מתנד הרמוני

מתוך ויקיפדיה, האנציקלופדיה החופשית
קפיצה אל: ניווט, חיפוש

מתנד הרמוני (או אוסצילטור הרמוני) הוא מערכת מכנית שבה פועל על גוף נתון כוח מתכונתי (פרופורציוני) להעתק הגוף ובכיוון מנוגד לו: \ \vec{F} = -K \vec{\Delta x} , כאשר \ \vec{F} הוא הכוח, \ K הוא קבוע המתנד ו- \ \vec{\Delta x} הוא ההעתק.

באנלוגיה, כל מערכת פיזיקלית שמאופיינת מתמטית בצורה דומה נקראת אף היא "מתנד הרמוני". חשיבותו של מודל המתנד ההרמוני נובעת מכך שתופעות פיזיקליות רבות מתוארות על ידי מערכות שמתנהגות, ברמות קירוב שונות, כמתנד הרמוני. לדוגמה, מסה התלויה על קפיץ, מעגלים חשמליים מסוימים, גלים בחומר, מיתרי גיטרה או כלי פריטה אחר, ואפילו גלי אור במובן מסוים. במובן זה המתנד ההרמוני הוא מודל פיזיקלי המתאים בקירוב למקרים מגוונים רבים.

מתנד הרמוני, בפרט מתנד הרמוני פשוט, הוא אחת המערכות הפשוטות והבסיסיות ביותר בפיזיקה. זוהי מערכת פתירה באופן אנליטי כמעט בכל תורה פיזיקלית (מכניקה קלאסית, תרמודינמיקה, מכניקת הקוונטים, תורת היחסות ועוד) המשמשת ככלי עזר חשוב בלימוד התאוריות השונות והבנתן. יתרה מכך, מסתבר שניתן לקרב מערכות רבות ומורכבות - שאינן פתירות באופן אנליטי או פשוט - על ידי מתנדים הרמוניים, ובכך להגיע להבנה רבה ואף לפתרון מקורב לבעיה.

מתנד הרמוני פשוט[עריכת קוד מקור | עריכה]

Mass-Spring.PNG

מתנד הרמוני פשוט הוא מערכת המצייתת למשוואת התנועה:

 \ddot x + \omega_0 ^2 x = 0

כאשר \ \omega_0^2 הוא גודל חיובי כלשהו. כנהוג בפיזיקה, \ \ddot x מסמן את הנגזרת השנייה (לפי הזמן) של ההעתק \ x . במילים אחרות - התאוצה \ a .

למעשה x יכול לייצג כל גודל: העתק, מטען חשמלי, עצמת שדה, וכו'. לצורך המחשה, בניתוח זה נתייחס למתנד הבנוי ממסה m המחוברת לקפיץ בעל קבוע k, ומרוחקת מרחק x מנקודת שיווי המשקל. במקרה המתואר, לפי החוק השני של ניווטון משוואת הכוחות היא:

 F= -kx = m \ddot x.

אם נעביר אגפים ונחלק במסה, נקבל:  \ \ddot x + \frac{k}{m}x = 0

שזו בדיוק משוואת התנועה של מתנד הרמוני הרשומה דלעיל. במקרה שלנו, קיבלנו:  \omega_0 = \sqrt{\frac{k}{m}}.

כיוון שזו משוואה דיפרנציאלית מסדר שני, יש לה משפחה שלמה של פתרונות ולא פתרון יחיד, אך את כל הפתרונות האפשריים למשוואה ניתן לייצג על ידי הביטוי הכללי:

\ x(t) = X_0 \sin ( \omega_0 t + \phi) .

כאשר:

  • \ \omega_0 היא התדירות הזוויתית של תנודות המערכת.
  • \ X_0 היא משרעת התנודה. המשרעת היא ההעתק המקסימלי של המערכת.
  • \ \phi נקראת המופע של המערכת, או הפאזה שלה. גודל זה מתאר את מצב המערכת בזמן \ t=0.

