Diferencia entre revisiones de «Ondas: Velocidad de grupo»

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Podemos definir a una onda como una perturbación o protuberancia que se propaga con una determinada dependencia espacio-temporal, acarreando energía. De manera general, una onda necesita de dos componentes principales para desarrollarse como tal. El primer componente es la fuente de perturbación, es decir un componente físico que actúe de tal forma que pueda crear a la onda. Segundo, en el caso de cualquier tipo de onda requiere un medio para viajar o dispersarse. De lo anterior, podemos interpretar que toda onda cuenta con la característica de que producida en un punto en el espacio y se propaga a través de el.
Podemos definir a una onda como una perturbación o protuberancia que se propaga con una determinada dependencia espacio-temporal, acarreando energía. De manera general, una onda necesita de dos componentes principales para desarrollarse como tal. El primer componente es la fuente de perturbación, es decir un componente físico que actúe de tal forma que pueda crear a la onda.   


La perturbación de una onda, se propaga con una determinada dependencia espacio-temporal. La perturbación de una magnitud física consiste a menudo en una variación periódica y sobre todo oscilatoria (repetición  entre valores extremos opuestos) por lo que, en particular, la onda se considera como la propagación de una vibración originada en un punto.
La perturbación de una onda, se propaga con una determinada dependencia espacio-temporal. La perturbación de una magnitud física consiste a menudo en una variación periódica y sobre todo oscilatoria (repetición  entre valores extremos opuestos) por lo que, en particular, la onda se considera como la propagación de una vibración originada en un punto.
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Si la forma de pulso de la onda no cambia con el tiempo, podemos representar el desplazamiento <math> \Psi </math> para todos los tiempos posteriores con respecto a un marco de referencia estacionario con un origen en 0, tomando la siguiente forma:
Si la forma de pulso de la onda no cambia con el tiempo, podemos representar el desplazamiento <math> \Psi </math> para todos los tiempos posteriores con respecto a un marco de referencia estacionario con un origen en 0, tomando la siguiente forma:


<math>\Psi= f(\kappa z-\omega t) </math>
<math>\Psi= f(\kappa z-\omega t) </math> ...(1)


Esta función representa una onda viajera, es decir, una onda que se mueve hacia la derecha a una velocidad <math> \upsilon </math>.
Esta función representa una onda viajera, es decir, una onda que se mueve hacia la derecha a una velocidad <math> \upsilon </math>.
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Si el pulso viaja hacia la izquierda el desplazamiento es de la forma:
Si el pulso viaja hacia la izquierda el desplazamiento es de la forma:


<math>\Psi= f(\kappa z+\omega t) </math>
<math>\Psi= f(\kappa z+\omega t) </math> ...(2)


Por lo que, una expresión matemática  del desplazamiento es:
Por lo que, una expresión matemática  del desplazamiento es:


<math>\Psi= f(\kappa z \pm \omega t) </math>
<math>\Psi= f(\kappa z \pm \omega t) </math> ...(3)


Supongamos que existen dos ondas que se propagan en una cuerda con diferentes frecuencias y longitudes de onda en el mismo sentido. A la primera onda le asignaremos una función <math> \Psi_1 </math> y a la segunda onda le asignaremos otra función diferente denominada <math> \Psi_2 </math>. Tal como se muestra en las figuras 1 y 2.
Supongamos que existen dos ondas que se propagan en una cuerda con diferentes frecuencias y longitudes de onda en el mismo sentido. A la primera onda le asignaremos una función <math> \Psi_1 </math> y a la segunda onda le asignaremos otra función diferente denominada <math> \Psi_2 </math>. Tal como se muestra en las figuras 1 y 2.


