Capitolo 6
Soluzioni per Re → ∞.
Strato limite
6.1
Problemi di perturbazione singolare
Consideriamo ora campi fluidodinamici per i quali
Re → ∞
cioè
1
→0
Re
1
In questo caso, se si trascurano i termini in
si ha un problema di
Re
perturbazione singolare. Infatti nelle equazioni di Navier Stokes il coeffi1
ciente
moltiplica i termini viscosi che sono i termini di ordine più alto
Re
dell’equazione. Se si trascurano questi termini, si ottengono le equazioni di
Eulero
1 ∂ρui ∂ρui uj
1 ∂p
1
+
=−
+ ρfi
St ∂t
∂xj
Ru ∂xi Fr
(6.1.1)
che sono di un’ordine più basso rispetto alle equazioni di Navier Stokes e
quindi non si possono soddisfare tutte le condizioni al contorno del problema
originale. Le (6.1.1) potranno essere valide, non in tutto il campo, ma, per
Reynolds molto alti, quasi ovunque tranne che in una zona molto ristretta
(tanto più ristretta quanto più alto è Reynolds) vicino a dove sono imposte
le condizioni al contorno, che non si possono soddisfare con le equazioni di
Eulero.
Analogamente per quanto riguarda l’equazione di conservazione dell’energia, che qui consideriamo per un flusso a ρ = cost con St = 1
1
E
Dϑ
=
∇2 ϑ +
∅
Dt
RePr
Re
che, per Re → ∞, si riduce a
106
Problemi di perturbazione singolare
6.1
Dϑ
=0
(6.1.2)
Dt
con la soluzione immediata di ϑ = cost. lungo il moto. Le condizioni al
contorno per l’equazione completa sono dettate dal termine di ordine più
alto, cioè dal Laplaciano, e quindi prescrivono o la temperatura o la sua
derivata normale sul contorno del campo in esame. E’ chiaro che la (6.1.2)
non può soddisfare questa richiesta, potendo solo soddisfare una condizione
iniziale per la particella e quindi una condizione per il flusso entrante. Se si
considera ad esempio il flusso di aria fredda attorno a una paletta di turbina
ad alta temperatura
A
u0
Θ1
Θ0
B
per Re → ∞, la soluzione della (6.1.2) potrà essere valida per particelle
(come A) sufficientemente lontane dal corpo, ma non per altre (come B)
che arrivano a piccola distanza dalla parete e per le quali si risente il valore
più alto della temperatura della parete. In tali zone, infatti, si sviluppano
gradienti molto alti e il termine viscoso prima trascurato torna ad assumere
un ruolo essenziale.
Tale influenza si risentirà in modo significativo in una regione (tanto più
ristretta quanto più alto è Reynolds), che chiameremo strato limite, e nella
zona a valle del corpo dove confluiscono le particelle passate all’interno dello
strato limite (scia). Per comprendere meglio da un punto di vista matematico la struttura dei problemi a perturbazione singolare, consideriamo prima
il caso molto semplice dato dall’equazione prototipo alle derivate ordinarie
dϑ
d2 ϑ
+ε 2 =a
dx
dx
(6.1.3)
ϑ(0) = 0
(6.1.4)
ϑ(1) = 1
(6.1.5)
con condizioni al contorno
e studiamo la soluzione per ε → 0, utlizzando il metodo del raccordo di
soluzioni asintotiche adatto a risolvere problemi di perturbazione singolare.
Consideriamo dapprima la soluzione esterna che si ottiene ponendo ε = 0
nell’equazione originale, ottenendo l’equazione del primo ordine
107
Soluzioni per Re → ∞. Strato limite
6
dϑ
=a
dx
che può soddisfare solo una condizione al contorno, per esempio la
(6.1.6)
ϑ(1) = 1
La soluzione esterna è quindi data da
ϑe = ax + (1 − a)
(6.1.7)
che per x = 0 vale (1 − a) invece di zero come previsto dalla (6.1.4). Per
poter soddisfare anche questa condizione deve esserci necessariamente una
zona, anche molto ristretta, vicino a quella parte del contorno (x = 0)
dove non si è soddisfatta la condizione, nella quale i termini di ordine più
alto dell’equazione (6.1.3) rientrano in gioco, riacquistando un ordine di
grandezza paragonabile agli altri.
1
Si considera a tal fine una regione di spessore di ordine e si opera una
ε
trasformazione di coordinate x0 = x/ε che magnifichi la zona di interesse.
