Modelo mecânico do ressonador de Helmholtz o ressonador é composto por um volume V



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Ressonador de Helmholtz.



Modelo mecânico do ressonador de Helmholtz
O ressonador é composto por um volume V, esférico no caso mostrado na figura, e um gargalo de seção reta S e comprimento l. A primeira idealização a ser feita é a de que podemos descrever o estado do sistema simplesmente pela posição e velocidade do ar no gargalo e o restante do volume por uma pressão que varia uniformemente no volume. Essa aproximação só é aceitável se o comprimento de onda da freqüência de ressonância for grande em comparação com as dimensões do ressonador.
O ar contido em V está a uma pressão pint e o ar exterior na boca do gargalo está a uma pressão pext. Se a diferença de pressão não for muito grande, poderemos considerar o ar no gargalo como basicamente à uma mesma pressão intermediária, com volume Sl e massa m = Sl ondeé a densidade à pressão atmosférica. O ar no gargaloestá sujeito a uma força devido à diferença entre as pressões interna e externa, além de a forças dissipativas.
A posição do centro de massa do ar no gargalo é x, medida a partir do centro do gargalo. A equação do movimento do ar no gargalo é obtida a partir da segunda lei de Newton:

FR = (pint –pext )S – Fdissipação = ma

A pressão externa é a pressão atmosférica patm mais a pressão sonora p(t), que representa a variação da pressão em torno da média produzida pela fonte sonora


pext  patm + p(t)
A pressão interna varia devido ao deslocamento do elemento de volume do gargalo, que comprime ou rarefaz o ar no volume conforme seu movimento.
pint  patm + Δp
A variação do volume interno quando o centro de massa do ar no gargalo está na posição x é ΔV = Sx. Essa variação do volume interno provoca uma variação de pressão que para ΔV pequeno é dada por
Δp  - B = -
onde B é módulo da compressibilidade adiabática,

O valor da compressibilidade pode ser escrito de forma mais conveniente, usando-se sua relação com a velocidade do som e a densidade, como B c2 onde c é a velocidade do som.


Vamos escrever a força dissipativa por enquanto simplesmente como uma força viscosa
Fdissipação   v
O coeficiente de atrito viscoso não é tão simples de determinar como o de uma partícula esférica, e a dissipação inclui um termo muito importante de dissipação de energia do oscilador por radiação sonora, que será discutido mais adiante.
A partir do considerado, a 2ª lei de Newton dá a aceleração do centro de massa do ar no gargalo, em aproximação linear em x e v:

da qual obtemos a equação diferencial do movimento de um oscilador harmônico amortecido forçado:


onde a massa é m = Sl, é a constante de atrito (a ser melhor definida...) e a constante de mola é .



Modelo acústico e análogo elétrico.
Para poder usar resultados conhecidos da hidrodinâmica e da acústica, vamos usar a transformação de variáveis x    X  =   Sx, onde X é o chamado deslocamento volumétrico. Além disso, vamos dividir a equação do movimento pela área S do gargalo, de forma a ficar com a pressão no lado direito; ficamos assim com a seguinte equação diferencial:

-p(t)


Definem-se os análogos elétricos do oscilador acústico como:
inertância (análoga à indutância) M 
resistência acústica RA
capacitância acústica CA

E obtemos uma equação diferencial para o deslocamento volumétrico análoga à do circuito RLC



+ + X - p(t)
A resistência acústica RA (vale dizer, o coeficiente ) pode ser determinada a partir de considerações hidrodinâmicas e acústicas, como segue.
Resistência acústica:

A resistência acústica RA é a soma de dois termos, um relacionado à dissipação viscosa do fluido no gargalo e outro devido à perda de energia por irradiação sonora.


O primeiro termo é dado pela equação de Poiseuille, que dá a vazão volumétrica de um fluido com viscosidade por um tubo cilíndrico de raio r e comprimento l, em função da diferença de pressão p entre as extremidades do tubo:
 p
Da definição de resistência acústica, podemos representar a contribuição da viscosidade na dissipação por
Rviscosidade (Nussenzweig)
O segundo termo é devido a perda de energia do oscilador por irradiação sonora. O ar no gargalo do oscilador atua como um pistão emitindo ondas sonoras esféricas (área do gargalo << comprimento de onda ao quadrado), o que corresponde a uma resistência efetiva:
Rradiação (Wood)
A resistência acústica total é dada portanto por
RA = +
Solução da equação do movimento
Dividindo-se a equação diferencial do ressonador na forma acústica pela inertância M obtemos a seguinte forma, onde os parâmetros dinâmicos do oscilador são ressaltados:
+ + 0²X = -
A freqüência angular natural e tempo de relaxação são dados, respectivamente, por

e

(onde, deve ser lembrado, depende da freqüência da força externa)


A equação homogênea – para p(t) = 0 - tem solução


*

com ω = , onde Q = 0 é o fator de qualidade.


A equação inomogênea tem solução particular para p(t) = pcos(t):
**
Da teoria das equações diferenciais lineares, temos que a solução geral do oscilador harmônico amortecido forçado é a soma das soluções * e **, onde o primeiro termo é responsável pelo regime transiente, e o segundo representa o regime permanente no qual o sistema oscila com amplitude X(ω) e freqüência ω com uma diferença de fase em relação à força externa.
X(ω) =
Ressonância
A função X(ω) exibe o que se chama “pico de ressonância”: quando ω é igual a um valor próximo à freqüência natural do sistema, a amplitude da oscilação é máxima. A amplitude máxima ocorre para o valor da freqüência angular
ω =
que para Q grande é essencialmente idêntica a ambas freqüências natural e amortecida.

Amplitude da oscilação A de um oscilador harmônico em função da freqüência da força externa ω.



A largura da curva de ressonância é definida como o intervalo de freqüência dentro do qual a amplitude da oscilação é maior ou igual a 2-1/2 (~71%) da amplitude máxima (o que corresponde a valores de potência maiores ou iguais a 50% da potência máxima dissipada). Para valores do fator de qualidade suficientemente grandes, a largura da curva de ressonância é aproximadamente

Essa relação permite determinar o tempo de decaimento através do levantamento da curva de ressonância. A figura 2, determinada para o caso Q = 10, traz a comparação entre a curva de ressonância (em azul) com o intervalo previsto (em cinza claro) e mostra a validade da aproximação adotada. Os gráficos interativos das curvas de ressonância de osciladores mecânico e elétrico (RLC), bem como do ressonador de Helmholtz, podem ser visualizados nos applets acessíveis aqui (LIMA, 2007).


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