Appunti - Università degli Studi di Verona

Note di
Fluidodinamica
Simone Zuccher
7 aprile 2015
ii
Queste note non hanno nessuna pretesa di completezza né vogliono sostituire i numerosi
libri di testo sulla fluidodinamica. Sono le dispense del corso di Dinamica dei Fluidi tenuto
dall’autore presso l’Università degli Studi di Verona per studenti iscritti al terzo anno del corso di
laurea in matematica applicata. Sono state pensate per evitare allo studente l’inconveniente di
doversi procurare più libri di testo dai quali estrarre, di volta in volta, i diversi argomenti trattati
durante il corso. Esse sono il frutto di approssimazioni successive operate ininterrottamente a
partire dall’anno accademico 2009-2010 e sono da considerarsi in continuo divenire.
Alcuni testi per eventuali approfondimenti (in nessun modo richiesti per prepararsi all’esame) sono:
• Batchelor, K.K.: An introduction to fluid dynamics, Cambridge University Press (2000)
• Chorin, A.J. & Marsden, J.E.: A mathematical introduction to fluid mechanics, Third
Edition, Springer-Varlag (1993)
• Kundu, P.K. & Cohen, I.M. & Dowling D.R.: Fluid Mechanics, Fifth Edition, Elsevier
Academic Press (2012)
• Lamb, H.: Hydrodynamics, Sixth Edition, Cambridge University Press (1975)
• Landau, L.D. & Lifshitz, E.M.: Fluid Mechanics, Volume VI of “Course of Theoretical
Physics”, Second Edition, Pergamon Press (1987)
• Pandom, R.L.: Incompressible flow, Fourth Edition, John Wiley & Sons (2013)
• Quartapelle L. & Auteri, F.: Fluidodinamica incomprimibile, Casa Editrice Ambrosiana (2013)
• Quartapelle L. & Auteri, F.: Fluidodinamica comprimibile, Casa Editrice Ambrosiana (2013)
• Riccardi, G. & Durante, D.: Elementi di fluidodinamica, Springer-Varlag (2006)
• White, F.M.: Fluid Mechanics, Fourth Edition, Mc Graw Hill (2001)
Un ringraziamento particolare va a tutti gli studenti che, nel corso degli anni, hanno contribuito a migliorare queste dispense, sia evidenziandone errori o refusi, sia chiedendo ulteriori
chiarimenti su parti poco chiare.
Per segnalare eventuali errori presenti in queste note, oppure per suggerire possibili migliorie,
scrivere all’indirizzo email: [email protected] L’ultima versione di questo file è reperibile gratuitamente al link http://profs.sci.univr.it/∼zuccher/downloads/fd-zuccher.pdf
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
Indice
1 Introduzione ai fluidi
1.1 Definizione di fluido . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1.2 Ipotesi del continuo e proprietà fisiche dei fluidi . . .
1.2.1 La densità . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1.2.2 La viscosità . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1.2.3 La tensione superficiale . . . . . . . . . . . .
1.2.4 Alcuni valori per i fluidi più comuni . . . . .
1.3 Fluido, flusso, corrente . . . . . . . . . . . . . . . . .
1.4 Alcune considerazioni cinematiche . . . . . . . . . .
1.5 Forze e sforzi nei fluidi . . . . . . . . . . . . . . . . .
1.6 La relazione costitutiva per fluidi newtoniani isotropi
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2 Le equazioni di governo
2.1 Volume di controllo fisso o in moto con il fluido . . . . . . . . .
2.2 Conservazione della massa in un volume fisso V . . . . . . . . .
2.3 Conservazione della massa in un volume Vt in moto con il fluido
2.4 Dai princìpi di conservazione alle equazioni di Navier-Stokes . .
2.4.1 La seconda legge di Newton . . . . . . . . . . . . . . . .
2.4.2 Il primo principio della termodinamica . . . . . . . . . .
2.5 Le equazioni di Navier-Stokes complete . . . . . . . . . . . . . .
2.6 Condizioni iniziali e al contorno . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.7 La derivata sostanziale . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.8 Forma conservativa e forma convettiva . . . . . . . . . . . . . .
2.9 Forme alternative per l’equazione dell’energia . . . . . . . . . .
2.9.1 Equazione dell’energia interna . . . . . . . . . . . . . . .
2.9.2 Equazione dell’entropia . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.9.3 Equazione dell’entalpia . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.9.4 Equazione della temperatura . . . . . . . . . . . . . . .
