sisne.org | laboratório de sistemas neurais...
TRANSCRIPT
5910170 – Física II – Ondas, Fluidos e Termodinâmica – USP – Prof. Antônio Roque
Aula 21
1
Ondas sonoras harmônicas
Na aula passada deduzimos a equação de onda para ondas sonoras
propagando-se em uma dimensão. Vimos que ela pode ser escrita
em termos de três variáveis medidas em relação ao equilíbrio:
deslocamento, variação da pressão e variação da densidade.
As equações de onda unidimensionais para essas três variáveis são
(lembre-se que elas são válidas para a mesma onda sonora):
2
2
22
2 1 :toDeslocamen
t
u
vx
u
∂
∂=
∂
∂, (1)
( )2
2
22
2 1)( :Pressão
tvx
P
∂
∂=
∂
∂ δρδ, (2)
( )2
22
2
2 )( :Densidade
xv
t ∂
∂=
∂
∂ δρδρ. (3)
Note que elas são idênticas à equação de onda unidimensional que
obtivemos antes para a corda vibrante. Portanto, todos os fenômenos
vistos quando estudamos ondas na corda vibrante também ocorrerão
para ondas sonoras propagando-se em uma dimensão.
Por causa disso, nesta aula vamos estudar apenas alguns aspectos
ondulatórios peculiares ao som.
5910170 – Física II – Ondas, Fluidos e Termodinâmica – USP – Prof. Antônio Roque
Aula 21
2
Vamos considerar inicialmente a equação (1), em que a onda sonora
é descrita como uma onda de deslocamento.
Para facilitar a descrição matemática, vamos tomar a solução de (1)
dada por uma onda sonora harmônica propagando-se para a direita1
( )ϕω +−= tkxUtxu cos),( . (4)
Nesta equação, U é a máxima amplitude que o deslocamento u de
uma partícula do meio pode atingir. O comprimento de onda é dado
por
k
πλ
2= (5)
e a frequência é dada por
Tf
1
2==
π
ω, (6)
onde T é o período. A frequência e o comprimento de onda estão
relacionados por
vf =λ , (7)
onde v é a velocidade de propagação do som no meio, dada por
0
∂
∂=
ρ
Pv
. (8)
1 Como a equação (1) é uma equação de onda, sabemos que a onda harmônica da equação (4) é uma solução
de (1). Da mesma forma, uma onda harmônica propagando-se para a esquerda também é solução.
5910170 – Física II – Ondas, Fluidos e Termodinâmica – USP – Prof. Antônio Roque
Aula 21
3
Vamos agora considerar a onda sonora em termos das suas
representações como onda de pressão e como onda de densidade.
Comecemos com a representação como onda de pressão.
A questão de interesse aqui é: se a onda de deslocamento é a onda
harmônica dada por (4), qual será a expressão para a onda de
pressão correspondente? Sabemos que ela também será uma onda
harmônica, pois fisicamente não faz sentido o comportamento ser
harmônico em termos do deslocamento e não ser harmônico em
termos da pressão. Porém, será que a onda harmônica de pressão
terá a mesma fase que a onda harmônica de deslocamento? E a
amplitude, qual será o seu valor? Estas são as perguntas que
queremos responder a seguir.
Para responder às perguntas acima, vamos obter uma expressão para
a onda sonora harmônica de pressão diretamente da equação (4) para
a onda harmônica de deslocamento. Para tal, lembremos que na aula
passada, deduzimos as seguintes expressões (equações 5 e 12 da
aula 20):
0
=
ρδρδ
d
dPP
(9)
e
5910170 – Física II – Ondas, Fluidos e Termodinâmica – USP – Prof. Antônio Roque
Aula 21
4
),(0 txx
u
∂
∂−= ρδρ
. (10)
Substituindo (10) em (9):
),(0
0 txx
u
d
dPP
∂
∂
−=
ρρδ
. (11)
Lembrando que a velocidade de propagação da onda é (equação 8)
0
∂
∂=
ρ
Pv
,
podemos escrever
),(2
0 txx
uvP
∂
∂−= ρδ
. (12)
Derivando a equação (4) em relação a x:
( )ϕω +−−=∂
∂tkxkU
x
usen
e substituindo em (12) obtemos a expressão desejada:
( ) ( )ϕωδϕωρδ +−≡+−= tkxPtkxkUvP sensen max
2
0 , (13)
onde
kUvP2
0max ρδ = (14)
é a amplitude da onda harmônica de pressão (o valor máximo que a
variação da pressão em relação ao equilíbrio pode atingir).
