Групповая скорость

редактировать

Физическая величина

Частотная дисперсия в группах гравитационных волн на поверхности глубокой воды. Красный квадрат движется с фазовой скоростью , а зеленые кружки распространяются с групповой скоростью. В этом глубоководном случае фазовая скорость в два раза больше групповой скорости. Красный квадрат обгоняет два зеленых кружка при движении слева направо от рисунка. Новые волны, кажется, появляются позади группы волн, их амплитуда нарастает, пока не окажется в центре группы., и исчезают на фронте группы волн. Для поверхностных гравитационных волн скорости частиц воды в большинстве случаев намного меньше, чем фазовая скорость.

Распространение волнового пакета, демонстрирующего фазовую скорость больше, чем групповая скорость без дисперсии.

Здесь показана волна с групповой скоростью и фазовой скоростью, идущая в разных направлениях. Групповая скорость положительна (т. Е. огибающая волны движется вправо), а фазовая скорость отрицательна (т. Е. Пики и впадины смещаются влево).

Групповая скорость волны - это скорость, с которой общая форма огибающей амплитуд волны, известная как модуляция или огибающая волны, распространяется в пространстве..

Например, если камень бросить в середину очень тихого пруда, в воде появится круговой узор волн с неподвижным центром, также известный как капиллярная волна. Расширяющееся кольцо волн - это группа волн, в которой можно различить отдельные волны разной длины, распространяющиеся с разной скоростью. Более короткие волны распространяются быстрее, чем группа в целом, но их амплитуда уменьшается по мере приближения к переднему краю группы. Более длинные волны распространяются медленнее, и их амплитуды уменьшаются по мере того, как они выходят из задней границы группы.

Содержание

1 Определение и интерпретация
- 1.1 Определение
- 1.2 Выведение
  - 1.2.1 Члены высшего порядка в дисперсии
- 1.3 История
- 1.4 Другие выражения
2 Отношение к фазовая скорость, показатель преломления и скорость передачи
3 В трех измерениях
4 В среде с потерями или с усилением
- 4.1 Сверхсветовые групповые скорости
5 См. также
6 Ссылки
- 6.1 Примечания
- 6.2 Дополнительная литература
7 Внешние ссылки

Определение и интерпретация

Определение

A волновой пакет.Огибающая волнового пакета. Огибающая движется с групповой скоростью.

Групповая скорость v g определяется уравнением:

vg ≡ ∂ ω ∂ k {\ displaystyle v_ {g} \ \ Equiv \ {\ frac {\ partial \ omega} {\ partial k}} \,}

v_ {g} \ Equiv \ {\ frac {\ partial \ omega} {\ partial k}} \,

где ω - угловая частота волны (обычно выражается в радианах в секунду ), а k - угловое волновое число (обычно выражается в радианах на метр). фазовая скорость равна: v p = ω / k.

Функция ω (k), которая дает ω как функцию от k, известна как дисперсионное соотношение.

Если ω прямо пропорционально до k, то групповая скорость в точности равна фазовой. Волна любой формы будет перемещаться с этой скоростью без искажений.
Если ω является линейной функцией от k, но не прямо пропорциональной (ω = ak + b), то групповая скорость и фазовая скорость различны. Огибающая волнового пакета (см. Рисунок справа) будет двигаться с групповой скоростью, в то время как отдельные пики и впадины внутри огибающей будут двигаться с фазовой скоростью.
Если ω равно не является линейной функцией k, огибающая волнового пакета будет искажаться при движении. Поскольку волновой пакет содержит диапазон разных частот (и, следовательно, разные значения k), групповая скорость ∂ω / ∂k будет различной для разных значений k. Следовательно, оболочка не движется с одной скоростью, но ее компоненты волнового числа (k) движутся с разными скоростями, искажая оболочку. Если волновой пакет имеет узкий диапазон частот и ω (k) приблизительно линейен в этом узком диапазоне, искажение импульса будет небольшим по сравнению с небольшой нелинейностью. См. Дальнейшее обсуждение ниже. Например, для глубоководных гравитационных волн, $ω = gk {\ textstyle \ omega = {\ sqrt {gk}}}$ ${\ textstyle \ omega = {\ sqrt {gk}}}$ , и, следовательно, v g = v p / 2. Это лежит в основе модели Кельвина следа для головной волны всех корабли и плавательные объекты. Независимо от того, насколько быстро они движутся, пока их скорость постоянна, с каждой стороны след образует угол 19,47 ° = arcsin (1/3) с линией движения.