2.10 Adimensionalizzazione delle equazioni di governo . . . . . . . .
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3 Casi particolari delle equazioni
3.1 Correnti particolari . . . . . .
3.1.1 Dipendenza dal tempo
3.1.2 Effetto della viscosità
3.1.3 Conduzione termica .
3.1.4 Entropia . . . . . . . .
3.1.5 Comprimibilità . . . .
3.1.6 Correnti barotropiche
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di governo
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4 Alcune soluzioni esatte
4.1 Corrente incomprimibile e parallela . . . . . . . . . . . .
4.2 Canale piano infinito: corrente di Couette e di Poiseuille
4.3 Tubo a sezione circolare: corrente di Hagen-Poiseuille . .
4.4 Corrente lungo un piano inclinato . . . . . . . . . . . . .
4.5 Corrente tra due cilindri coassiali contro-rotanti . . . . .
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Corrente incomprimibile . . . . . . . . . . . . . . .
Corrente ideale, equazioni di Eulero . . . . . . . . .
Corrente irrotazionale . . . . . . . . . . . . . . . .
Corrente barotropica non viscosa: forma di Crocco
Il teorema di Bernoulli nelle diverse forme . . . . .
3.6.1 Il caso stazionario . . . . . . . . . . . . . .
3.6.2 Il caso irrotazionale instazionario . . . . . .
3.6.3 Il caso irrotazionale e stazionario . . . . . .
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5 Dinamica della vorticità
5.1 Alcune definizioni . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.2 Equazione per la vorticità nel caso generale . . . . . . .
5.3 Casi particolari . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.3.1 Corrente a viscosità e densità costanti . . . . . .
5.3.2 Corrente barotropica, non viscosa e con campo di
5.4 Dinamica della vorticità: 3D vs 2D . . . . . . . . . . . .
5.5 Il teorema di Kelvin . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.6 Teoremi di Helmholtz e loro significato geometrico . . .
5.6.1 Primo teorema di Helmholtz . . . . . . . . . . . .
5.6.2 Secondo teorema di Helmholtz . . . . . . . . . .
5.6.3 Terzo teorema di Helmholtz . . . . . . . . . . . .
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forze
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6 Lo strato limite
6.1 Teoria dello strato limite di Prandtl . . . . . . . . . . . . . . .
6.1.1 Risoluzione numerica per lo strato limite 2D su lamina
6.2 Equazione di Blasius (corrente esterna uniforme) . . . . . . .
6.2.1 Risoluzione numerica dell’equazione di Blasius . . . . .
6.2.2 Spessore dello strato limite . . . . . . . . . . . . . . .
6.2.3 Valore asintotico della velocità normale alla parete . .
6.2.4 Resistenza di attrito . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
6.3 Grandezze caratteristiche dello strato limite . . . . . . . . . .
6.3.1 Lo spessore di spostamento . . . . . . . . . . . . . . .
6.3.2 Lo spessore di quantità di moto . . . . . . . . . . . . .
6.3.3 Fattore di forma . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
6.4 Equazione integrale di von Kàrmàn . . . . . . . . . . . . . . .
7 Stabilità e transizione
7.1 Corrente confinata in un tubo – l’esperimento di Reynolds
7.2 La transizione in correnti aperte – lo strato limite . . . . .
7.3 Stabilità lineare per correnti piane e parallele . . . . . . .
7.3.1 Teorema di Squire . . . . . . . . . . . . . . . . . .
7.3.2 Stabilità non viscosa . . . . . . . . . . . . . . . . .
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Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