5910170 – Física II – Ondas, Fluidos e Termodinâmica – USP – Prof. Antônio Roque
Aula 21
5
Portanto, a onda harmônica de pressão está defasada de π/2 em
relação à onda harmônica de deslocamento (dizemos que elas estão
em quadratura).
Podemos entender fisicamente a origem da defasagem de 90o entre
as ondas de pressão e de deslocamento analisando a figura abaixo.
No gráfico de cima, temos como o deslocamento u varia com a
distância x no instante t = 0 (equação 4). No gráfico de baixo, temos
a variação da pressão δP em função da distância x também para o
instante t = 0 (equação 13).
5910170 – Física II – Ondas, Fluidos e Termodinâmica – USP – Prof. Antônio Roque
Aula 21
6
Note que a variação da pressão está defasada em relação ao
deslocamento por 90o.
No desenho entre os dois gráficos, temos, na parte de cima, as
posições de algumas partículas do meio no equilíbrio, antes da
ocorrência da onda (bolinhas brancas). Na parte de baixo do
desenho, as mesmas partículas da parte de cima são mostradas
deslocadas conforme o deslocamento determinado pelo gráfico de u
(bolinhas negras). Setas foram desenhadas para ilustrar por quanto
cada partícula foi deslocada.
Observe que as partículas nas posições em que u = 0 não sofrem
qualquer deslocamento e que as partículas nas posições em que u é
máximo ou mínimo sofrem os maiores deslocamentos.
Correspondentemente, vemos pelo gráfico da variação da pressão
que os casos em que u = 0 podem ser: o de máxima pressão (quando
as partículas se deslocam em direção à partícula parada) ou o de
mínima pressão (quando as partículas se afastam da partícula
parada). Já os casos em que u é máximo ou mínimo correspondem
às situações em que a pressão está no valor de equilíbrio, pois o
afastamento das partículas para um lado é compensado pela
aproximação das partículas pelo outro.
5910170 – Física II – Ondas, Fluidos e Termodinâmica – USP – Prof. Antônio Roque
Aula 21
7
Poderíamos também descrever a onda harmônica em termos da onda
de densidade. Isto, no entanto, é desnecessário, pois pela equação (9)
vemos que as variações de pressão e de densidade são diretamente
proporcionais,
2
2
v
PvP
δδρδρδ =⇒=
,
de maneira que o comportamento da onda de densidade é igual ao da
onda de pressão, diferindo apenas na amplitude:
( ) ( )ϕωδρϕωρδρ +−≡+−= tkxtkxkU sensen max0 . (15)
Portanto, basta usar as representações da onda sonora como onda de
deslocamento ou como onda de pressão para estudá-la.
Vamos agora usar as expressões para as ondas de deslocamento e de
pressão obtidas acima para calcular a intensidade da onda sonora
harmônica.
A intensidade de uma onda é definida como a energia média
transportada pela onda por unidade de área perpendicular à sua
direção de propagação e por unidade de tempo.
Como estamos considerando o caso de uma onda sonora harmônica
unidimensional, o cálculo da intensidade da onda é muito parecido
5910170 – Física II – Ondas, Fluidos e Termodinâmica – USP – Prof. Antônio Roque
Aula 21
8
com o feito na aula 17 para obter a intensidade de uma onda
harmônica propagando-se pela corda.
Consideremos novamente a situação da aula 20 (página 8) em que a
onda sonora está passando por um tubo cilíndrico imaginário de área
de seção reta A. Consideremos uma região desse tubo imaginário
que, no equilíbrio, ocupa um volume igual a A∆x, de maneira que a
massa de fluido nele contida é M = ρ0A∆x. Certifique-se de que você
entende porque usamos ρ0 e não ρ para calcular esta massa.
