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71. CORDA IN TENSIONE 75. PROPAGAZIONE DELLE ONDE PIANE

y Dato un elemento di corda di lunghezza dx e densità µ, soggetta ad una

72. EQUAZIONE DELLA CORDA tensione T che causi una piccola deformazione, dalla legge di Newton

73. EQUAZIONE DELLE ONDE

Si consideri una corda posta orizzontalmente e r ∂

∂ 2 2

( , ) ( , )

r s x t s x t

, esprimendo , e

= + − =

=

= ( ) ( ) .

a F T x dx T x T dx

F m

a

soggetta ad una perturbazione che causi una ∂ ∂

α 2 2

y y

t t

x

deformazione così piccola da poter approssimare ∂ ∂

2 2

( , ) ( , )

T s x t s x t

, si deriva l’equazione della corda: che

= = 2

2

v v

∂ ( , ) µ ∂ ∂

s x t 2 2

α α α α

α α e α (con

≈ = ≈ ≈ <<

≈ t x

cos 1

; tan sin 1

sin ∂

x x

′ ′

ammette come soluzione qualunque funzione con . A seconda del segno nella

= ±

(t )

f t t

α angolo fra la tangente alla corda e la posizione di v

riposo e s(x,t) spostamento della fune). La componente verticale della tensione varrà precedente espressione, l’onda piana si dice regressiva o progressiva. Consideriamo un’onda

∂ ( , )

T s x t −

α α (1) con T modulo della tensione. Dato un elementino di corda di

= ≈ = x x

( ) sin tan

T x T T progressiva. Se essa traslasse da sinistra verso destra con velocità v , allora si avrebbe ⇒

= 1 0

v

y x −

t t

r r 1 0

µ (con µ densità della fune), dalla legge di Newton si ricava

lunghezza dx e massa = =

m dx F m a ′

-x /v = t – x /v. Poiché dipende dal rapporto si deduce che non sono i punti della corda a

t −

(t ) /

f x v

1 1 0 0

( )

∂ ∂

2 2

( , ) ( , )

T x

s x t s x t traslare ma è la sua forma che si muove insieme all’energia ad essa associata. un’onda elastica

ed (dalla

l’equazione della corda esprimendo = = + − = ∂ =

y

( ) ( ) .

a F T x dx T x dx T dx

∂ ∂

2 2

y y x

t t trasporta infatti energia e quantità di moto perché è capace di mettere in moto corpi materiali da essa

∂ ∂ ∂ ∂

2 2 2 2

( , ) ( , ) ( , ) ( , )

s x t T s x t s x t s x t T investiti.

(1)). Ne deriva : ovvero (2) dove ha le dimensioni di

= = =

2 2

v v

µ µ

∂ ∂ ∂ ∂

2 2 2 2

t x

t x

T

una velocità al quadrato e è detta velocità di propagazione dell’onda nel mezzo. Si dimostra

=

v µ x

′ con è soluzione dell’equazione (2).

che qualunque funzione = ±

(t )

f t t v 76. RIFLESSIONE DELLE ONDE SU UNA CORDA

74. ONDE PIANE

Dato un elemento di corda di lunghezza dx e densità µ, soggetta ad una tensione T che causi una 77. L’IMPULSO VIAGGIA VERSO LA GIUNZIONE µ µ

Consideriamo due corde omogenee ed isotrope con densità e , legate tra loro. Le equazioni delle

r ∂ 2 ( , )

r s x t

piccola deformazione, dalla legge di Newton , esprimendo ,

= = 1 2

F m

a a ∂ ∂ ∂ ∂

∂ 2 2 2 2 2

( , ) ( , ) ( , ) ( , )

s x t s x t s x t s x t

t T T

e che ammettono come

onde sulle due corde sono: = =

1 1 2 2

∂ ∂ ∂

2 2 2 µ µ

( , ) ( , ) ( , ) ∂ ∂ ∂ ∂

2 2 2 2

T

s x t s x t s x t t x t x

e , si deriva l’equazione della corda: (*).