הכוונה במושג פתרון כללי היא שכל פתרון של המשוואה ניתן לייצג בצורה זו, כאשר הקבועים  \ X_0, \phi משתנים לפי תנאי ההתחלה - מיקומה ומהירותה ההתחלתית של המסה.

העתק, מהירות ותאוצה בתנועה הרמונית פשוטה. בדוגמה זו \ \phi (המופע) היא אפס. אנו רואים, למשל, כי לאחר רבע זמן מחזור ההעתק הוא מקסימלי וחיובי, התאוצה מקסימלית ושלילית, והמהירות מתאפסת. לאחר חצי זמן מחזור ההעתק והתאוצה מתאפסים, והמהירות מקסימלית ושלילית.

הפתרון המתמטי המפורט מופיע בהמשך הערך. מהירות המסה היא הנגזרת לפי הזמן של ההעתק:

\ v(t) = \omega X_0 \cos ( \omega t +\phi )= V_0 \cos ( \omega t +\phi ) . כאשר \ V_0 = \omega_0 X_0 היא המהירות המקסימלית של התנודה המתקבלת בנקודת שיווי המשקל.

באופן דומה, תאוצת המסה היא נגזרת המהירות לפי הזמן:

\ a(t) =- \omega^2 X_0 \sin ( \omega t +\phi ) = -a_0 \sin ( \omega t +\phi ). כאשר \ a_0 = \omega_0^2 X_0 היא התאוצה המקסימלית של התנודה המתקבלת בנקודות הקצה.

מפתרון המשוואה ניתן ללמוד רבות על המערכת:

  • התנהגות המערכת היא מחזורית. זמן המחזור שווה ל \ T = \frac{2 \pi}{\omega} והתדירות שווה ל \ f \equiv \frac {1} {T} = \frac{\omega}{2 \pi}. התדירות היא מספר המחזורים שהמערכת מבצעת ביחידת זמן (למשל, שנייה).
  • תנועת המערכת חסומה במרחב.
  • התדירות לא תלויה בתנאי ההתחלה אלא רק בקבועי המערכת (המסה וקבוע הקפיץ).
  • המהירות מקסימלית בנקודת שיווי המשקל, בה התאוצה מתאפסת. התאוצה מקסימלית בנקודות בהן ההעתק מקסימלי, ושם המהירות מתאפסת (ראה תרשים).
  • במערכת מתקיים שימור אנרגיה.

נתעכב מעט על הנקודה השלישית: כאמור, תדירות התנודות נקבעת על ידי נתוני המערכת (מסת המשקולת וקבוע הקפיץ), ואינה תלויה במשרעת התנועה או במהירותה ההתחלתית. זוהי תכונה חשובה שאפשרה, בין השאר, לבנות שעונים המבוססים על מטוטלת. כיוון שמטוטלת היא מתנד הרמוני (בקירוב של זוויות קטנות), זמן המחזור שלה אינו תלוי במשרעת התנועה, ולכן ניתן להשתמש בה למדידת זמנים.

מתנד הרמוני מרוסן[עריכת קוד מקור | עריכה]

מערכת של מסה, קפיץ ובוכנה המפעילה כוח חיכוך מתכונתי למהירות התנועה

בתיאור הקודם, הנחנו כי אין חיכוך במערכת. נראה איך מתנהג המתנד במקרה בו יש חיכוך.

חיכוך הוא כוח מרסן נפוץ בטבע - חיכוך עם האוויר או עם נוזל, התנגדות של מעגל חשמלי, ועוד. כוח משכך זה תלוי ביחס ישר במהירות (נקרא גם כוח סטוקס). נדמה כי כוח השיכוך נגרם על ידי בוכנת אוויר, כבאיור, ונניח כי הכוח מתכונתי למהירות הגוף ונתון על ידי  \ F_{friction}=-b v = - b \dot x, כאשר b הוא מקדם הפרופורציה.