Figura 1. Onda viajera hacia la izquierda [[Imagen:ONDA VIAJERA A LA IZQUIERDA.jpg]]
<center> Figura 1. [[Imagen:ONDA VIAJANDO HACIA LA IZQUIERDA.gif]] </center>




 
<center> Figura 2. [[Imagen:ONDA VIAJANDO HACIA LA DERECHA.gif]] </center>
Figura 2. Onda viajera hacia la derecha
[[Imagen:ONDA VIAJERA A LA DERECHA.jpg]]




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Supongamos que tenemos dos soluciones particulares. Podemos suponer, por tanto, que tenemos dos soluciones casi iguales a [[Ondas: ecuación de onda # La Ecuación diferencial de onda| la ecuación diferencial de onda ]] representadas por las funciones de onda <math> \Psi_1</math> y <math> \Psi_2</math>, cada una de las cuales tiene la misma aplitud.
Supongamos que tenemos dos soluciones particulares. Podemos suponer, por tanto, que tenemos dos soluciones casi iguales a [[Ondas: ecuación de onda # La Ecuación diferencial de onda| la ecuación diferencial de onda ]] representadas por las funciones de onda <math> \Psi_1</math> y <math> \Psi_2</math>, cada una de las cuales tiene la misma aplitud.


<math>\Psi _1(\textbf {z},t)=A \cos[\kappa_1 z -t \omega_1] </math>
<math>\Psi _1(\textbf {z},t)=A \cos[\kappa_1 z -t \omega_1] </math> ...(4)


<math>\Psi _2(\textbf {z},t)=A \cos[\kappa_2 z -t \omega_2] </math>
<math>\Psi _2(\textbf {z},t)=A \cos[\kappa_2 z -t \omega_2] </math> ...(5)


Donde <math> \omega=\frac{2\pi}{T}</math> es la [[frecuencia angular]] y <math> \kappa=\frac{2\pi}{\lambda} </math> representa el número de longitudes de onda en un período de <math> 2\pi </math>radianes y se denomina [[número de onda]].
Donde <math> \omega=\frac{2\pi}{T}</math> es la [[frecuencia angular]] y <math> \kappa=\frac{2\pi}{\lambda} </math> representa el número de longitudes de onda en un período de <math> 2\pi </math>radianes y se denomina [[número de onda]].
Línea 59: Línea 57:




<math>\Psi (\textbf {z},t)=A \cos[(\kappa-\Delta \kappa) z-(\omega-\Delta \omega)t]+ A \cos[(\kappa+\Delta \kappa)z-(\omega+\Delta \omega)t] </math>
<math>\Psi (\textbf {z},t)=A \cos[(\kappa-\Delta \kappa) z-(\omega-\Delta \omega)t]+ A \cos[(\kappa+\Delta \kappa)z-(\omega+\Delta \omega)t] </math> ...(6)


Usando la ley de los cosenos, obtenemos: <math>\cos A+\cos B= 2 \cos \frac{A+B}{2} \cos \frac{A-B}{2} </math>
Usando la ley de los cosenos, obtenemos: <math>\cos A+\cos B= 2 \cos \frac{A+B}{2} \cos \frac{A-B}{2} </math>
Línea 76: Línea 74:
Y ahora utilizando estas expresiones en <math>\Psi (\textbf {z},t) </math> obtenemos
Y ahora utilizando estas expresiones en <math>\Psi (\textbf {z},t) </math> obtenemos


<math>\Psi (\textbf {z},t)=2 A \cos[\frac{1}{2} z (\kappa-\Delta\kappa)+\frac{1}{2} z (\kappa+\Delta \kappa)-\frac{1}{2} t (\omega-\Delta \omega)-\frac{1}{2} t (\omega+\Delta \omega)] \cos[\frac{1}{2} z (\kappa-\Delta \kappa)-\frac{1}{2} z (\kappa+\Delta \kappa)- \frac{1}{2} t (\omega-\Delta \omega)+\frac{1}{2} t (\omega+\Delta \omega)] </math>
<math>\textstyle \Psi (\textbf {z},t)=2 A \cos[\frac{1}{2} z (\kappa-\Delta\kappa)+\frac{1}{2} z (\kappa+\Delta \kappa)-\frac{1}{2} t (\omega-\Delta \omega)-\frac{1}{2} t (\omega+\Delta \omega)] \cos[\frac{1}{2} z (\kappa-\Delta \kappa)-\frac{1}{2} z (\kappa+\Delta \kappa)- \frac{1}{2} t (\omega-\Delta \omega)+\frac{1}{2} t (\omega+\Delta \omega)] </math> ...(7)
 
<math>\Psi (\textbf {z},t)=2 A \cos(\kappa z-\varpi t) \cos[-(\Delta \kappa)z+\Delta\omega)t] </math>
 
En la siguiente figura se muestra la onda sinusoidal que representa la suma de <math> \Psi_1+ \Psi_2 </math>
 
<center> [[Imagen:VELOCIDAD DE GRUPO.gif]] </center>
 
 
La expresión anterior para <math>\Psi </math> puede interpretarse como una onda longitud de onda corta, modulada en amplitud mediante una envolvente de longitud de onda larga. Estas dos perturbaciones con forma de ondas se mueven. Pero las dos tienen velocidades diferentes.
 