=

= + − = =

2 2

( ) ( ) . 1 2

v

dx

F T x dx T x T v

µ

∂ ∂

2 2 2

y y ⎞ ⎞

⎛ ⎛

⎞ ⎞

⎛ ⎛

t t x T

x x x x

⎟⎟ ⎟⎟

⎜⎜ ⎜⎜

⎟ ⎟⎟

⎜⎜ ⎜⎜

ed dove e

soluzioni generali =

+ + + +

= − = −

( , ) ( , ) v

s x t f t g t s x t f t g t

x µ

1 1 1 2 2 2 1

Vogliamo dimostrare che qualunque funzione con è soluzione di tale equazione. Poiché

= ± ⎠ ⎠

⎝ ⎝

⎠ ⎠

⎝ ⎝

(t ) v v v v

f t t 1 1 1 1 1

v T

′ ′ ′ ′ ′ ′ ′ ′ ′ ′

∂ ∂ ∂ ∂ ∂ ∂ ∂ ∂ ∂ ∂ ∂ ∂

2 2 2 rappresentano le velocità delle onde nei due mezzi. Supponiamo che :

⎛ ⎞ =

( ) ( ) ( ) ( ) ( ) ( ) ( ) ( )

f t f t t f t f t f t f t f t t f t v

si ha: 1) ;

= = ⇒ = = = =

⎜ ⎟ µ

2

′ ′ ′ ′ ′

∂ ∂ ∂ ∂ ∂ ∂ ∂ ∂ ∂

∂ ∂ ∂

2 2 2

⎝ ⎠ 2

t t t t t t t t t

t t t 1) ; 2) ; 3) in l’onda arrivi alla giunzione . Per l’integrità

≤ =

∀ = = =

_ ( ) 0 ( , ) ( , ) 0

t t t t

t g t f t x g t x x

′ ′ ′ ′ ′ ′ ′

∂ ∂ ∂ ∂ ∂ ∂ ∂ ∂

2 2

⎛ ⎞ ⎛ ⎞

( ) 1 ( ) 1 ( )

( ) ( ) 1 ( ) f t f t f t

f t f t t f t 2 2 1 0

0 0

;

2) = = ± ⇒ = ± =

⎜ ⎟ ⎜ ⎟

′ ′ ′ ′

∂ ∂ ∂ ∂ ∂ ∂

∂ ∂

2 2 2

⎝ ⎠ ⎝ ⎠

x v t

x t x v t x v t della fune si deve imporre la continuità della funzione: . Inoltre, per il

+ =

( , ) ( , ) ( , )

f t x g t x f t x

1 0 1 0 2 0

sostituendo nell’equazione della corda si ottiene si ottiene una identità: principio di azione e reazione, la tensione deve avere da entrambi i lati la stessa direzione coincidente

′ ′ ′ ∂

∂ ∂ ∂

2 2 2 2

( ) 1 ( ) 1 ( ) 1 ( )

f t f t f t f t ∂

. Un’onda il cui moto sia regolato dall’equazione (*) si

=

− = 0 s s

con la tangente . Ciò impone la continuità della derivata . Da queste due condizioni si

=

1 2

′ ∂

∂ ∂ ∂

2 2 2 2 2 2 2

x v t v t v t ∂

x x

x x

x x 0 0

′ ′

o .

dice regressiva o progressiva a seconda che f sia funzione di = + = −

t t t t ⎞

⎛ 2

v

x x

v v ⎟

⎜⎜

ricavano le espressioni dell’onda progressiva (che si propaga sulla seconda

= −

− 2

f t f t ⎟

2 1

+ ⎠

⎝ v v v v

2 2 1 1

⎛ ⎞ ⎞

v v x

x

⎜ ⎟ ⎟

corda con lo stesso segno di f ) e di quella regressiva (che torna indietro

= −

+ 2 1 f t

g t ⎟

⎜ ⎟

1 1 1

+ ⎠

⎝ ⎠ v

v v

v 2 1 1

1

µ µ

ed ha segno opposto rispetto a f se > ).

1 1 2

78. CONTINUITA’ DELLA DERIVATA 82. CASI PARTICOLARI µ µ

e , legate tra loro e sottoposte ad una

Consideriamo due corde omogenee ed isotrope con densità

79. RIFLESSIONE E TRASMISSIONE 1 2

µ µ

Consideriamo due corde omogenee ed isotrope con densità e , legate tra loro e sottoposte ad una ed le onde progressive e e quelle regressive rispettivamente sulla prima

tensione T. Diciamo f g g

f

1 2 1 2 1 2

ed le onde progressive e e quelle regressive rispettivamente sulla prima

tensione T. Diciamo f g g

f T

1 2 1 2 e

e seconda corda ed introduciamo le velocità delle onde nei due mezzi =

v µ

1

T T

e .