Introducendo x0 nella (6.1.3) si ottiene
1 dϑ
ε d2 ϑ
+
=a
ε dx0 ε2 dx02
e semplificando per ε → 0
d2 ϑ
dϑ
+
=0
(6.1.8)
dx0 dx02
che è l’equazione per la soluzione interna e deve soddisfare la condizione
prima tralasciata
ϑ(0) = 0
Ponendo la soluzione nella forma ϑ = erx si ottiene, sostituendo, l’equazione caratteristica r + r2 = 0 con radici r = 0, −1, per cui
ϑ = C1 + C2 e−x
0
e per x = 0
C2 = −C1
La soluzione interna si può quindi esprimere nella forma
0
ϑi = C1 (1 − e−x )
e la costante C1 è determinata dalla condizione di raccordo della soluzione
interna con quella esterna
108
Problemi di perturbazione singolare
6.1
lim ϑi = lim ϑe = 1 − a
x→1
(6.1.9)
x→0
da cui
C1 =
1−a
(1 − e−1/ε )
La soluzione interna è quindi data da
ϑi =
1−a − xε
1
−
e
(1 − e1/ε )
(6.1.10)
mentre la soluzione completa, valida in tutto il campo, assume la forma
ϑ = ϑi + ϑe − limite comune
(6.1.11)
e quindi sostituendo
ϑ=
1−a
− xε
1
−
e
+ ax
(1 − e−1/ε )
(6.1.12)
Esaminiamo da un punto di vista grafico la costruzione della soluzione
come composizione di soluzione esterna ed interna.
y
1
θe
a
θ
θi
1−a
x
1
Nel diagramma in figura sono rappresentate la soluzione interna (con
linea punteggiata), la soluzione esterna (con linea tratteggiata) e la soluzione
109
6
Soluzioni per Re → ∞. Strato limite
completa (con linea continua). Si noti il limite comune (1 − a) delle soluzioni
esterna ed interna.
Per valori del parametro ε via via più piccoli la soluzione interna è sempre
più ripida vicino alla parete dove soddisfa la condizione al contorno. Infatti
1
per ε → 0 si ha e− ε → 0 e la (6.1.12) diviene
x
ϑ = (1 − a) 1 − e− ε + ax
x
Per x = 0(1) anche e− ε → 0 e quindi si riottiene la soluzione esterna (6.1.7), mentre per x = 0(ε) per esempio x = ε
1
+ ax
ϑ = (1 − a) 1 −
e
1
e quindi la soluzione si discosta in modo significativo
dalla soluzione
e
1
esterna. Per x = 2ε lo scostamento è proporzionale a
e diviene rapie2
damente insignificante per valori come x = 10ε. Con queste brevi considerazioni si può dedurre che la soluzione interna modifica la soluzione esterna,
che è valida in quasi tutto il campo, in una zona di spessore dell’ordine di ε,
per poter soddisfare la condizione al contorno. Tale spessore è quindi tanto
minore quanto più piccolo è il parametro ε fino a generare una apparente
discontinuità nella soluzione per valori di ε effettivamente tendenti a zero
(es.: ε = 10−6 ).
6.2
Le equazioni dello strato limite
Possiamo ora riprendere in esame le equazioni della fluidodinamica e seguire
1
per la loro soluzione (nel caso
→ 0) il procedimento di raccordo di
Re
soluzione interna ed esterna come per il caso semplice visto nel paragrafo
precedente.
Consideriamo un flusso a ρ = cost., con Ru = St = 1, forze di massa
trascurabili, per cui si ha
Dui
Dt
= −
∂p
1 ∂ 2 ui
+
∂xi Re ∂xj ∂xj
(6.2.1)
∂ui
∂xi
= 0
con condizioni al contorno u · n = 0 u · τ = 0.
Ponendo Re = ∞ si ottengono le equazioni di Eulero che possono soddisfare una sola condizione e in particolare u · n = 0. Questo è intuitivamente
110
Le equazioni dello strato limite
6.2
comprensibile per il fatto che nelle equazioni di Eulero sono assenti le forze
viscose che trasmettono all’interno del campo la condizione di aderenza sulla velocità tangenziale, mentre la condizione sulla componente normale di
velocità è garantita dalla impermeabilità della parete.
Consideriamo per semplicità un flusso bidimensionale stazionario per cui
le (6.2.1) si riscrivono in termini di componenti (con u1 ≡ u, u2 ≡ v, x1 ≡ x,
x2 ≡ y)
∂u
∂u
+v
u
∂x
∂y
∂p
1
= −
+
∂x Re
∂2u ∂2u
+ 2
∂x2
∂y
∂v
∂v
u
+v
∂x
∂y
∂p
1
= −
+
∂y Re
∂2v
∂2v
+
∂x2 ∂y 2
∂u ∂v
+
∂x ∂y
(6.2.2)
= 0
Si introduce ora una trasformazione di coordinate, tale da magnificare
la distanza dalla parete su cui non si è potuta soddisfare con la soluzione
esterna la condizione al contorno u · τ = 0.
