Este documento trata sobre oscilaciones y movimiento armónico simple. Incluye secciones sobre la cinemática y dinámica del movimiento armónico simple, vectores de rotación, ecuación básica del movimiento armónico simple, péndulos y superposición de movimientos armónicos simples. Explica conceptos como periodo, frecuencia, amplitud, fase y energía asociada al movimiento armónico simple.

1. Tema 6 – Oscilaciones.
6.1.- Cinemática del movimiento armónico simple (M.A.S.).
6.2.- Vectores de rotación o fasores.
6.3.- Dinámica de un oscilador libre. Energía del M.A.S.
6.4.- Ecuación básica del M.A.S.
6.5.- Péndulos.
6.6.- Superposición de MM.AA.SS.
6.7.- Dinámica de un oscilador amortiguado.
6.8.- Dinámica de un oscilador forzado. Resonancias.
Bibliografía:
Título: Física. Aut.: M. Alonso, E. J. Finn Ed.: Addison-Wesley Año: 1995. Tema: 10.
1

2. 6.1 – Cinemática del movimiento armónico simple (MAS).
• ¿Qué es un movimiento oscilatorio?
Una partícula tiene un movimiento oscilatorio cuando se mueve periódicamente
alrededor de una posición de equilibrio (movimiento de un péndulo, de un peso
unido a un resorte, de los átomos en un sólido y en una molécula, de los electrones
en una antena,...). Su estudio es esencial para entender el movimiento ondulatorio.
• ¿Qué es un movimiento armónico simple (MAS)?
Es el más importante de los movimientos oscilatorios (representa a muchas
oscilaciones presentes en la naturaleza), pero también el más sencillo de describir y
analizar. No todos los movimientos oscilatorios son armónicos.
• Cinemática del movimiento armónico simple (MAS)
Una partícula tiene un MAS si su desplazamiento x respecto el origen es,
 
0
cos 


 t
A
x
0


t Ángulo de fase o fase
0
 Fase inicial (fase cuando t =0)
Como el coseno varía entre +1 y –1, x toma valores entre A y -A
A Amplitud (máximo desplazamiento)


 2
P Periodo (intervalo de tiempo para
el que el valor de x se repite)
Equilibrio
P
1

 Frecuencia (se mide en hertz)




 2
2 P Frecuencia angular
2

3. 6.1 – Cinemática del movimiento armónico simple (MAS).
La velocidad v de una partícula que tiene un MAS es,
 
0
sen 





 t
A
dt
dx
v Varía periódicamente entre los valores A y -A
La aceleración a de una partícula que tiene un MAS es,
  x
t
A
dt
dv
a 2
0
2
cos 








 Varía periódicamente entre los valores 2A y -2A.
En el MAS a es proporcional y opuesta a x.
Desplazamiento
Velocidad
Aceleración
Representación del desplazamiento en
función del tiempo
3

4. 6.2 – Vectores de rotación o fasores.
• Vectores de rotación o fasores.
El desplazamiento de una partícula que se mueve con un MAS se puede considerar
como la componente X de un vector de longitud OP’= A; este vector rota en sentido
contrario a las agujas del reloj alrededor de O con velocidad angular  y en cada
instante forma un ángulo (t+) con el eje X.
X
O
Para t > 0
Y
P’
A
t+0 P
 
0
cos 


 t
A
x
t
X
Y
O
P’
A
0 P
0
cos
 A
x
Para t = 0
 
0
cos 


 t
A
x
X
Y
O
P’
A
t+ 0
P
t
X
Y
P’
A
t+ 0
x
A
2A
V’
A’
v
a O
/2

 
   
   































0
2
2
0
0
cos
cos
2
cos
sen
cos
t
A
t
A
a
t
A
t
A
v
t
A
OP
x
4

5. 6.3 – Dinámica del oscilador libre. Energía del MAS.
• Aplicando la segunda ley de Newton, se tiene que la fuerza que tiene que actuar sobre
una partícula de masa m que se mueve con un MAS es,
ma
F 
Como x
a 2



x
m
F 2



En un MAS F es proporcional y opuesta a x
kx
F 

Llamando 2

 m
k Constante elástica
• De este modo, se puede escribir
• Dinámica del MAS.
m
k


2

 m
k
k
m
P 
 2


 2
P
m
k



2
1
P
1


5

6. 6.3 – Dinámica del oscilador libre. Energía del MAS.
• Se obtiene la energía potencial a partir de
dx
dEp
Fx 

Como kx
Fx 

kx
dx
dEp
 
 
x
Ep
kxdx
dEp
0
0
Integrando
2
2
2
1
2
2
1
x
m
kx
Ep 


La Ep es cero en el centro (x=0) y máxima
en los extremos de oscilación (x=A)
• La energía total del MAS es
  2
2
2
1
2
2
2
2
1
x
m
x
A
m
Ep
Ec
E 