e seconda corda ed introduciamo le velocità delle onde nei due mezzi = = 1

v v

µ µ

1 2 T

1 2 .Supponiamo che: 1) ; 2) ; 3) l’onda arrivi nella

∀ = = =

= ( , ) 0 ( , ) ( , ) 0

t t ,

t g x t f x t g x t

v

Supponiamo che: 1) ; 2) ; 3) l’onda arrivi nella giunzione

∀ = = = 0

( , ) 0 ( , ) ( , ) 0 µ 2 2 1

2

t t , x

t g x t f x t g x t

0 0

2 2 1 2

all’istante Per il principio di azione e reazione, la tensione deve avere da entrambi i lati la stessa

t=t . all’istante imponendo l’integrità della corda ( ) e la

giunzione + =

( , ) ( , ) ( , )

t=t ,

x

0 f t x g t x f t x

0 0 1 0 1 0 2 0

∂ ∂

s s . Ne

direzione coincidente con la tangente e ciò impone la continuità della derivata ⎛ ⎞ ⎛ ⎞

=

1 2 2

s s v x

x

⎜ ⎟ ⎜ ⎟

), si ricava: e

continuità della derivata ( − = −

= 2

1 2

∂ ∂ f t

f t

⎜ ⎟ ⎜ ⎟

x x 2 1

+

x x ⎝ ⎠ ⎝ ⎠

v

x x v v v

0 0 2 2 1 1

x x

0 0

⎛ ⎞ ⎛ ⎞ ⎛ ⎞

x x x ⎛ ⎞ ⎛ ⎞

⎜ ⎟ ⎜ ⎟ ⎜ ⎟

∂ − ∂ + ∂ − v v

x x

f t g t f t

⎜ ⎟ ⎜ ⎟ ⎜ ⎟ ⎜ ⎟ ⎜ ⎟ . Definito indice di rifrazione (con c velocità della luce nel vuoto),

+ = −

2 1

1 1 2 n = c/v

g t f t

⎜ ⎟

⎜ ⎟

1 1 1

⎝ ⎠ ⎝ ⎠ ⎝ ⎠

v v v 1 1

+

deriva: = e, integrando, si ha:

1 1 2

− + − ⎝ ⎠

⎝ ⎠ v

v v

v 2 1 1

1

⎛ ⎞ ⎛ ⎞ ⎛ ⎞

v v v

x x x −

⎜⎜ ⎟⎟ ⎜⎜ ⎟⎟ ⎜⎜ ⎟⎟

1 1 2

∂ − ∂ + ∂ − 2 n

n n

t t t possiamo esprimere e . Consideriamo i seguenti casi particolari: 1) la

=

= 1 2 1

f f

g f

⎝ ⎠ ⎝ ⎠ ⎝ ⎠

v v v 1 2

1 1

+

+

1 1 2 n n

n n

x x x

0 0 0 1 2 1 2

⎡ ⎤

⎛ ⎞ ⎛ ⎞ ⎛ ⎞ giunzione non esiste, cioè le due corde sono dello stesso materiale. Ne deriva, essendo v =v , che

x x x 1 2

⎜⎜ ⎟⎟ ⎜⎜ ⎟⎟ ⎜⎜ ⎟⎟ . Per l’integrità della fune si deve avere inoltre:

− − + = −

⎢ ⎥

v f t g t v f t g =0 e f =f , cioè l’onda continua imperturbata; 2) la seconda corda ha massa infinita, cioè l’estremo è

2 1 1 1 2

⎝ ⎠ ⎝ ⎠ ⎝ ⎠

v v v

⎣ ⎦ 1 2 1

1 1 2

e quindi si ricavano le espressioni dell’onda

+ = T

( , ) ( , ) ( , ) µ

0 perché con , quindi g =-f ed f =0 (l’onda viene

fisso. In tal caso v

f t x g t x f t x → → ∞

=

v

1 0 1 0 2 0 2 1 1 2

µ 2

2

⎛ ⎞ ⎛ ⎞

2 2

v

x x

⎜ ⎟ ⎜ ⎟

progressiva (che si propaga sulla seconda corda con lo stesso segno di f ) e

− = −

2

f t f t completamente riflessa ed invertita); 3) la seconda corda ha massa nulla, cioè l’estremo è libero. In tal

⎜ ⎟ ⎜ ⎟ 1

2 1

+

⎝ ⎠ ⎝ ⎠

v v v v

2 2 1 1 −

1 / 2

v v

caso ed (l’onda viene riflessa senza inversione).