Considerando una parete rettilinea parallela all’asse delle x, si introducono le nuove variabili indipendenti (in forma adimensionale)
√
y
yL
=
y 0∗ = y ∗ Re =
Lδ
δ
x0∗ ≡ x
(6.2.3)
δ
1
dimensione caratteristica dello spessore di strato limite.
=√
L
Re
Introducendo le nuove variabili nell’equazione di conservazione di massa,
si ha
con
∂u √ ∂v
+ Re 0 = 0
(6.2.4)
∂x
∂y
per cui, come già visto nel paragrafo 5.2, poichè i due termini devono
essere dello stesso ordine di grandezza, e non deve apparire il parametro
adimensionale, si assume
√
v 0 = v Re
che sarà dello stesso ordine della u. Sostituendo nella (6.2.2)
u
1
√
Re
∂u
∂u
+ v0 0
∂x
∂y
∂v 0
∂v 0
+ v0 0
u
∂x
∂y
= −
∂p
1 ∂2u
∂2u
+
+ 02
0
2
∂x
Re ∂x
∂y
∂p √
1
= − 0 Re + √
∂y
Re
111
1 ∂ 2v0 ∂ 2v0
+ 02
Re ∂x2
∂y
Soluzioni per Re → ∞. Strato limite
6
1
nella prima delle quali si può trascurare il termine in
, mentre dalla
Re
seconda si ottiene
∂p
=0
∂y 0
1
Re
e quindi
p = p̂(x) ≡ pe (x, 0)
dove con pe (x, 0) si è indicato il valore della pressione della soluzione esterna
alla parete del corpo.
Il sistema (6.2.2) si riduce quindi alle equazioni di strato limite date da
u
∂u
∂u
+ v0
∂x
∂y
= −
dpe
∂2u
+ 02
dx
∂y
(6.2.5)
∂v 0
∂u
+
∂x ∂y 0
= 0
Si possono fare le seguenti considerazioni sul sistema di equazioni semplificato di soluzione interna:
• l’ordine dell’equazione di conservazione della quantità di moto non
è diminuito rispetto a Navier Stokes e quindi si possono soddisfare
ambedue le condizioni al contorno del corpo (sia u·n = 0 che u·τ = 0)
• la pressione è solo funzione di x e quindi è imposta dalla soluzione
esterna, in particolare da Eulero in corrispondenza alla parete (ve = 0)
dp
dpe
dUe
=
= −Ue
dx
dx
dx
(6.2.6)
dove si è indicata con Ue la ue (x, 0)
• la condizione di raccordo con la soluzione esterna impone l’uguaglianza
della velocità ui al limite esterno con la Ue alla parete
lim ui = lim
Ue
0
y 0 →∞
y →0
(6.2.7)
• nel sistema di equazioni non appare più il numero di Reynolds. Il
sistema è quindi valido per qualunque valore di Reynolds e la soluzione
112
Metodi di soluzione
6.3
u = û(x, y 0 )
(6.2.8)
v 0 = v̂(x, y 0 )
(6.2.9)
è indipendente da Reynolds. La dipendenza si riottiene quando si
reintroducono le variabili fisiche y e v
• la prima equazione delle (6.2.5) è ora di tipo parabolico (e non più
ellittico come nella corrispondente forma completa (6.2.2)). Infatti
nella variabile x è presente solo la derivata prima e quindi la x, nel
caso stazionario, svolge un ruolo tipico della variabile temporale. Si
richiede pertanto in u solo la condizione iniziale, esattamente come per
la ϑ data dall’equazione di Fourier in una dimensione spaziale
∂2ϑ
∂ϑ
=k 2
∂t
∂y
più le due condizioni al contorno in y. L’equazione si può quindi
risolvere con un metodo marciante in x, per stazioni successive, come
si fa abitualmente per le integrazioni nel tempo.
6.3
Metodi di soluzione
Per integrare il sistema (6.2.5) è necessaria quindi la condizione iniziale
u = ū(y)
v = v̄(y)
più le condizioni alla parete u = 0 e al raccordo u = Ue .
La velocità normale v si può ricavare dal’equazione di conservazione di
massa con la condizione alla parete v = 0 e nessuna condizione di raccordo
con la soluzione esterna.
Quindi mentre
lim ve = 0
y 0 →0
si ha che in generale
lim vi 6= 0
y 0 →0
Lo spessore di strato limite continua a crescere cioè lo spessore δ aumenta
con x. Sulla parete del corpo si avrà in generale un andamento della zona
occupata dallo strato limite del tipo
113
Soluzioni per Re → ∞. Strato limite
6
δ
δ
Per superare le difficoltà di calcolo legate alla variazione di spessore si
introduce la trasformazione di coordinate
ξ=
x
L
= x∗
r
r
Ue
y U0 L Ue L
= y
=
ν U0 x
νx
L
r
r
√
Ue
Ue∗
∗
0∗
=
y
≡ y 0∗ g(x∗ )
= y Re
x∗
x∗
y
η=
δL
(6.3.1)
(6.3.2)
in modo tale che l’ampiezza in y del dominio di integrazione rimanga fissa
al crescere di x (0 ≤ η ≤ η0 ) pur corrispondendo ad altezze sempre maggiori
di strato limite nel piano fisico (δ).