Para graficar la suma de <math>\Psi_1 </math> y <math> \Psi_2 </math>, primero graficamos la onda sinusoidal de gran longitud de onda. La solución se encuentra entre esta onda larga y se reflejada en el eje de abcisas, y tiene una longitud de onda relativamente pequeña. Las ondas de oscilación rápida varían muy lentamente su amplitud.En la figura podemos observar que la velocidad total del envolvente se mueve a una [[Ondas: velocidad de fase|velocidad de fase]]. Dicha velocidad de fase de la amplitud de la onda, contiene un grupo de ondas internas, es decir, la suma de todas ellas. Por lo cual, esta velocidad es la llamada  velocidad de grupo <math> v_g: </math>.
<math>\Psi (\textbf {z},t)=2 A \cos(\kappa z-\varpi t) \cos(-\Delta \kappa z+ \Delta\omega t) </math> ...(8)


<math> v_g=\frac{\Delta \omega}{\Delta \kappa} \rightarrow \frac{d \omega}{d \kappa} </math>


Este resultado puede interpretarse como una onda armónica de frecuencia <math> \varpi </math> y número de onda <math> \kappa </math> propagándose en el eje ''x''. La amplitud de esta onda <math> 2 A \cos [(\Delta \kappa) z- (\Delta \omega) t] </math>, sin embargo, no es constante sino que varía con el tiempo.


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Para graficar la suma de <math>\Psi_1 </math> y <math> \Psi_2 </math>, primero graficamos la onda sinusoidal de gran longitud de onda. La solución se encuentra entre esta onda larga y se reflejada en el eje de abcisas, y tiene una longitud de onda relativamente pequeña. Las ondas de oscilación rápida varían muy lentamente su amplitud.


===Utilizando Variable compleja===


Otra formade encontrar la velocidad de grupo, es usar [[Números complejos| números complejos]].
En la figura 3 podemos observar que la velocidad total del envolvente se mueve a una [[Ondas: velocidad de fase|velocidad de fase]]:


Supongamos que tenemos dos soluciones particulares. Podemos suponer, por tanto, que tenemos dos soluciones casi iguales a la ecuación de onda representadas por las funciones de onda <math> \Psi_1 </math> y <math> \Psi_2 </math> , cada una de las cuales tiene la misma amplitud,


<math> \Psi_1= A \cdot \mathbf{e}^{i(\omega t- \kappa z)} </math>
<center><math> v=\frac{\Delta \omega}{\Delta \kappa} </math> ...(9)</center>


<math> \Psi_2= A \cdot \mathbf{e}^{i(\Omega t- \kappa z)} </math>


pero cuyas pulsaciones y números de onda difieren sólo en pequeñas cantidades:
<center>[[Imagen:G-pulse-prop-gimp.gif|Figura 3. Velocidad de Fase]] </center>


<center><math>\Omega=\omega+\Delta\omega</math></center>
<center><math>\Kappa=\kappa+\Delta\kappa</math></center>


Si formamos la solución compuesta por la suma de <math> \Psi_1 </math> y <math> \Psi_2 </math>, tendremos


<math>\Psi (\textbf {z},t)=\Psi_1+\Psi_2=A[{e}^{i\omega t} \cdot {e}^{-i\kappa z} + {e}^{i(\omega + \Delta \omega) t}\cdot {e}^{-i(\kappa+\Delta\kappa)}]</math>
Dicha velocidad de fase de la amplitud de la onda, contiene un grupo de ondas internas, es decir, la suma de todas ellas. Por lo cual, esta velocidad es la llamada  velocidad de grupo <math> v_g: </math>.