 2
2
1
2
2
2
1
kA
A
m
E 

 E es constante
• La energía cinética de una partícula que se mueve con un MAS es
   
 
0
2
2
2
2
1
0
2
2
2
2
1
2
2
1
cos
1
sen
2











 t
A
m
t
A
m
mv
Ec
v


 


 

 
0
cos 


 t
A
x
Como
   
2
2
2
1
2
2
2
2
1
x
A
k
x
A
m
Ec 




La Ec es máxima en el centro (x=0) y cero
en los extremos de oscilación (x=A)
• Energía del MAS.
6

7. 6.3 – Dinámica del oscilador libre. Energía del MAS.
Ec
Ep
Epm
Ecm
Ep
Ep
Ep
Ec
Representación de la energía cinética y potencial
frente al tiempo
Representación de la energía potencial
frente al desplazamiento
7

8. 6.4 – Ecuación básica del MAS.
• Se obtiene combinando la segunda ley de Newton con la expresión de la fuerza que
produce un MAS. Esto es,









kx
F
dt
x
d
m
ma
F 2
2
Ecuación básica
del MAS
kx
dt
x
d
m 

2
2
0
2
2

 kx
dt
x
d
m
Como m
k

2
0
2
2
2


 x
dt
x
d
• Es solución de esta ecuación (puede verificarse sustituyendo la solución en la
ecuación)
 
0
cos 


 t
A
x
• Y también son solución de la misma
  t
B
t
A
x
t
A
x 






 cos
sen
,
sen 0
• Esta ecuación básica aparece en muchas situaciones físicas. Siempre que aparezca
es una indicación de que el fenómeno es oscilatorio y corresponde a un MAS.
8

9. 6.5 – Péndulos.
• Péndulo simple.
• Se define como una partícula de masa m suspendida de un punto O mediante una cuerda de
longitud l y masa despreciable.
• Cuando m se separa de la posición de equilibrio y se suelta
describe un movimiento oscilatorio, que se debe a la
componente tangencial del peso.
• Aplicando la segunda ley de Newton en la dirección tangencial
se obtiene


 ml
ma
F t
t 2
2
sen
dt
d
ml
mg



 0
sen
2
2




l
g
dt
d
• Que difiere de la ecuación básica de un MAS por el término
sen. Sin embargo si el ángulo  es muy pequeño, entonces
sen   y se tiene
0
2
2




l
g
dt
d Ecuación básica de un MAS
de frecuencia l
g

2
• Y su solución es un MAS cuya expresión es
 
0
0 cos 




 t
siendo el periodo de oscilación
g
l
P 
 2
9

10. 6.5 – Péndulos.
• Péndulo compuesto.
• Se define como un sólido rígido suspendida de un punto O que pasa por un pivote.
• Cuando el sólido se separa de la posición de equilibrio y se
suelta describe un movimiento oscilatorio, debido al momento
de la fuerza producido por el peso.
• Aplicando la ecuación fundamental de la dinámica

 I
MO 2
2
sen
dt
d
I
mgD



 0
sen
2
2




I
mgD
dt
d
• Que difiere de la ecuación básica de un MAS por el término
sen. Sin embargo si el ángulo  es muy pequeño, entonces
sen   y se tiene
0
2
2




I
mgD
dt
d Ecuación básica de un MAS
de frecuencia I
mgD

2
• Y su solución es un MAS cuya expresión es
 
0
0 cos 




 t
siendo el periodo de oscilación
mgD
I
P 
 2
Pivote
O
10

11. 6.6 – Superposición de MM. AA. SS.
• Superposición de dos MAS de la misma dirección y frecuencia.
Cuando una partícula está sometida a más de una fuerza armónica se dice que existe
una interferencia o superposición de movimientos armónicos simples. Se observan
sobre la superficie del agua cuando se lanzan dos piedras, y son importantes en
óptica y en acústica.
Sea una partícula sometida a dos MAS que actúan en la misma dirección y que
tienen la misma frecuencia. El desplazamiento producido por cada MAS es
 






t
A
x
t
A
x
cos
cos
2
2
1
1 La fase de x1 es cero
La fase de x2 es  (diferencia de fase)
El desplazamiento resultante de la partícula viene dado por
 







 t
A
t
A
x
x
x cos
cos 2
1
2
1
y como se verá es un MAS con periodo


 2
P
11

12. 6.6 – Superposición de MM. AA. SS.
A
A1
A2
x
t
O x
t
y P’
P1’
P2’
• Primer caso especial. Si  = 0  los dos movimientos están en fase.
El movimiento resultante es
  t
A
A
t
A
t
A
x
x
x 







 cos
cos
cos 2
1
2
1
2
1
y se trata de un MAS de la misma frecuencia angular, que tiene una amplitud que es
igual a
2
1 A
A
A 