= →

= →

1 2 2

⎛ ⎛ ⎞

− f f

g f f

v v x

x 2 1

1 1 1

⎟⎟

⎜⎜ ⎜⎜ ⎟⎟ +

+

di quella regressiva (che torna indietro ed ha segno opposto rispetto a se

=

+ 1 /

1 /

2 1 f v v

v v

f t

g t 1 1 2

1 2

1 1

+ ⎝ ⎠

⎝ v v v

v 2 1 1

1

µ µ

> ).

1 2

80. RIFLESSIONE ED INDICE DI RIFRAZIONE 83. ONDE SINUSOIDALI

81. INVERSIONE NELLA RIFLESSIONE 84. TRASLAZIONE DI ONDE SINUSOIDALI

Consideriamo due corde omogenee ed isotrope con densità 85. RIEPILOGO ONDE SINUSOIDALI

µ µ

e , legate tra loro e sottoposte ad una tensione T. Un’onda sinusoidale è una particolare onda piana che si ha quando la soluzione dell’equazione della

1 2 ed le onde progressive e e quelle

Diciamo ⎡ ⎤

∂ ∂

2 2

f g g

f ⎛ ⎞

( , ) ( , )

s x t s x t x

1 2 1 2 ω ϕ

corda ha la seguente forma: in cui ω è la pulsazione,

= = − +

2 ⎜ ⎟

( , ) cos ⎢ ⎥

v s x t A t

regressive rispettivamente sulla prima e seconda corda ed ∂ ∂

2 2 ⎝ ⎠

⎣ ⎦

v

t x

ν ω π λ ν

è la frequenza, è la lunghezza d’onda, φ la fase iniziale, T=1/υ il periodo,

= =

T / 2 T

introduciamo le velocità delle onde nei due mezzi =

v µ

1 π λ ω ν è il numero di propagazione ( o d’onda) e l’argomento del coseno prende il nome di

= =

2 / /

K

1 π ω π

2 2

ω e

fase. L’espressione dell’onda sinusoidale può essere riscritta utilizzando le identità = =

T

e . Supponiamo che: 1) ; 2) ∀ ≤

=

= ( , ) 0 t t ,

g x t

t

v ν λ

0

µ

2 2 T

2 ⎡ ⎤

⎛ ⎞

t x

π ϕ

; 3) l’onda arrivi nella giunzione per evidenziare la periodicità : o in forma sintetica .

ω ϕ

= = = − + = − +

( , ) ( , ) 0 ( , ) cos 2 ( , ) cos( )

x

f x t g x t ⎢ ⎥

s x t A s x t A t kx

0 λ

2 1 ⎝ ⎠

⎣ ⎦

T

imponendo l’integrità della corda

all’istante ,

t=t 0 λ λ . Inoltre, poiché

Per la periodicità del coseno si ha che: = ± = ± =

( , ) ( , ) ( , ) ( , )

m m

s x t s x n t s x t nT s x n t nT

) e la continuità della derivata

( + =

( , ) ( , ) ( , )

f t x g t x f t x

1 0 1 0 2 0 1 1

π λ λ

, si può mostrare che: ed (una

= − + = − ± ± = − ± ±

∂ ∂ cos( ) cos( ) ( , ) ( , ) ( , ) ( , )

x x s x t s x n t s x t s x t nT T

s s ), si ricavano le espressioni di e in

( =

1 2 2 2

f g

2 1

∂ ∂

x x traslazione spaziale o temporale di 1/2 cambia il segno della funzione). Infine, ciascuna traslazione di

x x

0 0 ⎛ ⎞

⎛ ⎞ ⎛ ⎛

⎞ ⎞

− λ o T/4 cambia il coseno in seno e viceversa.

2 / 4

v v v

x x x x

⎜ ⎟

⎜ ⎟ ⎜ ⎜

⎟ ⎟

funzione di : ; . Definito indice di

− + =

= − −

2 2 1

f n = c/v

f t f t g t f t

⎜ ⎟ ⎜ ⎜

⎟ ⎟

⎜ ⎟

1 2 1 1 1

+ +

⎝ ⎠ ⎝ ⎝

⎠ ⎠

⎝ ⎠

v v v v v v v

v

2 2 1 1 2 1 1

1 − 2

n n n

e .

rifrazione (con c velocità della luce nel vuoto), possiamo esprimere =

= 1 2 1

f f

g f

1 1 2 1

+ +

n n n n

1 2 1 2

L’onda rifratta ha lo stesso segno di ; quella riflessa ha invece segno opposto se

f f g

2 1 1

1 1

c c µ µ µ µ . Quindi, se la seconda corda ha densità

> ⇒ > ⇒ > ⇒ > ⇒ >

n n

2 1 2 1 2 1

v v T

T

2 1 µ µ

2 1

maggiore della prima, l’onda riflessa viene rovesciata.