Supondo que a onda sonora é harmônica, a energia cinética média da
quantidade de fluido de massa M é igual à sua energia potencial
média. Portanto, a energia total média da quantidade de fluido é
igual à sua energia cinética máxima:
2
max
0
2
max 2
1
2
1
∂
∂∆=
∂
∂=
t
uxA
t
uME ρ
. (16)
Da equação (4) temos que
( )ϕωω +−−=∂
∂tkxU
t
usen ,
de maneira que
Ut
uω=
∂
∂
max. (17)
5910170 – Física II – Ondas, Fluidos e Termodinâmica – USP – Prof. Antônio Roque
Aula 21
9
Então,
22
02
1UxAE ωρ ∆=
. (18)
A taxa com que essa energia é transferida é a potência média da
onda sonora harmônica:
22
0
22
02
1
2
1UAvU
t
xA
t
EP ωρωρ =
∆
∆=
∆=
(19)
e a intensidade é a potência dividida pela área da seção reta do tubo
imaginário
22
02
1Uv
A
PI ωρ==
. (20)
Compare esta expressão com a da intensidade de uma onda
harmônica numa corda vibrante (equação 37 da aula 17). Observe
que nos dois casos a intensidade é proporcional à densidade do
meio, à velocidade de propagação da onda, ao quadrado da
frequência e ao quadrado da amplitude (no caso aqui, da onda de
deslocamento).
Usando a equação (14), podemos também expressar a intensidade
em termos da amplitude da onda de pressão. A equação (14) implica
que
5910170 – Física II – Ondas, Fluidos e Termodinâmica – USP – Prof. Antônio Roque
Aula 21
10
ωρ
δ
ρ
δ
v
P
kv
PU
0
max
2
0
max ==, (21)
onde se usou a relação ω = vk. Substituindo (21) em (20) temos
( )v
PI
0
2
max
2
1
ρ
δ=
. (22)
Note que a intensidade da onda sonora harmônica, expressa em
termos da amplitude da onda de pressão, continua a ser proporcional
ao quadrado da amplitude da onda, mas não depende da frequência.
Este resultado sugere que para medir I é mais conveniente usar
detectores de variação de pressão do que de deslocamento.
Exemplo: O som mais baixo que o ouvido humano pode detectar a
uma frequência de 1000 Hz corresponde a uma intensidade de
aproximadamente 1,00 × 10-12
W/m2 (o chamado limiar de
audibilidade). O som mais alto que o ouvido humano pode tolerar
corresponde a uma intensidade de aproximadamente 1,00 W/m2 (o
chamado limiar de dor). Vamos calcular as amplitudes das ondas de
pressão e de deslocamento associadas a esses dois limites.
5910170 – Física II – Ondas, Fluidos e Termodinâmica – USP – Prof. Antônio Roque
Aula 21
11
Primeiramente, consideremos o caso do limiar de audibilidade.
Usando a equação (22) e tomando v = 343 m/s para a velocidade do
som no ar e ρ0 = 1,29 kg/m3 como a densidade do ar, obtemos
25
0max N/m 1097,22 −×== vIP ρδ . (23)
Como a pressão atmosférica vale aproximadamente P0 = 105 N/m
2,
este resultado nos diz que o ouvido humano pode discernir
flutuações relativas de pressão tão pequenas quanto
%)00000003,0( 10310
103 10
5
5
0
max
0
0max −−
×=×
≈=−
P
P
P
PP δ.
O deslocamento máximo associado ao limiar de audibilidade pode
ser calculado da equação (21)
( )( )( )m 1007,1
m/s 343s 102kg/m 1,29
N/m 1097,2 11
1-33
25
0
max −×=×
×==
πωρ
δ
v
PU . (24)
Este é um número verdadeiramente muito pequeno! Ele é menor que
o diâmetro típico de um átomo (10-10
m)! Portanto, o ouvido humano
é um detector de ondas sonoras extremamente sensível.