כעת משוואת הכוחות נראית כך:  F= -kx - b \dot x = m \ddot x. על ידי סידור אלגברי מקבלים  \ m \ddot x + b \dot x + k x = 0 או

 \ \ddot x + \frac{b}{m} \dot x + \omega_0^2 x = 0, כאשר \ \omega_0 = \sqrt{\frac{k}{m}} , כמקודם.

מתנד הרמוני פשוט הוא מקרה פרטי של מתנד הרמוני מרוסן, בו  \ b=0 .

בהנחה שהחיכוך קטן מספיק, הפתרון הכללי למשוואה זו הוא:

\ x(t) =X_0 e^{-t / \tau} \cos(\omega t+ \phi) , כאשר:

  • \ \tau = \frac{2m}{b} , הוא הזמן האופייני של המערכת. זהו הזמן בו משרעת התנודה דועכת בפקטור e.
  • \omega = \sqrt{ \omega_0 ^2 -\frac{1}{\tau^2}} , היא תדירות התנועה החדשה.
  • הביטוי \ X_0 e^{-\frac {t}{\tau}} , הוא משרעת התנודה, הדועכת באופן מעריכי עם הזמן.

פתרון מפורט מופיע בהמשך הערך. זוהי תנודה הרמונית, המתבצעת בתדירות נמוכה מעט מהתדירות הטבעית (תמיד מתקיים \ \omega_0 > \omega ). במערכת זו, בניגוד לתנודה ההרמונית הפשוטה, יש איבוד אנרגיה מתמיד לחיכוך.

אם החיכוך גדול מדי, התנועה תדעך מהר מאוד, באופן מעריכי, כך שלא יסתיים אפילו מחזור תנודה יחיד. קיים ערך מקסימלי של שיכוך, שבערכי שיכוך גדולים ממנו לא יתרחשו כלל תנודות. ערך זה נקרא השיכוך הקריטי, והוא נתון על ידי \ b _{critical} = 2\sqrt{km}.

בנוגע לטיפול במתנד הרמוני מאולץ, ראו: תהודה.

בנוגע לטיפול במתנד הרמוני לפי מכניקת הקוונטים ראו: מתנד הרמוני קוונטי.

דוגמאות למערכות שמקיימות תנודות הרמוניות[עריכת קוד מקור | עריכה]

מטוטלת[עריכת קוד מקור | עריכה]

Postscript-viewer-shaded.png ערך מורחב – מטוטלת מתמטית
Simple pendulum.jpg

מטוטלת מתמטית פשוטה היא מערכת שמקיימת תנועה הרמונית רק בקירוב. תנועתה המלאה היא מחזורית וסוטה במקצת מתנועה הרמונית, אך בקירוב זוויות קטנות אפשר להתייחס לתנועתה כתנועה הרמונית.

נניח שמסת המטוטלת היא m והיא מחוברת לתקרה בחוט אידאלי חסר משקל באורך \ l בתוך שדה כבידה אחיד g. נסמן ב \theta את הזווית בין המטוטלת לאנך.

הכוח המחזיר יהיה הרכיב של כוח הכובד בכיוון המשיק לתנועה הרדיאלית של המטוטלת, כלומר: \ F = -mg \sin{(\theta)}. לכן, משוואת התנועה תהיה:


m \ddot{l \theta} = -mg \sin\theta

בקירוב של זוויות קטנות \sin{\theta} \approx \theta, ומאחר ש-\ l נשאר קבוע, מקבלים את משוואת התנועה:

 \ddot{\theta} = - \frac{g}{l} \theta

זוהי תנועה הרמונית רק בקירוב, שכן משוואת התנועה הייתה רק קירוב למשוואת התנועה המדויקת. במקרה של מטוטלת אפשר לפתור באופן אנליטי גם את המשוואה הלא-לינארית; הפתרון הוא אינטגרל אליפטי. גם מטוטלת שאינה מורכבת ממסה נקודתית מקיימת תנודה הרמונית בקירוב - למעשה, כל גוף בעל מסה התלוי מנקודה אחת מהווה מתנד הרמוני. מטוטלת כזו נקראת מטוטלת פיזיקלית.