86. LE ONDE SU UNA CORDA TRASPORTANO ENERGIA 89. EQUAZIONI DI MAXWELL NEL VUOTO

87.INTENSITA’ DELLE ONDE SU UNA CORDA 90. FORMA LOCALE DELLE EQUAZIONI DI MAXWELL SENZA SORGENTI

Vogliamo calcolare l’energia trasportata da un’onda che si propaga La prima equazione di Maxwell nel vuoto afferma che il flusso del campo elettrico attraverso

r

lungo una corda avente densità lineare di massa pari a µ. A tal fine r Q

qualsiasi superficie chiusa S è proporzionale alla carica in essa contenuta: . La seconda

⋅ =

E d

s ε

osserviamo che il calcolo può essere condotto in modo semplice 0

considerando il punto della figura in corrispondenza del quale la legge di Maxwell esprime che il campo di induzione magnetica è solenoidale, le linee di forza sono

2 r r

corda è in posizione di riposo e possiede energia cinetica ,massima ∫ . La terza equazione si ricava dalla legge di

cioè chiuse e non esiste il monopolo magnetico: = 0

B

d

s

ed energia potenziale nulla (nel punto al contrario, l’energia

1, S

Faraday – Neumann ed afferma che un campo di induzione magnetica variabile nel tempo dà origine

potenziale è massima e quella cinetica nulla). In tale punto la velocità verticale di un’onda sinusoidale r

r ∂

[ ]

ds d r

B

ω ϕ ω ω ϕ

sarà il valore massimo della funzione cioè ∫ ∫

= = − + = − − + . La quarta legge si deduce generalizzando quella di Ampere al

ad un campo elettrico:

cos( ) sin( ) = −

v

v A t kx A t kx d s

E dl ∂

dt dt t

L S

ds caso non stazionario ed afferma che correnti di conduzione e campi elettrici variabili nel tempo danno

ω . Ne deriva che l’energia meccanica associata ad un certo elemento di corda di

= =

v

v A r r

max dt ⎛ ⎞ r

r

r r ∂ ∂

max E E

∫ ∫ ∫

⎜ ⎟

µ ε ε

origine a campi di induzione magnetica: dove il termine è detto

= +

B dl J d S d S

1 1 ⎜ ⎟ 0

0 0 ∂ ∂

µ µ ω .

lunghezza dx (coincidente con l’energia cinetica massima) varrà: = = con

2 2 2

( )

v ⎝ ⎠

t t

E dx v dx A

max L S S

c 2 2 r r

ρ ε

corrente di spostamento. Le stesse leggi espresse in forma locale sono: ; ;

= =

/ 0

div

E div

B

Dunque l’energia che attraversa un punto della corda nell’unità di tempo (associata ad un tratto di 0

r r r r r

µ ε µ

; . In assenza di sorgenti tali espressioni si semplificano nel

= −∂ ∂ = + ∂ ∂

1 / /

rot E B t rot B J E t

µ ω

lunghezza v) dipende dal quadrato dell’ampiezza dell’onda sinusoidale e vale .

2 2 0 0 0

con

v A r r r r r r

2 ε µ

; ; ; .

seguente modo: = = = −∂ ∂ = ∂ ∂

0 0 / /

div E div B rot E B t rot B E t

0 0

91. EQUAZIONE DELLE ONDE ELETTROMAGNETICHE

88. EQUAZIONI DI MAXWELL

La prima legge di Maxwell nei materiali si ottiene generalizzando la legge di Gauss per il vuoto 92. ONDE ELETTROMAGNETICHE IN COORDINATE CARTESIANE

ρ

esprimendo la densità volumica di carica presente nel dielettrico come somma di una densità di 93. ONDE ELETTROMAGNETICHE PIANE

r

r r r Per ottenere una equazione che mostri il comportamento ondulatorio dei campi elettromagnetici,

∫ ∫

ρ ρ ρ ε χ

ρ

carica libera più una di polarizzazione . Ne deriva essendo

= + = +

⋅ = = ( )