<math>= A[{e}^{i(\omega+\frac{\Delta\omega}{2})t}\cdot {e}^{-i(\kappa+\frac{\Delta\kappa}{2})z}]\cdot[{e}^{-i(\frac{(\Delta \omega) t-(\Delta \kappa)z}{2})}+ {e}^{i(\frac{(\Delta \omega) t-(\Delta \kappa)z}{2})}]</math>


El segundo corchete es precisamente el doble del coseno del argumento de la exponencial y la parte real del primer corchete es también un coseno. Entonces la parte real de la función de onda será
<center><math> v_g=\frac{d \omega}{d \kappa} </math> ...(10) </center>


<math>\Psi (\textbf {z},t)=2A \cos[\frac{(\Delta\omega)t-(\Delta \kappa)z}{2}]\cos[(\omega+\frac{\Delta \omega}{2})t-(\kappa\frac{\Delta\kappa}{2})z] </math>


donde encontramos una amplitud lentamente variable, correspondiente al término
<center>[[Imagen:g-pulse-prop-disp-g.gif|Figura 4. Velocidad de Grupo]] </center>


<center><math> 2A\cos[\frac{(\Delta\omega)t-(\Delta\kappa)z}{2}]</math></center>


el cual modula a la función de onda. La oscilación principal tiene lugar a una frecuencia <math>\omega+(\frac{\Delta\omega}{2})</math>, que según nuestra hipótesis de que Δω es pequeño, difiere poco de ω. Tal como se muestra en la figura.
La pendiente de la curva de dispersión <math> (v_g) </math> es siempre menos marcada que <math> (v) </math>; es decir, <math> v_g < v </math> mientras que en la dispersión anómala <math> v_g > v </math>. Ya que <math> \omega= \kappa v </math>, la ecuación (10) da


[[Imagen:SUPERPOSICION DE ONDAS.JPG]]
<center><math> v_g= v+\kappa \frac{d v}{d \kappa}</math> ...(11)</center>


La velocidad ''U llamada velocidad de grupo'' a la que se propagan los grupos de ondas vendrá dada por la condición de que la fase en términos de amplitud sea constante. Así


<math>U=\frac{dz}{dt}=\frac{\Delta\omega}{\Delta\kappa}</math>
Pos consiguiente, en medios no dispersos donde <math> v </math> es independiente de <math> \lambda </math>, <math> dv/ d \kappa =0 </math> y <math> v_g=\nu </math>. Concretamente en el vacío  <math> \omega= \kappa c</math>, <math>\nu=c </math> y <math>v_g=c </math>. En medios dispersivos <math> (\nu_1 \neq \nu_2) </math>, donde n<math>(\kappa) </math> es conocida, <math> \omega= \frac{\kappa c}{n} </math>, siendo útil volver a escribir <math> v_g </math> como


<center><math> v_g=\frac{c}{n}-\frac{\kappa c}{n^2}\frac{d n}{d \kappa} </math> </center>
<center><math> v_g= v(1-\frac{\kappa}{n}\frac{d n}{d \kappa}) </math> ...(12) </center>


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----




== Algunos casos ==
===Utilizando Variable compleja===


===Velocidad de fase=Velocidad de grupo===
Otra formade encontrar la velocidad de grupo, es usar [[Números complejos| números complejos]].


Consideremos una amplitud (A)=0.7, <math>\omega_0=\kappa_0=1</math><math>\Delta\omega=\Delta\kappa=0.05 </math>.
Supongamos que tenemos dos soluciones particulares. Podemos suponer, por tanto, que tenemos dos soluciones casi iguales a la ecuación de onda representadas por las funciones de onda <math> \Psi_1 </math> y <math> \Psi_2 </math> , cada una de las cuales tiene la misma amplitud,


[[Imagen:VELOCIDAD DE FASE=VELOCIDAD DE GRUPO.JPG]]
<math> \Psi_1= A \cdot \mathbf{e}^{i(\omega t- \kappa z)} </math> ...(13)
[[Imagen:VELOCIDAD DE FASE=VELOCIDAD DE GRUPO1.JPG]]


En este caso, la onda completa que se conforma con los componentes de las ondas individuales y su envolvente se mueve como uno solo.
<math> \Psi_2= A \cdot \mathbf{e}^{i(\Omega t- \kappa z)} </math> ...(14)


pero cuyas pulsaciones y números de onda difieren sólo en pequeñas cantidades:


----
<center><math>\Omega =\omega+\Delta\omega</math></center>
<center><math> K =\kappa+\Delta\kappa</math></center>


Si formamos la solución compuesta por la suma de <math> \Psi_1 </math> y <math> \Psi_2 </math>, tendremos


===Velocidad de fase>Velocidad de grupo===
<math>\Psi (\textbf {z},t)=\Psi_1+\Psi_2=A[{e}^{i\omega t} \cdot {e}^{-i\kappa z} + {e}^{i(\omega + \Delta \omega) t}\cdot {e}^{-i(\kappa+\Delta\kappa)}]</math>


Consideremos una amplitud (A)=0.7,
<math>= A[{e}^{i(\omega+\frac{\Delta\omega}{2})t}\cdot {e}^{-i(\kappa+\frac{\Delta\kappa}{2})z}]\cdot[{e}^{-i(\frac{(\Delta \omega) t-(\Delta \kappa)z}{2})}+ {e}^{i(\frac{(\Delta \omega) t-(\Delta \kappa)z}{2})}]</math> ...(15)
<math>\omega_0=\kappa_0=1</math>,  <math>\Delta\omega=0.025</math>
<math>\Delta\kappa=0.05 </math>.


[[Imagen:VELOCIDAD DE FASE ES MAYOR VELOCIDAD DE GRUPO.JPG ]]
El segundo corchete es precisamente el doble del coseno del argumento de la exponencial y la parte real del primer corchete es también un coseno. Entonces la parte real de la función de onda será
[[Imagen:VELOCIDAD DE FASE ES MAYOR VELOCIDAD DE GRUPO1.JPG]]


Las ondas individuales se mueven más rápidamente que el envolvente.
<math>\Psi (\textbf {z},t)=2A \cos(\frac{\Delta\omega t-\Delta \kappa z}{2})\cos[(\omega+\frac{\Delta \omega}{2})t-(\kappa\frac{\Delta\kappa}{2})z] </math> ...(16)


----
donde encontramos una amplitud lentamente variable, correspondiente al término


===Velocidad de fase<Velocidad de grupo===
<center><math> 2A\cos[\frac{(\Delta\omega)t-(\Delta\kappa)z}{2}]</math> ...(17)</center>


Consideremos una amplitud (A)=0.7,
el cual modula a la función de onda. La oscilación principal tiene lugar a una frecuencia <math>\omega+(\frac{\Delta\omega}{2})</math>, que según nuestra hipótesis de que Δω es pequeño, difiere poco de ω. Tal como se muestra en la figura.
<math>\omega_0=\kappa_0=1</math>,  <math>\Delta\omega=0.1</math>
<math>\Delta\kappa=0.05 </math>.


[[Imagen:FASE ES MENOR QUE GRUPO.JPG ]]
[[Imagen:SUPERPOSICION DE ONDAS.JPG]]
[[Imagen:FASE ES MENOR QUE GRUPO1.JPG ]]


La velocidad ''U llamada velocidad de grupo'' a la que se propagan los grupos de ondas vendrá dada por la condición de que la fase en términos de amplitud sea constante. Así


Las ondas individuales se mueven más lentamente que el envolvente.
<center><math>U=\frac{d \omega}{d \kappa}</math> ...(18) </center>
 
----
 
 
===Velocidad de Grupo=0===
 
Consideremos una amplitud (A)=0.7,
<math>\omega_0=\kappa_0=1</math>,  <math>\Delta\omega=0</math>
<math>\Delta\kappa=0.05 </math>.
 
[[Imagen:GRUPO=0.JPG]]
[[Imagen:GRUPO=01.JPG]]


El envolvente es de forma estacionaria mientras los componentes de las ondas individuales se mueven dentro de el.