Вывод

Один вывод формулы для групповой скорости следующий.

Рассмотрим волновой пакет как функцию положения x и времени t: α (x, t).

Пусть A (k) - его преобразование Фурье в момент времени t = 0,

α (x, 0) = ∫ - ∞ ∞ d k A (k) e i k x. {\ displaystyle \ alpha (x, 0) = \ int _ {- \ infty} ^ {\ infty} dk \, A (k) e ^ {ikx}.}

{\ displaystyle \ alpha (x, 0) = \ int _ {- \ infty} ^ {\ infty} dk \, A (k) e ^ {ikx}.}

По принципу суперпозиции, волновой пакет в любой момент времени t равен

α (x, t) = ∫ - ∞ ∞ dk A (k) ei (kx - ω t), {\ displaystyle \ alpha (x, t) = \ int _ {- \ infty} ^ {\ infty} dk \, A (k) e ^ {i (kx- \ omega t)},}

{\ displaystyle \ alpha (x, t) = \ int _ {- \ infty} ^ {\ infty} dk \, A (k) e ^ {i (kx- \ omega t)},}

где ω неявно зависит от k.

Предположим, что волновой пакет α почти монохроматичен, так что A (k) имеет резкий пик вокруг центрального волнового числа k0.

Затем линеаризация дает

ω (k) ≈ ω 0 + (k - k 0) ω 0 ′ {\ displaystyle \ omega (k) \ приблизительно \ omega _ {0} + \ left (k-k_ {0} \ right) \ omega '_ {0}}

\omega (k)\approx \omega _{0}+\left(k-k_{0}\right)\omega '_{0}

где

ω 0 = ω (k 0) {\ displaystyle \ omega _ {0} = \ omega (k_ {0})}

{\ displaystyle \ omega _ {0} = \ omega (k_ {0})}

ω 0 ′ = ∂ ω (k) ∂ k | к знак равно К 0 {\ displaystyle \ omega '_ {0} = \ left. {\ frac {\ partial \ omega (k)} {\ partial k}} \ right | _ {k = k_ {0}}}

\omega '_{0}=\left.{\frac {\partial \omega (k)}{\partial k}}\right|_{k=k_{0}}

(см. Следующий раздел для обсуждения этого шага). Тогда после некоторой алгебры

α (x, t) = ei (k 0 x - ω 0 t) ∫ - ∞ ∞ dk A (k) ei (k - k 0) (x - ω 0 ′ t). {\ Displaystyle \ альфа (х, т) = е ^ {я \ влево (к_ {0} х- \ омега _ {0} т \ справа)} \ int _ {- \ infty} ^ {\ infty} dk \, A (k) e ^ {i (k-k_ {0}) \ left (x- \ omega '_ {0} t \ right)}.}

\alpha (x,t)=e^{i\left(k_{0}x-\omega _{0}t\right)}\int _{-\infty }^{\infty }dk\,A(k)e^{i(k-k_{0})\left(x-\omega '_{0}t\right)}.

В этом выражении есть два фактора. Первый множитель, $ei (k 0 x - ω 0 t) {\ displaystyle e ^ {i \ left (k_ {0} x- \ omega _ {0} t \ right)}}$ ${\ Displaystyle е ^ {я \ влево (к_ {0} х- \ омега _ {0} т \ вправо) }}$ , описывает идеальную монохроматическую волну с волновым вектором k 0, с пиками и впадинами, движущимися с фазовой скоростью $ω 0 / k 0 {\ displaystyle \ omega _ {0} / k_ {0}}$ $\ omega _ {0} / k_ {0}$ внутри конверта волнового пакета.