Passando agora para o limiar de dor, fica como exercício para casa
determinar que as amplitudes de pressão e de deslocamento
correspondentes são, respectivamente
atm 103~N/m 30 42
max
−×=Pδ (25)
e
5910170 – Física II – Ondas, Fluidos e Termodinâmica – USP – Prof. Antônio Roque
Aula 21
12
mm 101~m 101,1 -25 ××= −U . (26)
Este exemplo ilustra bem o fato de que a intensidade depende da
frequência, pois o ouvido humano consegue suportar uma variação
de pressão bem maior que 3×10-4
atm sem sentir dor. Por exemplo,
quando estamos submersos alguns metros dentro d’água chegamos a
tolerar aumentos de pressão de até 0,5 atm. Isto porque nesse caso a
frequência é zero, ou seja, a pressão é estática.
O exemplo acima nos mostra quão ampla é a faixa de intensidades
que o ouvido humano pode detectar: de 10-12
W/m2 a 1 W/m
2. Como
essa faixa de intensidades é muito larga, é conveniente usar uma
escala logarítmica para expressar as intensidades sonoras.
Define-se o nível de intensidade sonora β como
≡
0
log10I
Iβ
, (27)
onde a constante I0 é a intensidade de referência, tomada como a
intensidade do limiar de audibilidade,
W/m1000,1 12
0
−×=I , (28)
e I é a intensidade em W/m2 correspondente ao nível de intensidade
sonora β.
5910170 – Física II – Ondas, Fluidos e Termodinâmica – USP – Prof. Antônio Roque
Aula 21
13
A unidade de nível de intensidade é o decibel (dB), nome dado em
homenagem ao inventor escocês, naturalizado norte-americano,
Alexander Graham Bell (1847-1922)2.
Nesta escala, o nível de intensidade do limiar de audibilidade é
dB 0log100
0 =
≡
I
Iβ
(29)
e o nível de intensidade do limiar de dor é
dB 12010
1log10
12=
≡
−β
. (30)
A exposição prolongada a altos níveis de intensidade sonora pode
causar sérios danos ao ouvido. Por exemplo, recomenda-se o uso de
protetores auriculares (ou protetores de ouvido) quando se fica
muito tempo exposto a níveis de intensidade sonora acima de 90 dB.
A tabela abaixo dá valores típicos de intensidade sonora para
algumas fontes sonoras.
2 Antigamente Graham Bell era tido como o inventor do telefone. Atualmente, sabe-se que o verdadeiro
inventor (até prova em contrário) foi o italiano Antonio Meucci (1808-1889), que vendeu a patente de sua
invenção para Graham Bell em 1876.
5910170 – Física II – Ondas, Fluidos e Termodinâmica – USP – Prof. Antônio Roque
Aula 21
14
Fonte do som ββββ (dB)
Avião a jato próximo 150
Britadeira; metralhadora 130
Sirene; Show de rock 120
Trem de metrô; cortador de grama 100
Tráfico pesado 80
Aspirador de pó 70
Conversa normal 50
Zunido de um mosquito 40
Sussurro 30
Farfalhar de folhas 10
Um fenômeno ondulatório comum tanto a ondas na corda vibrante
como a ondas sonoras em uma coluna de ar é o de ondas
estacionárias.
O mecanismo físico pelo qual ondas estacionárias são geradas em
uma coluna de ar é o mesmo pelo qual elas são geradas na corda
vibrante. Ondas sonoras harmônicas propagando-se em sentidos
opostos no interior da coluna de ar interferem e produzem ondas
estacionárias.
5910170 – Física II – Ondas, Fluidos e Termodinâmica – USP – Prof. Antônio Roque
Aula 21
15
No caso da corda as ondas são transversais e no caso da coluna de ar
as ondas são longitudinais, mas como nos dois casos a equação de
onda é unidimensional a matemática usada na análise é a mesma.