O
12

13. 6.6 – Superposición de MM. AA. SS.
• Segundo caso especial. Si  =  rad  los dos movimientos están en oposición.
En este caso el desplazamiento x2 es
  t
A
A
t
A
t
A
x
x
x 







 cos
cos
cos 2
1
2
1
2
1
y se trata de un MAS de la misma frecuencia angular, que tiene una amplitud que es
igual a
2
1 A
A
A 

  t
A
t
A
x 





 cos
cos 2
2
2
y el movimiento resultante es
A
A1
A2
x
t
O x
t
y
P’
P1’
P2’

O
13

14. 6.6 – Superposición de MM. AA. SS.
• Caso general. Si  toma un valor arbitrario.
De la representación como vectores rotantes se observa que el movimiento
resultante es un MAS de la misma frecuencia y una amplitud dada por
   
0
2
1
2
1 cos
cos
cos 










 t
A
t
A
t
A
x
x
x
y cuyo desplazamiento resultante es
A
A1
A2
x
t
O



 cos
2 2
1
2
2
2
1 A
A
A
A
A
x
t
y
P’
P1’
P2’
 0
O
A1
A2
A
14

15. 6.6 – Superposición de MM. AA. SS.
• Superposición de dos MAS de la misma dirección pero distinta frecuencia.
Es el tipo de interferencia que resulta cuando dos señales de radio son trasmitidas
con frecuencias cercanas pero no iguales.
Consideremos que los MAS que se superponen vienen dados por las ecuaciones
t
A
x
t
A
x 2
2
2
1
1
1 cos
,
cos 


 La fase inicial de ambos es cero por simplicidad
x
1t
y
P’
P1’
P2’
2t
(2- 1)t
O
A
A1
A2
El ángulo entre los vectores de rotación OP1’ y OP2’ es
 t
t
t 1
2
1
2 





 No es constante
Por lo que el vector OP’ no tiene longitud constante y la
amplitud del movimiento resultante es
 t
A
A
A
A
A 1
2
2
1
2
2
2
1 cos
2 





Esta amplitud varía u oscila entre los valores
2
1 A
A
A 
 si   



 n
t 2
1
2
2
1 A
A
A 
 si   





 n
t 2
1
2
A
t
O
A1+A2
A1A2
Amplitud modulada
Por tanto el movimiento resultante en este caso
2
1 x
x
x 
 No es un MAS
15

16. 6.6 – Superposición de MM. AA. SS.
• Caso especial  cuando A1=A2
Entonces la amplitud del movimiento resultante es
   
 
t
A
t
A
A
A 1
2
1
1
2
2
1
2
1 cos
1
2
cos
2
2 









Como 


 2
1
2
cos
2
cos
1
 t
A
A 1
2
2
1
1cos
2 


 Que oscila entre 0 y 2A1
x
x1,x2
A
x1+x2
x1
x2
16

17. 6.7 – Dinámica de un oscilador amortiguado 17
•En un MAS la amplitud y la energía de la partícula que oscila se mantienen constante.
•Sin embargo en un sistema real, como un péndulo o resorte, se observa
que la amplitud de la vibración disminuye con el tiempo, ya que hay una
pérdida de energía. Se dice que la oscilación está amortiguada.
•Para el análisis dinámico del oscilador dinámico, se puede suponer que
además de la fuerza elástica, también actúa una fuerza disipativa que se
opone a la velocidad, de la forma
bv
Fd 
 b es una constante que indica la intensidad de la
fuerza disipativa
•Aplicando la segunda ley de Newton se tiene entonces que
 ma
bv
kx
d
el F
F



2
2
dt
x
d
m
dt
dx
b
kx 

 0
2
2


 kx
dt
dx
b
dt
x
d
m
dividiendo por m
0
2 2
0
2
2




 x
dt
dx
dt
x
d donde
m
k
m
b




0
2
Frecuencia
natural
•La frecuencia natural es aquella que tendría el oscilador si la fuerza disipativa no
estuviera presente.
Ecuación básica de un
oscilador amortiguado

18. 6.7 – Dinámica de un oscilador amortiguado 18
1.- Si la fuerza disipativa es relativamente pequeña (b pequeño y   0).
• El desplazamiento está descrito por
m
b
m
k
2
2
2
2
0 






 
0
0 cos 


 

t
e
A
x t
observándose que la amplitud no es constante (disminuye exponencialmente con t)
• La frecuencia viene dada por
Se observa que  < 0
A0
Amplitud A=A0e- t
Desplazamiento x
Periodo P