Другой множитель,

∫ - ∞ ∞ dk A (k) ei (k - k 0) (x - ω 0 ′ t) {\ displaystyle \ int _ {- \ infty} ^ { \ infty} dk \, A (k) e ^ {i (k-k_ {0}) \ left (x- \ omega '_ {0} t \ right)}}

\int _{-\infty }^{\infty }dk\,A(k)e^{i(k-k_{0})\left(x-\omega '_{0}t\right)}

дает огибающую волнового пакета. Эта функция огибающей зависит от положения и времени только через комбинацию $(x - ω 0 't) {\ displaystyle (x- \ omega' _ {0} t)}$ $(x-\omega '_{0}t)$ .

Следовательно, огибающая волнового пакета распространяется при скорости

ω 0 ′ = d ω dk | k = k 0, {\ displaystyle \ omega '_ {0} = \ left. {\ frac {d \ omega} {dk}} \ right | _ {k = k_ {0}} ~,}

\omega '_{0}=\left.{\frac {d\omega }{dk}}\right|_{k=k_{0}}~,

который объясняет формулу групповой скорости.

Члены высшего порядка в дисперсии

Искажение групп волн из-за эффектов дисперсии более высокого порядка для поверхностных гравитационных волн на глубокой воде (с v g = ½v p).Это показывает суперпозицию трех волновых составляющих с длинами волн соответственно 22, 25 и 29, соответствующими периодической горизонтальной области длиной 2 км. Волновые амплитуды составляющих равны соответственно 1, 2 и 1 метр.

Часть предыдущего вывода - это приближение ряда Тейлора, которое:

ω (k) ≈ ω 0 + (k - k 0) ω 0 ′ (k 0) {\ displaystyle \ omega (k) \ приблизительно \ omega _ {0} + (k-k_ {0}) \ omega '_ {0} (k_ {0})}

\omega (k)\approx \omega _{0}+(k-k_{0})\omega '_{0}(k_{0})

Если волновой пакет имеет относительно большой разброс частот, или если дисперсия ω (k) имеет резкие изменения (например, из-за резонанса ), или если пакет перемещается на очень большие расстояния, это предположение неверно, и выше становятся важными члены порядка в разложении Тейлора.

В результате огибающая волнового пакета не только перемещается s, но также искажает, что может быть описано с помощью дисперсии групповой скорости материала. Грубо говоря, разные частотные компоненты волнового пакета движутся с разной скоростью, причем более быстрые компоненты движутся к передней части волнового пакета, а более медленные - к задней. В конце концов, волновой пакет растягивается. Это важный эффект при распространении сигналов через оптические волокна и при разработке мощных лазеров с короткими импульсами.

История

Идея групповой скорости, отличной от фазовой скорости волны, была впервые предложена W.R. Гамильтон в 1839 году, и первое полное рассмотрение было сделано Рэлеем в его «Теории звука» в 1877 году.

Другие выражения

Для света преломление индекс n, длина волны вакуума λ 0 и длина волны в среде λ связаны соотношением

λ 0 = 2 π c ω, λ = 2 π k = 2 π vp ω, n = cvp = λ 0 λ, {\ displaystyle \ lambda _ {0} = {\ frac {2 \ pi c} {\ omega}}, \; \; \ lambda = {\ frac {2 \ pi} {k}} = { \ frac {2 \ pi v_ {p}} {\ omega}}, \; \; n = {\ frac {c} {v_ {p}}} = {\ frac {\ lambda _ {0}} {\ лямбда}},}

{\ displaystyle \ lambda _ {0} = {\ frac {2 \ pi c} {\ omega}}, \; \; \ lambda = {\ frac {2 \ pi} {k}} = {\ frac {2 \ pi v_ {p}} {\ omega}}, \; \; n = {\ frac {c } {v_ {p}}} = {\ frac {\ lambda _ {0}} {\ lambda}},}

при v p = ω / k фазовая скорость.