מעגל LC[עריכת קוד מקור | עריכה]

מעגל LC אידאלי (ללא התנגדות) - זהו מעגל המכיל קבל וסליל, ובו האנרגיה האלקטרומגנטית עוברת בין הקבל לסליל באופן מחזורי הרמוני.

Lc circuit.svg

מכך שהמתח הכללי על המעגל הוא אפס (על פי חוקי קירכהוף) ניתן להסיק כי:

\ L {dI \over dt} + {q \over C} = 0

כאשר:

ומאחר ש \ I = \frac{dq}{dt}, נובע ש

\ L \frac{d^2 q}{dt^2} +\frac{q}{C} = 0, ולכן \ \frac{d^2 q}{dt^2} + {q \over LC} = 0 וכאן תדירות התנועה היא  \omega = \sqrt{{1 \over LC}}.

מעגל RLC, הוא אותו מעגל, בתוספת נגד. מעגל שכזה הוא מתנד הרמוני משוכך, כיוון שהוא מקיים את המשוואה:

 L \frac{d^2 q}{dt^2} +R \frac{dq}{dt} + \frac{q}{c} = 0.

מבחינה מתמטית, מעגל RLC שקול למתנד הרמוני מרוסן הבנוי ממסה המחוברת לקפיץ עם שיכוך תלוי מהירות, כמו זה שהוצג למעלה. האנלוגיה למתנד מכני היא:

מתנד מכני מתנד חשמלי
מסה - m השראות הסליל- L
קבוע הקפיץ - k 1 חלקי הקיבול -  \frac {1}{C}
העתק - x מטען חשמלי - q
מהירות - v זרם - I
שיכוך - b התנגדות - R
\ \omega_0 =\sqrt{ \frac{k}{m}} \ \omega_0 = \sqrt { \frac {1}{LC}}
 \tau = \frac{2m}{b}  \tau = \frac{2L}{R}

פתרון המשוואות[עריכת קוד מקור | עריכה]

הניתוח המובא פה הוא למקרה המתואר למעלה: מסה \ m מחוברת לקפיץ בעל קבוע \ K, עם מקדם חיכוך \ b (כאמור, מתנד הרמוני פשוט הוא מקרה פרטי שבו מתקיים  \ b=0 ) . המשוואה המתארת את המצב היא:

 \ \ddot x+ \frac{b}{m} \dot x + \frac{K}{m} x =0

זוהי משוואה דיפרנציאלית הומוגנית ולינארית, מסדר שני. במשוואות מסוג זה, מרחב הפונקציות המקיימות את המשוואה הוא מרחב וקטורי מממד שתיים. לכן מספיק למצוא שתי פונקציות (בלתי תלויות) שמקיימות את המשוואה - הן יהיו בסיס שלם למרחב כל הפתרונות האפשריים. מנחשים פתרון מהסוג  \ x (t)= A e^{\lambda t} , (המקדם  \lambda יכול להיות מרוכב). כאשר מציבים את הפונקציה הזו במשוואה, ולפי תכונת האקספוננט, \ \frac{d}{dt} e^{\lambda t} = \lambda e^{\lambda t} , מתקבל פולינום ממעלה שנייה שפתרונו פשוט:  \ \lambda^2 + \frac{b}{m}\lambda + \frac{K}{m} =0 .

זוהי משוואה ריבועית שפתרונותיה הם  \ \lambda_{1,2} = - \alpha \pm \sqrt{\alpha^2-\omega_0^2}. כאן  \ \omega_0 = \sqrt{\frac{K}{m}}, \ \alpha = \frac{b}{2m} . מכיוון שהפתרונות יכולים להיות מרוכבים, יש תמיד פתרון למשוואה. אם אין חיכוך, \ b=0 ואז \ \lambda=i\omega_0.