D E

D d

S Q dv r

0

l p l l osserviamo che, per la III e per la IV eq. di Maxwell nel vuoto senza sorgenti si ha: =

rot rot E

S v r

il vettore spostamento elettrico. La seconda legge di Maxwell (detta della calamita spezzata) esprime r r

rot B ε µ

= . Inoltre, nelle medesime circostanze , si ottiene:

− − ∂ ∂ =

r

r 2 2

/ 0

r E t div E

il fatto che le linee del campo sono chiuse e non esiste dunque il monopolo magnetico: . La

= 0 0

0

B B

d

s t r r r

r r

= dove indica il laplaciano delle singole componenti di . Ne

− ∇ = −∇ ∇ 2

2 2

S rot rot E grad E

div

E E E r

terza legge di Maxwell, derivata da quella di Faraday-Neumann, afferma che un corpo di induzione r ∂ 2

1 1

r E

, si ha . Analogamente, per il campo di induzione

deriva che definito = ∇ − =

2

2 0

r ∂ v E

r

B

∫ ∫ εµ

. La quarta legge afferma che

magnetica variabile nel tempo genera un campo elettrico: = − ∂

2 2

E

dl d

s v t

∂ r

t r ∂ 2

1

L S B

magnetica si ricava . Le precedenti equazioni possono essere espresse in coordinate

∇ − =

2 0

correnti di conduzione e campi elettrici variabili danno origine a campi magnetici: B ∂

2 2

r v t r

r r

⎛ ⎞ r

r

r r ∂ r

D ∂

∫ ∫ ∂ ∂

r r r

⎜ ⎟ ρ

. Le stesse leggi espresse in forma locale sono: ; ;

= =

= − + 1 1 1

E

0 E E

div

D div

B

H

dl J d a

⎜ ⎟ cartesiane tenendo presente che ; ; . Ne deriva che

∇ = ∇ =

∇ =

2 2 2

y

x z

con l E E E

⎝ ⎠

t ∂ ∂ ∂

2 2 2

x y z

v t v t v t

L A

r r r r r r

; . Tali espressioni non valgono in presenza di discontinuità e,

= −∂ ∂ = + ∂ ∂

/ / ∂

∂ ∂

2 2 2

∂ ∂ ∂ ∂

∂ ∂ ∂

rot E B t rot H J D t 2 2 2 2 2 2 2

1

E

E E

E E

E E E E E

con + + + + + −

+ + + =

y y y 0

x x x z z z z

σ

pertanto, è necessario definire delle condizioni di raccordo: ; ; ;

− = − = − =

1 2 1 2 1 2

0 0 ∂ ∂

∂ ∂ ∂ ∂

∂ ∂ ∂

2 2 2 2 2 2 2 2 2 2 2

D D B B E E x y z x y z

x y z v t

n n e n n n n

r r r r

r (corrente di superficie).

− =

1 2 ∂ ∂ ∂

2 2 2 2

( ) 1

n H H K E E E

E . Nel caso monodimensionale ( E(x,y,z,t) = E(x,t) ) si ottiene si

⇔ + + − = 0

x S ∂ ∂ ∂

2 2 2 2 2

x y z v t r r

∂ ∂

2 2

1

E E

ottiene l’equazione delle onde piane: che ammette come soluzione una qualsiasi

− = 0

∂ ∂

2 2 2

x v t

r x

′ con . Si noti che la perfetta analogia fra le onde piane elettromagnetiche e

funzione =

(t ) m

E t t v ∂ ∂

2 2

( , ) 1 ( , )

s x t s x t

quelle su una corda rappresentate dall’equazione . L’unica differenza consiste

− = 0

∂ ∂

2 2 2

x v t

nel fatto che le prime si propagano nel vuoto mentre le seconde in un mezzo materiale.