Таким образом, групповая скорость может быть вычислена по любой из следующих формул:

vg = cn + ω ∂ n ∂ ω = cn - λ 0 ∂ n ∂ λ 0 = vp (1 + λ n ∂ n ∂ λ) = vp - λ ∂ vp ∂ λ = vp + k ∂ vp ∂ k. {\ displaystyle {\ begin {align} v_ {g} = {\ frac {c} {n + \ omega {\ frac {\ partial n} {\ partial \ omega}}}} = {\ frac {c} { n- \ lambda _ {0} {\ frac {\ partial n} {\ partial \ lambda _ {0}}}}} \\ = v_ {p} \ left (1 + {\ frac {\ lambda} { n}} {\ frac {\ partial n} {\ partial \ lambda}} \ right) = v_ {p} - \ lambda {\ frac {\ partial v_ {p}} {\ partial \ lambda}} = v_ { p} + k {\ frac {\ partial v_ {p}} {\ partial k}}. \ end {align}}}

{\ displaystyle {\ begin {align} v_ {g} = {\ frac {c} {n + \ omega {\ frac {\ partial n} {\ partial \ omega}}}} = {\ frac {c} {n- \ lambda _ {0} {\ frac {\ partial n} {\ partial \ lambda _ {0}}}}} \\ = v_ {p} \ left (1 + {\ frac {\ lambda} {n}} {\ frac {\ partial n} {\ partial \ lambda}} \ right) = v_ {p} - \ lambda {\ frac {\ partial v_ {p}} {\ partial \ lambda}} = v_ {p} + k {\ frac {\ partial v_ {p }} {\ partial k}}. \ end {align}}}

Отношение к фазовой скорости, показателю преломления и скорости передачи

В трех размеры

Для волн, распространяющихся в трех измерениях, таких как световые волны, звуковые волны и волны материи, формулы для фазовой и групповой скорости обобщаются простым способом:

Одно измерение:

vp знак равно ω / К, vg знак равно ∂ ω ∂ К, {\ Displaystyle v_ {p} = \ omega / k, \ quad v_ {g} = {\ frac {\ partial \ omega} {\ partial k}}, \, }

v_ {p} = \ omega / k, \ quad v_ {g} = {\ frac {\ partial \ omega} {\ partial k}}, \,

Три измерения:

(vp) i = ω ki, vg = ∇ → k ω {\ displaystyle ({v} _ {p}) _ {i} = {\ frac {\ omega} {{ k} _ {i}}}, \ quad \ mathbf {v} _ {g} = {\ vec {\ nabla}} _ {\ mathbf {k}} \, \ omega \,}

{\ displaystyle ({v} _ {p}) _ {i} = {\ frac {\ omega} {{k} _ {i}}}, \ quad \ mathbf {v} _ {g} = {\ vec {\ nabla}} _ {\ mathbf {k}} \, \ omega \,}

где е

∇ → k ω {\ displaystyle {\ vec {\ nabla}} _ {\ mathbf {k}} \, \ omega}

{\ vec {\ nabla}} _ {\ mathbf { k}} \, \ omega

означает градиент углового частота ω как функция волнового вектора $k {\ displaystyle \ mathbf {k}}$ $\ mathbf {k}$ и $k ^ {\ displaystyle {\ hat {\ mathbf {k} }}}$ ${\ hat {\ mathbf {k}}}$ - это единичный вектор в направлении k.

Если волны распространяются через анизотропную (т. Е. Несимметричную) среду, например кристалл, то вектор фазовой скорости и вектор групповой скорости могут указывать в разных направлениях.

В среде с потерями или доходом

Групповая скорость часто рассматривается как скорость, с которой энергия или информация передается по волне. В большинстве случаев это верно, и групповую скорость можно рассматривать как скорость сигнала для сигнала формы. Однако, если волна распространяется через поглощающую среду или среду с потоком, это не всегда верно. В этих случаях групповая скорость не может быть точно определенной величиной или не может быть значимой величиной.

В своем тексте «Распространение волн в периодических структурах» Бриллюэн утверждал, что в диссипативной среде групповая скорость перестает иметь ясный физический смысл. Пример передачи электромагнитных волн через атомарный газ дал Лаудон. Другой пример - механические волны в солнечной фотосфере : волны затухают (радиационным тепловым потоком от пиков к впадинам), и в связи с этим скорость энергии часто существенно ниже, чем у группы волн. скорость.