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===Velociad de Fase=0===
Consideremos una amplitud (A)=0.7,
<math>\omega_0=0</math>,
<math>\kappa_0=1</math>,  <math>\Delta\omega=\Delta\kappa=0.05 </math>.
[[Imagen:FASE=0.JPG]]
[[Imagen:FASE=01.JPG]]
Ahora, solamente el envolvente se mueve sobre las ondas individuales estacionarias.
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===Velocidad de fase=-Velocidad de grupo===
Consideremos una amplitud (A)=0.7,
<math>\omega_0=\kappa_0=1</math>,  <math>\Delta\omega=-0.05</maht>
<math>\Delta\kappa=0.05 </math>.
[[Imagen:FASE=-GRUPO.JPG]]
[[Imagen:FASE=-GRUPO1.JPG]]
Finalmente, el envolvente se mueve en dirección opuesta de las ondas individuales.
== Ejemplo ==
Para la ecuación <math>\Kappa dV</math> linealizada, por ejemplo, la relación de dispersión es, <math>\omega=c\kappa+\beta \kappa^3</math>. En este caso,
<center>velocidad de fase<math>=\frac{\omega}{\kappa}=c+\beta \kappa^2 </math></center>,
<center>velocidad de grupo<math>=\frac{d\omega}{d\kappa}=c+3\beta\kappa^2 </math></center>
Incluso como hemos visto, es posible que la velocidad de grupo tenga dirección opuesta a las velocidades de fase. Esto puede ocurrir, por ejemplo, si <math> c+3\beta\kappa^2>0 </math>y <math> c+\beta\kappa^2<0 </math>.
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== Referencias ==
== Referencias ==


Dinámica Clásica de las Partículas y Sistemas
Dinámica Clásica de las Partículas y Sistemas, Jerry B. Marion, Ed. Reverté, S. A., 1992, pp. 570-573
 
Jerry B. Marion


Ed. Reverté


Ecuaciones en Derivadas Parciales con Series de Fourier y Problemas de Contorno, Richard Haberman, Ed. Prentice Hall




Ecuaciones en Derivadas Parciales con Series de Fourier y Problemas de Contorno
Vibraciones y Ondas, A. P. French, Ed. Reverté, S. A., 2000, pp. 259-262


Richard Haberman


Ed. Prentice Hall
Optics, Hecht, Ed. Addison Wesley, Segunda Edición, 1990, pp. 252-253




[[categoría:ondas]]
[[categoría:ondas]]

Revisión del 14:29 30 jun 2020

Antecedentes Históricos

El concepto de velocidad de grupo se debe a W. R. Hamilton en 1839[1]

Sir William Rowan Hamilton (1805-1865)

, pero la distinción entre las velocidades de fase y de grupo fue puesta en claro por Lord Rayleigh en 1877[2]

Archivo:John William Strutt, tercer barón Rayleigh.jpg
John William Strutt, tercer barón de Rayleigh (1842-1919)

en su "Teoria del sonido".




Definición de onda

Podemos definir a una onda como una perturbación o protuberancia que se propaga con una determinada dependencia espacio-temporal, acarreando energía. De manera general, una onda necesita de dos componentes principales para desarrollarse como tal. El primer componente es la fuente de perturbación, es decir un componente físico que actúe de tal forma que pueda crear a la onda.

La perturbación de una onda, se propaga con una determinada dependencia espacio-temporal. La perturbación de una magnitud física consiste a menudo en una variación periódica y sobre todo oscilatoria (repetición entre valores extremos opuestos) por lo que, en particular, la onda se considera como la propagación de una vibración originada en un punto.



Análisis Matemático

Si la forma de pulso de la onda no cambia con el tiempo, podemos representar el desplazamiento para todos los tiempos posteriores con respecto a un marco de referencia estacionario con un origen en 0, tomando la siguiente forma:

...(1)

Esta función representa una onda viajera, es decir, una onda que se mueve hacia la derecha a una velocidad .

Si el pulso viaja hacia la izquierda el desplazamiento es de la forma:

...(2)

Por lo que, una expresión matemática del desplazamiento es:

...(3)

Supongamos que existen dos ondas que se propagan en una cuerda con diferentes frecuencias y longitudes de onda en el mismo sentido. A la primera onda le asignaremos una función y a la segunda onda le asignaremos otra función diferente denominada . Tal como se muestra en las figuras 1 y 2.