Quando ocorre uma onda estacionária em uma coluna de ar, os
deslocamentos de todas as partículas do ar oscilam com a mesma
frequência. Portanto, cada onda estacionária corresponde a um modo
normal de oscilação do sistema. Assim como no caso das ondas
estacionárias na corda, os diferentes modos normais das ondas
estacionárias na coluna de ar podem ser arranjados em ordem
crescente de frequência. O modo normal de menor frequência é
chamado de fundamental (ou primeiro harmônico) e os modos
subsequentes são chamados de segundo harmônico, terceiro
harmônico, etc.
Vamos considerar colunas de ar que podem ter uma de suas
extremidades fechada ou aberta. A outra extremidade é sempre
aberta para que a onda sonora, supostamente gerada fora da coluna,
possa entrar na coluna.
O que acontece com as variáveis que estamos usando para
caracterizar a onda sonora (deslocamento de partículas e variação da
pressão) na extremidade aberta ou fechada de uma coluna de ar?
5910170 – Física II – Ondas, Fluidos e Termodinâmica – USP – Prof. Antônio Roque
Aula 21
16
A extremidade fechada da coluna de ar é um nodo de deslocamento,
pois a parede da coluna impede que moléculas de ar se movam
através dela. Uma consequência disso é que na extremidade fechada
de uma coluna de ar a onda sonora refletida está defasada de 180o
em relação à onda incidente (a situação é análoga à da reflexão de
uma onda na extremidade fixa de uma corda).
Vimos anteriormente nesta aula que, no caso de ondas harmônicas, a
onda de pressão está defasada de 90o em relação à onda de
deslocamento. Portanto, a extremidade fechada de uma coluna de ar
é um ventre (ou antinodo) de pressão. Isto significa que na
extremidade fechada de uma coluna de ar a variação da pressão é
máxima.
A extremidade aberta de uma coluna de ar é um nó de pressão, pois
ela está aberta para a atmosfera e o ar na fronteira entre a coluna e a
atmosfera tem que estar à mesma pressão da atmosfera.
Usando novamente o fato de que as ondas de pressão e de
deslocamento estão em quadratura, o resultado acima implica que a
extremidade aberta de uma coluna de ar é um ventre de
deslocamento. Isto implica que uma onda sonora refletida na
extremidade aberta não muda de fase em relação à onda incidente.
5910170 – Física II – Ondas, Fluidos e Termodinâmica – USP – Prof. Antônio Roque
Aula 21
17
Os dois últimos resultados enunciados acima para extremidades
abertas de colunas de ar não são exatos. A extremidade aberta de
uma coluna de ar não é exatamente um ventre de deslocamento ou
um nodo de pressão. Quando uma região de condensação de ar
chega à extremidade aberta de uma coluna de ar, ela passa um pouco
para fora da coluna antes de ser refletida.
Para uma coluna de ar de seção reta circular e paredes finas, a
extremidade aberta só pode ser considerada um ventre de
deslocamento se ao comprimento L da coluna for adicionada uma
“correção terminal” de aproximadamente 0,6R, onde R é o raio da
coluna. Isto faz com que o comprimento efetivo da coluna de ar seja
um pouco maior que o seu comprimento real. No que se segue,
porém, vamos desprezar esta correção e continuar considerando que
a extremidade aberta da coluna é um ventre de deslocamento e um
nodo de pressão.
Vamos agora aplicar os resultados vistos acima para obter as ondas
estacionárias possíveis para dois tipos de colunas de ar: (1) com as
duas extremidades abertas; e (2) com uma das extremidades fechada
e a outra aberta. Por razões históricas, vamos chamar esses dois
casos de (1) tubo de órgão aberto; e (2) tubo de órgão fechado. Nos
dois casos, o comprimento do tubo será L.
5910170 – Física II – Ondas, Fluidos e Termodinâmica – USP – Prof. Antônio Roque
Aula 21
18
Vejamos primeiro o caso do tubo de órgão aberto. Vamos fazer
nossa análise usando a representação em termos de ondas de
deslocamento. Como as duas extremidades do tubo de órgão neste
caso estão abertas, a análise feita acima nos diz que as extremidades
são ventres de deslocamento. Portanto, não importa o modo normal
considerado, olhando para as extremidades do tubo teremos algo
como o mostrado esquematicamente na figura abaixo.