Несмотря на эту двусмысленность, распространенный способ расширить понятие групповой скорости на сложные среды - это рассмотреть пространственно затухающие решения плоских волн внутри среды, которые характеризуются комплексным волновым вектором. Затем мнимая часть волнового вектора произвольно отбрасывается, и к действительной части волнового вектора применяется обычная формула для групповой скорости, то есть

v g = (∂ (Re ⁡ k) ∂ ω) - 1. {\ displaystyle v_ {g} = \ left ({\ frac {\ partial (\ operatorname {Re} k)} {\ partial \ omega}} \ right) ^ {- 1}.}

v_ {g} = \ left ({\ frac {\ partial (\ operatorname {Re} k)} {\ partial \ omega}} \ right) ^ {- 1}.

Или, что то же самое, в терминах действительной части комплексного показателя преломления, n= n + iκ имеем

cvg = n + ω ∂ n ∂ ω. {\ displaystyle {\ frac {c} {v_ {g}}} = n + \ omega {\ frac {\ partial n} {\ partial \ omega}}.}

{\ frac {c} {v_ {g}}} = n + \ omega {\ frac {\ partial n} {\ partial \ omega}}.

Можно показать, что это обобщение групповой скорости продолжает быть связана с видимой скоростью пика волнового пакета. Однако приведенное выше определение не является универсальным: в качестве альтернативы можно рассмотреть временное затухание стоячих волн (действительное k, комплексное ω) или позволить групповой скорости быть комплексной величиной. Различные соображения дают разные скорости, но все определения совпадают для случая среды без потерь и без усиления.

Приведенное выше обобщение групповой скорости для сложных сред может вести себя странно, и пример аномальной дисперсии служит хорошей иллюстрацией. На краях области аномальной дисперсии $vg {\ displaystyle v_ {g}}$ $v_{g}$ становится бесконечным (превосходя даже скорость света в вакууме ) и $vg {\ displaystyle v_ {g}}$ $v_{g}$ может легко стать отрицательным (его знак противоположен Rek) внутри полосы аномальной дисперсии.

Сверхсветовые групповые скорости

Поскольку 1980-е годы, различные эксперименты подтвердили, что групповая скорость (как определено выше) лазерных световых импульсов, посылаемых через материалы с потерями или полезные материалы, может значительно превышать скорость света в вакууме. в. Также было замечено, что пики волновых пакетов движутся быстрее, чем c.

Однако во всех этих случаях нет возможности, чтобы сигналы могли передаваться быстрее скорости света в вакууме, поскольку высокое значение v g не помогает ускорить истинное движение острого волнового фронта, которое могло бы произойти в начале любого реального сигнала. По сути, кажущееся сверхсветовым пропусканием является артефакт узкополосного приближения, использованного выше для определения групповой скорости, и происходит из-за явлений резонанса в промежуточной среде. При широком полосном анализе видно, что кажущаяся парадоксальной скорость распространения огибающей сигнала на самом деле является результатом локальной интерференции более широкой полосы частот в течение многих циклов, все из которых распространяются совершенно причинно и с фазовой скоростью. Результат сродни тому, что тени могут двигаться быстрее света, даже если вызывающий их свет всегда распространяется со скоростью света; поскольку измеряемое явление лишь слабо связано с причинностью, оно не обязательно соблюдает правила причинного распространения, даже если при нормальных обстоятельствах это происходит и приводит к общей интуиции.

См. также

Ссылки

Примечания

Дополнительная литература

Внешние ссылки

Грег Иган имеет отличный Java-апплет на своем веб-сайте, который иллюстрирует очевидное отличие групповой скорости от фазовой скорости.
У Маартена Амбаума веб-страница с фильмом, демонстрирующим важность групповой скорости для последующего развития погодных систем.
Фаза в зависимости от групповой скорости - различные относительные фазовые и групповые скорости ации (анимация)