Si introduce inoltre la funzione di corrente nella forma
ψ ∗ = f (η, ξ)h(ξ)
(6.3.3)
che risulta più adatta per trovare le condizioni per cui si hanno soluzioni
simili, che si definiscono soluzioni per le quali si ottiene f = fˆ(n) e inoltre
∂f
u
=
Ue
∂η
cioè il profilo di velocità tangenziale risulta essere solo funzione di η e non
direttamente di ξ. Si noti che rimane una dipendenza dalla x∗ tramite la
definizione di η. Per maggiore chiarezza e per una più chiara sostituzione
delle nuove variabili è opportuno indicare gli argomenti in modo esplicito:
ψ ∗ = f η(y 0∗ , x∗ ), ξ(x∗ ) h [ξ(x∗ )]
Ne risulta
u∗ =
∂ψ ∗
∂ψ ∗ ∂η
∂f
=
=
hg
0∗
0∗
∂y
∂η ∂y
∂η
essendo la scelta di h arbitraria si può assumere h tale che
hg = Ue∗
cioè
114
h=
p
Ue∗ x∗
Metodi di soluzione
6.3
in modo tale da soddisfare la condizione di profilo simile nel caso che si possa
dimostrare che f = fˆ(η) come si vedrà in seguito. Inoltre
v 0∗ = −
= −
∂ψ ∗
∂ψ ∗ ∂η
∂ψ ∗ ∂ξ
=
−
−
∂x∗
∂η ∂x∗
∂ξ ∂x∗
dh ∂f
∂f ∂n
h ∗ −f
−
h
∂n ∂x
dξ
∂ξ
dξ
= 1. Le derivate presenti nell’eq. (6.2.5) risultano
dx∗
essendo
∂u∗
∂x∗
∂u∗
∂y 0∗
∂ 2 u∗
∂y 0∗2
=
∂
∂x∗
=
∂
∂y 0∗
=
∂
∂y 0∗
∂f ∗
U
∂η e
=
∂ 2 f ∗ ∂η
∂f ∂Ue∗
∂2f ∗
U
+
+
U
∂η 2 e ∂x∗
∂η ∂ξ
∂η∂ξ e
=
∂2f ∗
U g
∂η 2 e
∂f ∗
U
∂η e
∂2f ∗
U g
∂η 2 e
=
∂3f ∗ 2
U g
∂η 3 e
Sostituendo nell’eq. (6.2.5) di conservazione della quantità di moto e
semplificando si ottiene
∂f
∂η
2
Ue∗
= Ue∗
∂ 2 f ∗2 ∂ 2 f
∂ 2 f ∗ dh ∂f ∗2 ∂ 2 f
dUe∗
+
Ue
−
U gf
−
U
dξ
∂η∂ξ
∂η 2
∂η 2 e dξ
∂ξ e ∂η 2
dUe∗ ∂ 3 f 2 ∗
+ 3 g Ue
dξ
∂η
Infine, introducendo
dU ∗
ξ e + Ue∗
dh
1
dξ
p
=
dξ
2
Ue∗ ξ
e moltiplicando per
1
=
2g
dUe∗
+ g2
dξ
ξ
al fine di evidenziare il parametro
Ue∗2
ξ dU ∗
β = ∗2 e
Ue dξ
che dipende solo dalla soluzione esterna, si ha
∂f
∂η
2
∂3f
∂2f β + 1
β−f 2
=β+ 3 +ξ
∂η
2
∂η
115
∂f ∂ 2 f
∂ 2 f ∂f
−
∂η∂ξ ∂η
∂ξ ∂η 2
(6.3.4)
6
Soluzioni per Re → ∞. Strato limite
che è la forma generale dell’equazione nel caso che f = fˆ(η, ξ).
L’equazione di conservazione di massa è ora automaticamente soddisfatta
(avendo introdotto la funzione di corrente) come si può facilmente verificare
calcolando
∂v 0∗
∂ 2 f ∗ ∂η
∂f dg ∂f dh
∂2f ∗
=
−
U
−
h
−
g
−
U
∂y 0∗
∂η 2 e ∂x∗
∂η dξ
∂η dξ
∂ξ∂η e
A partire dall’equazione generale appena ricavata si può vedere che se
f = fˆ(η), l’ultimo termine a secondo membro si annulla, il parametro β deve
essere necessariamente costante e la f risulta essere soluzione dell’equazione
di Falkner-Skan
000
00 β + 1
+ β(1 − f 02 ) = 0
(6.3.5)
f +ff
2
dove si sono indicate con apice le derivate ordinarie rispetto ad η.