94. ONDE ELETTROMAGNETICHE PIANE E SINUSOIDALI 98. PROPAGAZIONE DELLE ONDE PIANE

Consideriamo un dielettrico infinito

95. ONDE ELETTROMAGNETICHE SINUSOIDALI omogeneo ed isotropo. Dalle

96. TRASLAZIONE DI ONDE ELETTROMAGNETICHE SINUSOIDALI

Un’onda sinusoidale è una particolare onda elettromagnetica piana che si ha quando l’equazione equazioni di Maxwell in assenza di

v

r r sorgenti, ricordando che e

r r r

⎡ ⎤

∂ ∂

2 2 ⎛ ⎞

1 E

x

E E ω ϕ

ammette soluzioni del tipo con ed costanti. ω è

= −

− = + r

⎜ ⎟ ( ) (z )

0 ( , ) cos E y E

⎢ ⎥

E x t A t sono onde piane (e quindi

∂ ∂

2 2 2 ⎝ ⎠

⎣ ⎦ B

v

x v t ν ω π λ ν

detta pulsazione, frequenza, lunghezza d’onda, φ fase iniziale, T=1/υ periodo e x

= =

/ 2 ′

dipendono da e sono

= −

T t t

π λ ω ν numero di propagazione ( o d’onda). L’espressione delle onde elettromagnetiche

= = v

2 / /

K costanti rispetto a y e z) si deriva:

π ω π

2 2

ω e . Ne

sinusoidali può essere riscritta per evidenziare la periodicità usando le identità = = ∂

r

ν λ E

1) (a), 2)

= ⇒ =

T 0 0

x

div E ∂

r ⎡ ⎤ r x

⎛ ⎞

t x

π ϕ

deriva . Si può inoltre utilizzare la forma sintetica .

ω ϕ

= − + = − +

⎜ ⎟

( , ) cos 2 ( , ) cos( )

⎢ ⎥

E x t A E x t A t kx ∂

r B

λ

⎝ ⎠ (b),

⎣ ⎦ =

= ⇒

T 0 0

x

div B

r r r r ∂

x

λ λ

π si ha: . Inoltre,

Essendo il coseno periodico di = ± = ± = ± ± r r

( , ) ( , ) ( , ) ( , )

2 E x t E x n t E x t nT E x n t nT ∂ ∂

∂ ∂ r

∂ ∂

r ∂ ∂

B E

E B

B E

B E

µε

3) (c); (d); (e); 4)

=

− ⇒ = ⇒

= −

= = =

r r r r y y

0 0

1 1 z

x z x

rot

B

rot E

λ λ

poiché cos(x) = -cos(x + π) si ha che e (una

= − ± ± = − ± ± ∂

∂ ∂

∂ ∂ ∂

, ) )

( , ) ( ( , ) ( , ∂ ∂

E x t E x n t E x t E x t nT T t x t x t t

t t

2 2 ∂ ∂

∂ ∂

E B

B E

µε µε

traslazione spaziale o temporale di 1/2 cambia il segno della funzione). Infine, ciascuna traslazione di (f); (g); (h). Da a, f, b, c si vede che E e B sono costanti nel tempo e nello

= − =

y y

z z x x

∂ ∂ ∂ ∂

x t x t

λ o T/4 cambia il coseno in seno e viceversa.

/ 4 spazio e quindi, in assenza di cariche stazionarie, E = B = 0, cioè le onde elettromagnetiche sono

x x

puramente trasversali. Da d, e, g ed h si deriva che, se l’onda ha componente E , deve avere anche

y

componente B (e viceversa) e, se ha componente E , deve avere anche B (e viceversa).

z z y

v v

Sovrapponendo due soluzioni, una con diretto lungo y e l’altra con lungo z, si può ottenere

E E

r

v e sono ortogonali e, quindi,

qualunque soluzione. Dalle precedenti relazioni si ricava anche che E B

r

v 1

E

è diretto lungo y sarà diretto lungo z e viceversa. Infine si può dimostrare che

se =

E B µε

B

dunque i moduli dei due campi non sono liberi.

99. EQUAZIONE DI HELMOTZ

97. PROPRIETA’ DELLE ONDE PIANE

Consideriamo un dielettrico infinito omogeneo ed isotropo. Dalle equazioni di Maxwell in assenza di 100. SOLUZIONE DELL’EQUAZIONE DI HELMOTZ r

r

v ∂ ∂

2 2

sorgenti, ricordando che e sono onde piane (e quindi costanti rispetto a y e z), si ha: 1) ∂ ∂

2 2 1 E

E

E B E E

L’equazione delle onde elettromagnetiche in coordinate cartesiane è: .

