21}
Image:Drum vibration mode22.gif|Moda u_{22}
Image:Drum vibration mode23.gif|Moda u_{23}

## Shikoni gjithashtu 
* Dëgjimi i formës së daulles
* Korda vibruese

## Referime
*