Si ottiene cosı̀ una classe di soluzioni simili per le quali, come si è detto
u
= f 0 (η)
Ue
in corrispondenza a valori costanti del parametro β dipendente dalla soluzione esterna. In particolare per β = 0 (corrente su lastra piana) si ha
l’equazione di Blasius
1
f 000 + f f 00 = 0
(6.3.6)
2
In appendice l’equazione di Blasius (6.3.6) e’ ricavata in modo piu’ diretto
a partire dalle equazioni di strato limite scritte in forma dimensionale.
Le condizioni al contorno (valide anche per l’equazione di Falkner-Skan)
sono per
η=0
f0 = 0
η→∞
f0 = 1
f =0
che assicurano u = v = 0 alla parete e u = Ue (x) per η → ∞ o in forma
approssimata per η = η0 cioè per una distanza y = η0 δ della parete per la
quale si può considerare trascurabile il contributo della soluzione interna di
strato limite.
Prima di affrontare la soluzione delle equazioni appena ricavate, vediamo
in quali casi si può avere β = cost.e quindi f = fˆ(η). In generale per una
soluzione esterna tale da dare in corrispondenza alla parete
Ue = cξ m
si ha
116
Metodi di soluzione
β
6.3
ξ
cmξ m−1 = m
cξ m
Per m = 0 si ha, come già visto, il flusso su lastra piana con angolo nullo
di incidenza per il quale ue = U0 .
Per m 6= 0 si ha il flusso a potenziale sulla superficie di un diedro con
m
semiangolo π
investito da una corrente con velocità U0 allineata con
m+1
l’asse del diedro (l’origine delle x è nel vertice del diedro). Per m = 1 si ha
un flusso di ristagno su una superficie piana (la cui normale è allineata con
la corrente) e l’equazione di Falkner Skan si riduce all’equazione di Navier
Stokes in variabili simili, valida per trovare la soluzione nell’intorno del punto
di ristagno.
Per determinare la velocità v 0∗ calcolo
1 dUe∗
Ue∗
−
∗2
1 dUe∗
η
1
∂η
0∗ x∗ dx∗
x
r
=y
− ∗
=
∂x∗
2 Ue∗ dx∗
x
Ue∗
2
∗
x
da cui, per esempio per lastra piana (β = 0)
Ue∗ = 1
√
g
η
v 0∗ = +f 0 x∗ ∗ − f
2x
2
r
1
1 1 0
0
=
g(f η − f ) =
(f η − f )
2
2 x∗
v
∗
=
v =
1
√ v 0∗ =
Re
1
2
r
r
ν 1
U0 L0 2
r
L0 0
(f η − f )
x
νU0 0
(f η − f )
x
mentre
u = U0 f 0
∂u
∂y
=
U0 ∂u∗
U0
=
∗
L0 ∂y
L0
r
U0 L0 ∂u∗ ∂η
U0
=
0∗
ν ∂η ∂y
L
e
117
r
U0 L 00
f
ν
r
L
x
6
Soluzioni per Re → ∞. Strato limite
r
∂u ν 00
µ = ρU02
f (0)
∂y w
U0 x
che dà lo sforzo tangenziale alla parete.
6.4
Spessore dello strato limite
Lo spessore δ dello strato limite è dato in termini di δL (6.3.1) da
r
νx
δ=K
≡ KδL
K∼
=5
Ue
y
η=
per y = δ η = K
δL
Comunque δ è una grandezza poco significativa che si definisce come lo
spessore al di là del quale la U non varia più dell’1%, cioè dove
u∼
= .99ue
ue
u = Ue solo asintoticamente per η → ∞.
δL
u
Una grandezza più significativa è lo spessore di spostamento (displacement thickness)
Z
∞
(Ue − u)dy
ρUe δ1 = ρ
y=0
(6.4.1)
Z
∞
1−
δ1 =
y=0
u
Ue
dy
cioè lo spessore di cui si può considerare spostata la soluzione esterna per
il difetto di flusso attraverso lo strato limite dovuto alle diminuita velocità
vicino alla parete. Si può tenere conto di questo effetto, considerando il
corpo ingrossato di δ1 e ricalcolando per questo corpo modificato la soluzione
esterna per una seconda approssimazione.
Un’altro spessore significativo è lo spessore di quantità di moto (momentum thickness) δ2 . La perdita di quantità di moto che si ha nello strato
limite rispetto al profilo della soluzione esterna è data da
118
La separazione dello strato limite
Z
ρUe2 δ2 = ρ
6.5
∞
u(Ue − u)dy
y=0
(6.4.2)
Z
∞
δ2 =
y=0
u
Ue
1−
u
Ue
dy
Per visualizzare meglio queste definizioni, se si assume per semplicità un
profilo lineare, si ottiene
ue
1
δ1 = δ
2
1
δ2 = δ
6
δ
δ1
δ2
Tali parametri δ1 , δ2 possono essere direttamente ricavati mediante metodi integrali.