19. 6.7 – Dinámica de un oscilador amortiguado 19
• Al ser la energía proporcional a la amplitud al cuadrado, también disminuye con t
exponencialmente
• Se define el tiempo de relajación como
  t
t
e
A
m
e
A
m
A
m
E 








 2
2
0
2
2
1
2
0
2
2
1
2
2
2
1
Llamando
2
0
2
2
1
0 A
m
E 

t
e
E
E 

 2
0
b
m


 
2
1 Es el tiempo necesario para que la energía se reduzca
un número e de veces su valor original
y la energía se puede expresar como 

 t
e
E
E 0
• Se define el factor de calidad como
b
m
Q 0
0





Está relacionado con la pérdida relativa de energía por
ciclo.
se puede demostrar que el factor de calidad es igual a
 ciclo
2
E
E
Q


 Es inversamente proporcional a la pérdida de energía
relativa por ciclo.

20. 6.7 – Dinámica de un oscilador amortiguado 20
2.- Si la fuerza disipativa alcanza un valor crítico (   0 y b =2m 0 ).
• En este caso la frecuencia del movimiento será
El sistema al ser desplazado de su posición de equilibrio vuelve a ésta sin oscilar. Se
dice que el sistema está amortiguado críticamente.
0
2
2
0 




 No es un movimiento oscilatorio.
3.- Si la fuerza disipativa supera este valor crítico (   0 y b 2m 0 ).
• En este caso tampoco hay oscilación, y el sistema al desplazarse vuelve a la posición
de equilibrio, pero más lentamente que con amortiguación crítica. Se dice que el
sistema está sobremortiguado.
Amortiguado críticamente
Sobreamortiguado

21. 6.8 – Dinámica de un oscilador forzado. Resonancias 21
•Un oscilador forzado dejará de moverse transcurrido un tiempo. Podemos mantener
una partícula oscilando con amplitud constante aplicando una fuerza externa que varíe
con el tiempo de forma periódica. En este caso el movimiento resultante se dice que es
una oscilación forzada.
•Para el análisis dinámico del oscilador forzadoo, se puede
suponer que además de la fuerza elástica y la fuerza
disipativa, también actúa una fuerza externa, de la forma
t
F
F f
ext 
 cos
0
•Aplicando la segunda ley de Newton se tiene entonces que
 ma
bv
kx
t
F
d
el
ext
F
F
F
f 








cos
0 t
F
kx
dt
dx
b
dt
x
d
m f



 cos
0
2
2
0
F
f

Amplitud de la fuerza externa
Frecuencia de la fuerza externa
dividiendo por m
t
m
F
x
dt
dx
dt
x
d
f





 cos
2 0
2
0
2
2
Ecuación básica de un
oscilador forzado
donde
m
k
m
b




0
2
Frecuencia
natural

22. 6.8 – Dinámica de un oscilador forzado. Resonancias. 22
•La solución de esta ecuación consta de dos partes, la solución transitoria y la solución
estacionaria. La parte transitoria es idéntica a la de un oscilador amortiguado y
transcurrido cierto tiempo se hace despreciable (disminuye exponencialmente con el
tiempo). Así solo queda la parte estacionaria que puede expresarse como
 



 t
A
x f
sen La partícula oscila con la
frecuencia de la fuerza externa
x
t
O
Solución
transitoria
Solución estacionaria

23. 6.8 – Dinámica de un oscilador forzado. Resonancias. 23
    2
2
2
2
0
2
0
2
2
0
f
f
f
f
f
b
m
m
F
b
k
m
F
A












donde la amplitud y la fase inicial de la oscilación forzada vienen dadas por
f
f






2
tan
2
2
0
A
F0/k
f
0 0
b2
b1
b = 0
• La amplitud es máxima cuando
2
2
0 2



f
• La velocidad de un oscilador forzado es
Resonancia en
amplitud
 





 t
A
dt
dx
v f
f cos
• La amplitud de la velocidad es
  2
2
0
0
b
k
m
F
A
v
f
f
f







b2 > b1 > b=0

24. 6.8 – Dinámica de un oscilador forzado. Resonancias. 24
•Cuando hay resonancia en energía se tiene que
•En resonancia, la velocidad está en fase con la
fuerza aplicada. Como la potencia transmitida al
oscilador por la fuerza aplicada es
Fv
P 
•La amplitud de la velocidad es máxima, y por tanto la energía cinética del oscilador
también es máxima, cuando
m
k
f 


 0 Resonancia en energía
v0
f
0 0
b2
b1
b = 0
b3
0
2
tan
2
2
0







f
f
0


esta cantidad siempre es positiva cuando la
fuerza y la velocidad están en fase, y es por tanto
la condición más favorable para la transferencia
de energía al oscilador.
b3 > b2 > b1 > b=0