כעת ישנם שלושה מקרים מובחנים:

(\alpha,\omega_0>0),\ \ X(t)=Ae^{-\alpha t}+Bte^{-\alpha t}= Ae^{-\omega_0 t}+Bte^{-\omega_0 t}
זהו מצב של שיכוך-קריטי, שבו לא יתרחשו תנודות, אלא התנועה תדעך לאפס. התנאי לשיכוך קריטי הוא שהדיסקרימננטה תהיה אפס, משמע  \ \frac{b^2}{4m^2}-\frac{K}{m}=0, כלומר  \ b^2= 4Km.
(\lambda_1,\lambda_2<0),\ \ X(t)=Ae^{\lambda_1t}+Be^{\lambda_2t}
זהו מצב של שיכוך-יתר, שבו לא יתרחשו תנודות, אלא התנועה תדעך לאפס. התנאי לשיכוך יתר הוא שהדיסקרימננטה תהיה חיובית, משמע  \ \frac{b^2}{4m^2}-\frac{K}{m}>0, כלומר  \ b^2> 4Km.
  • אם  \alpha^2 - \omega_0^2 < 0 , מתקבלים שני פתרונות מרוכבים צמודים. זהו המקרה המעניין יותר, וממילא גם השכיח יותר, שבו השיכוך קטן ולכן מתרחשות תנודות הרמוניות דועכות. בהצבת פתרונות המשוואה הריבועית, ושימוש בנוסחת אוילר, מקבלים את שני הפתרונות למשוואה הדיפרנציאלית:
 \ y_1(t) = e^{(-\alpha + i \sqrt{ \omega_0^2-\alpha^2})t}=e^{-\alpha t}(\cos(\sqrt{\omega_0^2-\alpha^2}\cdot t)+i \sin (\sqrt{\omega_0^2-\alpha^2}\cdot t))
 \ y_2(t) = e^{(-\alpha - i \sqrt{ \omega_0^2-\alpha^2})t}=e^{-\alpha t}(\cos(\sqrt{\omega_0^2-\alpha^2}\cdot t)-i \sin (\sqrt{\omega_0^2-\alpha^2}\cdot t))
לשם נוחות, נסמן  \omega = \sqrt{\omega_0^2-\alpha^2}.
פתרון המשוואה הכללי הוא מהצורה \ y(t)= Ay_1(t)+By_2(t) . כאן \ A ו-\ B הם קבועים כלשהם, התלויים בתנאי ההתחלה של הבעיה. כיוון שרק פתרון ממשי הוא פיזיקלי, נדרש  \ Ay_1= \overline{By_2} (הקו העליון מסמן צמוד מרוכב). מאחר שמתקיים ממילא  \ y_1 = \overline{y_2}, חייב להתקיים  A= \overline{B}. כך מתקבל פתרון ממשי טהור מהצורה
 \ y(t) = (A+\overline{A}) e^{-\alpha t} \sin(\omega t) + i(A-\overline{A}) e^{-\alpha t} \cos(\omega t).
כל המקדמים בביטוי הם ממשיים, ולכן ניתן לפשט את הסכום לביטוי יחיד המכיל מופע:
\ y(t) = A_0 e^{-\alpha t} \sin(\omega t+\phi) .
כאן  \ A_0, \phi הן המופע והמשרעת ההתחלתיים, הנקבעים על ידי תנאי ההתחלה של הבעיה. פתרון זה מתאר תנודה הרמונית בתדירות זוויתית
 \omega = \sqrt{\omega_0^2-\alpha^2}
עם משרעת דועכת בזמן. מכיוון שלמקדם \ \alpha יש יחידות של  \frac{1}{\mbox{sec}} , נהוג להגדיר את הזמן האופייני  \ \tau = \frac{1}{\alpha} = \frac{2m}{b} .

כאשר אין חיכוך,  \ b=0 ולכן \ \alpha =0 ומקבלים את הביטוי המוכר של תנודה הרמונית פשוטה:  \ y(t) = A_0 \sin(\omega_0 t+\phi) .

ראו גם[עריכת קוד מקור | עריכה]

קישורים חיצוניים[עריכת קוד מקור | עריכה]

ויקישיתוף מדיה וקבצים בנושא מתנד הרמוני בוויקישיתוף