6.5
La separazione dello strato limite
Analizziamo il comportamento dei profili di velocità dello strato limite nella
direzione x lungo il corpo al variare della pressione esterna e quindi del suo
gradiente che appare nell’equazione
dpe
dUe
= U2
dx
dx
se pe 6= 0 (per pe = cost. β = 0: lastra piana).
L’equazione di conservazione della quantità di moto alla parete dà
−
dpe
∂2u
1 ∂2u
= 02 =
(6.5.1)
dx
∂y
Re ∂y 2
∂v
∂u
∂u
considerando che ζ =
−
e che il suo valore alla parete è ζ = −
si
∂x ∂y
∂y
ha l’importante relazione
1 ∂ζ
dpe
=−
(6.5.2)
Re ∂y
dx
∂ζ
dp
che lega la
alla parete con la
lungo il corpo, cioè la generazione di
∂n
dτ
vorticità con la variazione di pressione nel caso di flusso stazionario.
119
Soluzioni per Re → ∞. Strato limite
6
Si deduce quindi che se, la pressione è decrescente in x
dpe
< 0 , ne segue
dx
∂2u
∂2u
∂u
<
0
e
poichè
per
η
→
∞
tende a 0 da valori negativi, mentre
,
2
2
∂y
∂y
∂y
per η → ∞, tende a 0 da valori positivi, come si può dedurre dalla forma
classica del profilo velocità per il quale
y
∂2u
≤0
∂y 2
∂u
≥0
∂y
u
si ottengono qualitativamente i due seguenti profili in y per la derivata
seconda e per la derivata prima
y
dpe
dx
y
∂2u
∂y 2
0
<0
0
Se invece si considerano pressioni crescenti in x cioè
parete
∂2u
<0
∂y 2
y
dpe
dx
∂u
∂y
∂pe
> 0 quindi alla
∂x
y
>0
∂2u
∂y 2
∂u
∂y
120
La separazione dello strato limite
6.5
si ha necessariamente, consderato l’andamento per η → ∞ un valore di y
∂u
∂2u
= 0 quindi un massimo di
e un flesso nel profilo di u (punto
per cui
2
∂y
∂y
I in cui si ha cambio di curvatura nel profilo di velocità).
y
I
u
A partire dalla stazione con grad p = 0 si ha un progressivo innalzamento
∂u
alla
del punto di flesso I accompagnato da una diminuzione del valore di
∂y
∂u
parete fino a
= 0 (punto di separazione S)
∂y
y
y
profilo di separazione
u
∂u
∂y
e successivamente
∂u
<0
∂y
y
y
∂u
∂y
u
a cui corrisponde un flusso inverso che dà luogo a una regione di ricircolazione.
Ricostruendo la sequenza di profili su un corpo con pressione crescente.
121
Soluzioni per Re → ∞. Strato limite
6
dpe
>0
dx
A partire dal punto di separazione le considerazioni fatte per ricavare le
equazioni di strato limite non sono più valide e bisogna risolvere le equazioni
di Navier Stokes.
p
S
6.6
Resistenza di attrito e di forma
Nota la soluzione dello strato limite e quindi il profilo di velocità si possono
calcolare le forze scambiate alla parete. In particolare il vettore tensione
sulla porzione di parete di normale n(≡ y)
t(n)i
duj
∂ui
= tij nj = −pδij + µ
+
nj
∂xj
dxi
t(n)i = −pni + µ
∂ui ∂un
+
∂n
∂xi
da cui si ottiene
componente tangenziale
componente normale
t(n)τ = µ
∂u
∂u
≡µ
≡ τ |w
∂n
∂y
t(n)n = −p|w
du
dv
in quanto
=
= 0 e utilizzando l’equazione di continuità la resistenza
dx
dx
di attrito si può calcolare dalla
Z
L
Z
τ |w cos ϕdl =
DA = 2b
0
L
µ
0
∂u
cos ϕdl
∂y
(6.6.1)
dove ϕ è l’angolo tra la tangente al corpo e l’asse della x e b è la larghezza
nella direzione trasversale (z)
122
Equazioni integrate dello strato limite
6.7
n
b
t
u∞
ϕ
e
0
La resistenza di forma è data dalla componente secondo x della forza
che si ottiene moltiplicando la tensione normale alla parete (≡ p) per la
superficie e integrando su tutto il corpo
Z
L
DF = 2b
p|w sin ϕdl
(6.6.2)
0
Per strato limite sempre attaccato e p = pe nella geometria reale del
corpo si ha DF nulla (paradosso di D’Alambert). Se si tiene conto dell’effetto
dello strato limite tramite lo spessore di spostamento e ancor più nel caso
di strato limite separato si ha un recupero solo parziale di pressione nella
parete posteriore del corpo e quindi una resistenza di forma positiva.