+ =

+ − 0

∂ ∂

r r ∂ ∂

∂ ∂

2 2 2

2 2

E B t

y v

x z

e 2) . Siccome campi costanti potrebbero essere generati da

= ⇒ = = ⇒ =

0 0 0 0

x x

div E div B r

v r

∂ ∂ ω

x x = . Sostituendo si ha:

Ipotizzando che la soluzione possa avere la seguente forma: m

( ) j t

E E r e

r r r

cariche stazionarie che qui non consideriamo, ne deriva che E =0 e B =0 cioè le onde r r r

x x ω r

∂ ∂

∂ 2

( ) ( ) ( ) r

E r

E r E r ω

ω ω ω ω da cui, dividendo per , si ottiene l’equazione

+ + + =

elettromagnetiche sono puramente trasversali. Inoltre, essendo m

m m m m

( ) 0 j t

j t j t j t j t

e e e E r e e

∂ ∂

2 2 2 2

r x z v

y

∂ ∂

∂ ⎛ ⎞

⎛ ⎞ ∂ ∂

∂ ∂ ∂

∂ ∂

r ∂

⎛ ⎞ r r r

B E

E

E E B

E E B

E

E B r r r

ˆ

ˆ

ˆ ⎜ ⎟

⎜ ⎟ ; ; e,

=

+ = −

− =

= −

= − + − ⇒

⎜ ⎟ y y

y y ω

0 r

∂ ∂

z

x z x z 2

z x ( ) ( ) ( )

j k

rot E i r

⎜ ⎟

⎜ ⎟ E r E r E r

di Helmotz: che dipende dalle sole coordinate spaziali (x,y,z) e non

∂ ∂ ∂ ∂

∂ ∂ ∂

∂ ∂ ∂

∂ + + + =

( ) 0

⎝ ⎠ ⎝ ⎠

⎝ ⎠ x t x t

z x t

x y

y z t E r

∂ ∂

2 2 2 2

r x z v

y

∂ ∂ r

∂ ∂

r ∂

∂ v

E B

B E

E

E

µε µε µε ω

; ; . Poiché le componenti di e

analogamente, dal tempo. Se si determina una soluzione di tale equazione e la si moltiplica per si ottiene una

= = −

⇒ =

= y y m

0 j t

z

x z E B

rot

B e

∂ ∂ ∂ ∂

∂ r r r

t x t x t

t r r

r r

soluzione dell’equazione delle onde. Supponiamo che con ed .

= =

=

( )

( ) ( , , )

( , , )

j k r

E r E e r x y z

K k k k

x 0 x y z

′ ) dalle precedenti relazioni si ricava:

sono onde piane (cioè funzioni di = −

t t ω

r r r r

2

r r

r r

v r

r r r

Sostituendo nell’equazione di Helmotz si ha: ⋅ ⋅ ⋅ ⋅

− − − + =

2 ( ) 2 ( ) 2 ( ) ( ) 0

j k r j k r j k r j k r

K E e K E e K E e E e

∂ ∂

∂ ∂ x x z

0 0 0 0

1 1

B E

dB dE 2

E B

dE dB v

. Analogamente: .

= − = = ⇒ = − = − = − = − ⇒ = −

y y y y

z z z z

E vB E vB

′ ′ ′ ′

∂ ∂ ∂ ∂ ω r r

z y y z 2 r

r r

x v d

t t d

t x v d

t t d

t r r

si ottiene . Pertanto è soluzione

da cui , dividendo per ⋅ ⋅

+ + = =

r ( ) ( )

2 2 2

r r r r

v ( )

j k r j k r

r e K K K E r E e

e sono ortogonali. Inoltre cioè le onde

Quindi: ⋅ = + = − = ⇒ = × 0

0 2

x y z

E B

E B E B E B vB B vB B E B v v

y y z z y z y z ω

dell’equazione di Helmotz se e solo se è rispettata la condizione . In tale ipotesi

=

2 2 2

/

K v

2

2 r r

E

E E r r

cioè i

sono trasversali rispetto alla direzione di propagazione. Infine: = + = + =

2 2 y ω risulta soluzione della equazione delle onde (non necessariamente piane).

⋅ ±

= ( )

z j K r t

B B B E E e

2 2

y z 0

v

v v

r

v 1

moduli di e sono in rapporto costante .

E B µε


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DETTAGLI
Esame: Fisica III
Corso di laurea: Corso di laurea in ingegneria informatica
SSD:
A.A.: 2013-2014

I contenuti di questa pagina costituiscono rielaborazioni personali del Publisher cecilialll di informazioni apprese con la frequenza delle lezioni di Fisica III e studio autonomo di eventuali libri di riferimento in preparazione dell'esame finale o della tesi. Non devono intendersi come materiale ufficiale dell'università Napoli Federico II - Unina o del prof Santorelli Pietro.

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