Figura 1. ONDA VIAJANDO HACIA LA IZQUIERDA.gif


Figura 2. ONDA VIAJANDO HACIA LA DERECHA.gif


Todas las ondas de una clase determinada se desplazan con la misma velocidad de fase en un medio no dispersivo mientras que en un medio dispersivo, la velocidad de propagación depende de su frecuencia. Cuando varias ondas se combinan para formar una perturbación compuesta, la envolvente de modulación se desplazara a una velocidad distinta de la de las ondas constitutivas.

Supongamos que tenemos dos soluciones particulares. Podemos suponer, por tanto, que tenemos dos soluciones casi iguales a la ecuación diferencial de onda representadas por las funciones de onda y , cada una de las cuales tiene la misma aplitud.

...(4)

...(5)

Donde es la frecuencia angular y representa el número de longitudes de onda en un período de radianes y se denomina número de onda.

El principio de superposición de ondas señala que: "La elongación resultante de la interacción de dos ondas es la suma algebraica de las elongaciones correspondientes a las ondas individuales". Es decir, para obtener la onda resultante, tenemos que sumar las funciones de onda y , quedando una expresión de la siguiente manera:


...(6)

Usando la ley de los cosenos, obtenemos:

Si las dos ondas combinadas son de casi la misma longitud de onda podemos simplificar nuestra descripción para una perturbación combinada poniendo


Y ahora utilizando estas expresiones en obtenemos

...(7)

...(8)


Este resultado puede interpretarse como una onda armónica de frecuencia y número de onda propagándose en el eje x. La amplitud de esta onda , sin embargo, no es constante sino que varía con el tiempo.


Para graficar la suma de y , primero graficamos la onda sinusoidal de gran longitud de onda. La solución se encuentra entre esta onda larga y se reflejada en el eje de abcisas, y tiene una longitud de onda relativamente pequeña. Las ondas de oscilación rápida varían muy lentamente su amplitud.


En la figura 3 podemos observar que la velocidad total del envolvente se mueve a una velocidad de fase:


...(9)


Figura 3. Velocidad de Fase


Dicha velocidad de fase de la amplitud de la onda, contiene un grupo de ondas internas, es decir, la suma de todas ellas. Por lo cual, esta velocidad es la llamada velocidad de grupo .


...(10)


Figura 4. Velocidad de Grupo


La pendiente de la curva de dispersión es siempre menos marcada que ; es decir, mientras que en la dispersión anómala . Ya que , la ecuación (10) da

...(11)


Pos consiguiente, en medios no dispersos donde es independiente de , y . Concretamente en el vacío , y . En medios dispersivos , donde n es conocida, , siendo útil volver a escribir como

...(12)


Utilizando Variable compleja

Otra formade encontrar la velocidad de grupo, es usar números complejos.

Supongamos que tenemos dos soluciones particulares. Podemos suponer, por tanto, que tenemos dos soluciones casi iguales a la ecuación de onda representadas por las funciones de onda y , cada una de las cuales tiene la misma amplitud,

...(13)

...(14)

pero cuyas pulsaciones y números de onda difieren sólo en pequeñas cantidades:

Si formamos la solución compuesta por la suma de y , tendremos

...(15)

El segundo corchete es precisamente el doble del coseno del argumento de la exponencial y la parte real del primer corchete es también un coseno. Entonces la parte real de la función de onda será

...(16)

donde encontramos una amplitud lentamente variable, correspondiente al término

...(17)

el cual modula a la función de onda. La oscilación principal tiene lugar a una frecuencia , que según nuestra hipótesis de que Δω es pequeño, difiere poco de ω. Tal como se muestra en la figura.

SUPERPOSICION DE ONDAS.JPG

La velocidad U llamada velocidad de grupo a la que se propagan los grupos de ondas vendrá dada por la condición de que la fase en términos de amplitud sea constante. Así

...(18)



Referencias

Dinámica Clásica de las Partículas y Sistemas, Jerry B. Marion, Ed. Reverté, S. A., 1992, pp. 570-573


Ecuaciones en Derivadas Parciales con Series de Fourier y Problemas de Contorno, Richard Haberman, Ed. Prentice Hall


Vibraciones y Ondas, A. P. French, Ed. Reverté, S. A., 2000, pp. 259-262


Optics, Hecht, Ed. Addison Wesley, Segunda Edición, 1990, pp. 252-253