Analogamente si può calcolare la dissipazione di energia dovuta alla viscosità (per unità di tempo e di volume) dentro lo strato limite, data per
fluido incomprimibile dal termine
µΦ = 2µeij eij
∼
= µ
essendo
6.7
∂u
∂y
2
∂v
∂u
trascurabile rispetto a
.
∂x
∂y
Equazioni integrate dello strato limite
Spesso non è necessario in fase di progettazione conoscere la soluzione completa del campo di velocità all’interno dello strato limite, ma basta conoscere
il valore di alcune quantità come τw , δ1 , δ2 , prima introdotte. Si può allora
ricavare una forma dell’equazione di conservazione della quantità di moto
integrata in y da y = 0 a y = ∞
Z ∞
Z ∞
Z ∞
Z ∞ 2
∂u
∂u
due
∂ u
u dy +
v dy =
ue
dy +
ν 2 dy
∂x
∂y
dx
∂y
0
0
0
0
Consideriamo il 2◦ termine e integriamo per parti dopo aver sottratto la
∂ue
quantità nulla v
∂y
123
Soluzioni per Re → ∞. Strato limite
6
Z
0
∞
Z
∂u
v dy =
∂y
0
∞
∂(u − ue )
v
dy = [v(u − ie )]∞
0 −
∂y
Z
∞
(u − ue )
0
∂v
dy
∂y
Il primo termine è nullo sia per y = ∞ che per y = 0 e introducendo
l’equazione di conservazione di massa nel secondo termine, si ottiene
Z ∞
Z ∞
∂u
∂u
v dy =
(u − ue ) dy
∂y
∂x
0
0
L’ultimo termine dà
∞
Z
0
∞
τw
∂2u
∂u
∂u =−
ν 2 dy = ν
= −ν
∂y
∂y 0
∂y 0
ρ
Sostituendo nell’equazione
Z ∞
τw
due
∂u
∂u
dy =
ue
−u
− (u − ue )
dx
∂x
∂x
ρ
0
riscrivendo
(u − ue )
∂u
∂
∂
=
[u(u − ue )] − u (u − ue )
∂x
∂x
∂x
si ottiene
τw
ρ
=
d
dx
Z
0
∞
due
u(ue − u)dy +
dx
Z
∞
(ue − u)dy
0
(6.7.1)
τw
ρ
=
d 2
due
(ue δ2 ) +
ue δ1
dx
dx
dove δ2 e δ1 sono gli spessori di spostamento e di quantità di moto prima
ricavati (6.4.1), (6.4.2).
Questa equazione che esprime la conservazione della quantità di moto
globalmente per tutto lo spessore dello strato limite, può essere direttamente
risolta, assumendo che il profilo della velocità u nello strato limite possa
essere dato da una certa funzione di forma (che soddisfi le condizioni alla
parete e di raccordo con la soluzione esterna) in funzione di un parametro
che diviene l’incognita da determinare con l’equazione differenziale ricavata
(vedi ad esempio metodi approssimati tipo Karman e Pohlhousen).
Bibliografia
1. Schlichting, H. Boundary Layer Theory, Mc Graww Hill, 1960.
124
Bibliografia
6.7
2. Batchelor, G.K., An Introduction to Fluid Dynamics, Cambridge University Press, 1967.
3. Tritton, D.J., Physical Fluid Dynamics, Clarendon Press, 1988
4. Kundu P.K., Fluid Mechanics, Academic Press, 1990.
Appendice 6.A - Equazione di Blasius
Consideriamo una lastra piana infinitamente lunga investita da una corrente
uniforme U0 .
U0
δ(x)
x
Lo spessore dello strato limite continua ad aumentare mano a mano che
ci si muove verso valle per la diffusione della vorticità che si è generata al
bordo d’attacco. per meglio comprendere la crescita dello spessore dello
strato limite assumiamo come lunghezza di riferimento alla stazione locale
x la quantita
r
νx √
δ(x) =
≈ x
(6.A.1)
U0
√
che cresce come x. Consideriamo poi variabile adimensionale
r
U0
η = y/δ(x) = y
(6.A.2)
νx
dove U0 è sostituita dal valore locale della velocità ue nel caso più generale
di corpo di forma qualsiasi.