Observe que nas duas extremidades há ventres de deslocamento. No
interior do tubo, por outro lado, ainda não sabemos como esses
deslocamentos se comportam. Sabemos, porém, que eles devem
variar como ondas harmônicas estacionárias, ou seja, seu perfil
espacial deve ser como no desenho abaixo.
O problema a ser resolvido, portanto, pode ser visto como um
problema geométrico: de quantas maneiras possíveis pode-se
construir ondas harmônicas estacionárias como a acima (com
5910170 – Física II – Ondas, Fluidos e Termodinâmica – USP – Prof. Antônio Roque
Aula 21
19
comprimentos de onda maiores ou menores) que “caibam” dentro do
comprimento L tubo e tenham ventres nas duas extremidades?
Tente resolver este exercício em casa. Mostramos abaixo as três
primeiras maneiras possíveis de se resolver o problema (as três
primeiras ondas estacionárias). O pedaço de cor vermelha na figura
de cima tem apenas finalidade didática: Ele mostra o resto do
comprimento de onda, que não existe porque a onda termina na
extremidade do tubo.
A partir das figuras acima, podemos generalizar e dizer que num
tubo de órgão aberto os comprimentos de onda possíveis são dados
por
)1,2,3, ( 2
K== nn
Lnλ
(31)
5910170 – Física II – Ondas, Fluidos e Termodinâmica – USP – Prof. Antônio Roque
Aula 21
20
e as frequências correspondentes (as freqüências dos modos
normais) são
),3,2,1( 2
1 K=== nnfL
nvfn , (32)
onde
L
vf
21 =
. (33)
Vejamos agora o caso do tubo de órgão fechado. Vamos obter os
modos normais para este caso de uma maneira diferente da feita
acima para o tubo de órgão aberto. Ao invés de usar um método
geométrico e fazer uma indução, vamos usar o mesmo método
analítico usado na aula 16 quando determinamos os modos normais
da corda vibrante.
Vamos considerar que o tubo de órgão fechado é como o mostrado
na figura abaixo, ou seja, a sua extremidade fechada está em x = 0 e
a sua extremidade aberta está em x = L.
5910170 – Física II – Ondas, Fluidos e Termodinâmica – USP – Prof. Antônio Roque
Aula 21
21
Como estamos interessados em ondas estacionárias, sabemos que a
onda de deslocamento deve ser da forma (lembre-se da aula 16)
( )ϕω += txUtxu cos)(),( (34)
com
( ) ( )kxbkxaxU sencos)( += . (35)
As condições de contorno para este problema são
max)(
0)0(
ULU
U
=
=
, (36)
pois a extremidade fechada é um nodo de deslocamento e a
extremidade aberta é um ventre de deslocamento.
A condição de contorno para x = 0 implica que a constante a em (35)
é zero. Logo,
( )kxbxU sen)( = . (37)
A única maneira de esta equação satisfazer a condição de contorno
para x = L é que b = Umax e
( ) 1sen =kL . (38)
A condição (38) implica que
ímpar) ( 2
nnkLπ
=. (39)
Como k = 2π/λ, esta condição pode ser reescrita como
5910170 – Física II – Ondas, Fluidos e Termodinâmica – USP – Prof. Antônio Roque
Aula 21
22
ímpar) ( 4
nn
Ln =λ
. (40)
Estes são os comprimentos de onda possíveis das ondas
estacionárias em um tubo de órgão fechado. As frequências
possíveis são, portanto
ímpar) ( 4
nL
nvfn =
, (41)
com a frequência fundamental sendo dada por
L
vf
41 =
. (42)
Note que apenas os harmônicos ímpares da série harmônica estão
presentes neste caso:
)1,3,5,( 1 K== nnffn . (43)
Os três primeiros harmônicos desta série estão mostrados na figura
abaixo.
5910170 – Física II – Ondas, Fluidos e Termodinâmica – USP – Prof. Antônio Roque
Aula 21
23