Si può verificare che nel caso di lastra piana la nuova variabile η riscala
la soluzione (e quindi il profilo di u) secondo il valore δ(x), apportando una
notevole semplificazione delle equazioni di strato limite. Poiché una scala
caratteristica delle lunghezze in direzione x non è imposta dall’esterno, la
soluzione alle varie stazioni x ha un profilo simile: cioè il profilo di velocità
nelle variabili fisiche (x, y) ha una forma simile che diviene la stessa se riscalata con il valore locale di δ(x). Possiamo quindi porre g(η) = u/U0 salvo
125
Soluzioni per Re → ∞. Strato limite
6
verificare che l’equazione non abbia una dipendenza diretta dalla variabile
x.
Ricaviamo allora a partire dalle equazioni di strato limite scritte in forma
dimensionale l’equazione di Blasius che permette di calcolare il profilo di
velocità nella variabile η. Per semplicità consideriamo la funzione di corrente
ψ che si può introdurre a partire dall’equazione di conservazione della massa
nel caso 2D
∂u ∂v
+
=0
(6.A.3)
∂x ∂y
∂ψ
∂ψ
con u = + , v = − . Consideriamo poi l’equazione della q.d.m. in
∂y
∂x
dPe
forma dimensionale con
=0
dx
u
∂u
∂u
∂2u
+v
=ν 2
∂x
∂y
∂y
(6.A.4)
e sostituiamo le espressioni di u e v in termini delle derivate di ψ
∂ψ ∂ 2 ψ
∂3ψ
∂ψ ∂ 2 ψ
−
=ν 3
∂y ∂x∂y
∂x ∂y∂y
∂y
(6.A.5)
L’equazione 6.A.5 va risolta con le seguenti condizioni iniziali e al contorno
u=
∂ψ
= U0
∂y
∂ψ
=ψ=0
∂y
∂ψ
= U0
∂y
per x = 0
(non serve)
per y = 0
(aderenza ed impermeabilità)
per y/δ → ∞ ( raccordo asintotico)
√
Poiché nello strato limite v = o(1/ Re la funzione di corrente ψ è data
solo dalla componente u della velocità
Z y
Z η
Z η
ψ=
udy = δ(x)
udη = U0 δ(x)
g(η)dη = U0 δ(x)f (η)
0
0
0
dove abbiamo indicato con g(η) = df /dη = u/U0 .
A partire dall’espressione ψ = U0 δ(x)f (η) possiamo valutare tutte le
derivate di ψ che compaiono nella 6.A.5
dδ
df dη
∂ψ
= U0 f
+δ
∂x
dx
dη dx
tenendo conto che
dη
−y dδ
η dδ
= 2
=−
abbiamo
dx
δ dx
δ dx
dδ
∂ψ
= U0
f − ηf 0
∂x
dx
126
(6.A.6)
Bibliografia
6.7
possiamo poi calcolare
∂ψ
df
df dη
= U0 δ(x)
= U0 δ(x)
= U0 f 0
∂y
dy
dη dy
(6.A.7)
dη
∂2ψ
dδ d
U0 dδ 00
= U0
=−
ηf
f − ηf 0
∂x∂y
dx dη
dy
δ dx
(6.A.8)
∂2ψ
U0 00
=
f
2
∂y
δ
(6.A.9)
∂3ψ
U0
= 2 f 000
3
∂y
δ
(6.A.10)
Sostituendo le 6.A.6 - 6.A.10 nell’equazione per ψ 6.A.5 abbiamo
U0 f 00
U0 f 00 η dδ
dδ
U0
0
U0 f −
− U0
f − ηf 0
= ν 2 f 000
δ dx
dx
δ
δ
−U02 f 0 f 00
η dδ
U0
f 0 f 00 dδ
η dδ
+ U02 f 0 f 00
− U02
= ν 2 f 000
δ dx
δ dx
δ dx
δ
cioè
f 000 +
tenendo conto che
δ
δU0 0 00 dδ
ff
= 0
ν
dx
dδ
1 dδ 2
1 ν
=
=
dx
2 dx
2 U0
otteniamo l’equazione di Blausius
1
f 000 + f f 00 = 0
2
(6.A.11)
per la lastra piana. La 6.A.11 andrà risolta con le seguenti condizioni al
contorno
f (0) = 0
impermeabilità
(v = 0)
f (0) = 0
aderenza
(u = 0)
0
raccordo asintotico
0
f (∞)
Nella 6.A.11 non compare più esplicitamente la dipendenza da x ma solo
quella della variabile simile η. La dipendenza da x è solo indiretta tramite la
dipendenza da η = y/δ(x). Verifico quindi a posteriori la condizione richiesta
all’inizio per poter porre g(η) = u/U0 . Il profilo di velocità può essere allora
calcolato una sola volta nella variabile di similitudine η e poi, tramite la
trasformazione di coordinate u(η) = u(y/δ(x)) è possibile riottenere tutti
i profili di strato limite alle varie stazioni x a partire dal profilo soluzione
dell’equazione di Blausius.
127