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piana
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INDICE
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7.3.3
Stabilità viscosa . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
8 La turbolenza
8.1 Caratteristiche fenomenologiche di una corrente turbolenta .
8.2 Scale turbolente . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
8.2.1 Cascata di energia . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
8.2.2 La teoria di Kolmogorov . . . . . . . . . . . . . . . .
8.3 DNS: la simulazione diretta della turbolenza . . . . . . . . .
8.4 RANS: le equazioni mediate di Reynolds . . . . . . . . . . .
8.5 Modelli per la chiusura delle equazioni mediate di Reynolds
8.5.1 Ipotesi di Boussinesq e viscosità turbolenta . . . . .
8.5.2 Modello di ordine 0 per νT : mixing length . . . . . .
8.5.3 Modello di ordine 1 per νT : K . . . . . . . . . . . .
8.5.4 Modello di ordine 2 per νT : K-ǫ . . . . . . . . . . .
8.6 LES: simulazione dei grandi vortici . . . . . . . . . . . . . .
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9 Leggi di conservazione iperboliche
9.1 Leggi di conservazione e carattere iperbolico . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
9.2 Equazioni iperboliche . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
9.2.1 Il caso scalare lineare a coefficienti costanti (trasporto) . . . . . . . . . .
9.2.2 Il caso scalare non lineare . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
9.2.3 Onda d’urto, soluzione debole e condizione di Rankine-Hugoniot . . . .
9.2.4 Il problema di Riemann (non lineare) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
9.3 Alcuni metodi numerici per equazioni iperboliche . . . . . . . . . . . . . . . . .
9.3.1 Il caso lineare . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
9.3.2 Il caso non lineare . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
9.4 Sistemi iperbolici lineari . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
9.5 Sistemi iperbolici non lineari . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
9.5.1 Genuina non linearità, degenerazione lineare e discontinuità di contatto
9.5.2 Soluzioni possibili del problema di Riemann nel caso nonlineare . . . . .
9.6 Problema di Riemann per le equazioni di Eulero 1D . . . . . . . . . . . . . . .
9.6.1 Soluzione generale del problema di Riemann . . . . . . . . . . . . . . . .
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10 Problemi
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Appendice A Vettori, tensori, operatori differenziali
A.1 Vettori in R3 e operazioni su di essi . . . . . . . . . . . . . . . . . .
A.1.1 Alcune identità vettoriali . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
A.2 Gradiente, divergenza, rotore e laplaciano . . . . . . . . . . . . . .
A.3 Tensori (cenni) e notazione di Einstein . . . . . . . . . . . . . . . .
A.3.1 Alcune proprietà del simbolo di Levi-Civita . . . . . . . . .
A.3.2 Rivisitazione di alcune proprietà delle operazioni tra vettori
Appendice B Richiami su alcuni teoremi fondamentali
B.1 Teorema della divergenza e del rotore . . . . . . . . . . . . .
B.1.1 Teorema della divergenza . . . . . . . . . . . . . . .
B.1.2 Teorema del rotore (o di Stokes) . . . . . . . . . . .
B.2 Significato fisico-geometrico di gradiente, divergenza e rotore
B.2.1 Il gradiente . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
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Appendice D Coordinate cartesiane, cilindriche e sferiche
D.1 Equazioni di Navier-Stokes in coordinate cartesiane . . . . . . . . . . . . . . . .
D.2 Equazioni di Navier-Stokes in coordinate cilindriche . . . . . . . . . . . . . . . .
D.3 Equazioni di Navier-Stokes in coordinate sferiche . . . . . . . . . . . . . . . . .
175
175
176
177
B.2.2 La divergenza . . . . . . . . .
B.2.3 Il rotore . . . . . . . . . . . .
B.3 Teorema di Leibniz . . . . . . . . . .
B.4 Teorema del trasporto di Reynolds .
B.4.1 Il caso di una funzione scalare
B.4.2 Il caso di un campo vettoriale
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Appendice C Termodinamica e trasmissione del calore
C.1 Termodinamica classica . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
C.1.1 Sistema termodinamico in equilibrio . . . . . . . . . . . . . . . . . .
C.1.2 Funzioni di stato . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
C.1.3 I princìpi della termodinamica . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
C.1.4 I gas perfetti . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
C.1.5 Calori specifici, relazioni di Maxwell e altri coefficienti termodinamici
C.2 Trasmissione del calore . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
C.2.1 Conduzione . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
C.2.2 Convezione . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
C.2.3 Irraggiamento . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
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Lista dei simboli
Simboli matematici
a·b
a×b
a⊗b
∇2 ϕ
∇ϕ
∇v
∇·v
∇·A
∇×v
∂V
6 dϕ
dϕ
∆ϕ, ∆v
|v|
d
dt
Prodotto scalare tra i vettori a e b
Prodotto vettoriale tra i vettori a e b
Prodotto tensoriale tra i tensori a e b
Laplaciano della funzione scalare ϕ
Gradiente della funzione scalare ϕ
Gradiente della funzione vettoriale v
Divergenza della funzione vettoriale v
Divergenza del tensore di ordine due M
Rotore della funzione vettoriale v
Frontiera dell’insieme V
Differenziale inesatto della funzione scalare ϕ
Differenziale esatto della funzione scalare ϕ
Variazione finita della grandezza scalare ϕ o vettoriale
v
p
Modulo (o intensità) del vettore v (|v| = v = v12 + v22 + v32 )
Derivata (ordinaria) rispetto al tempo
∂
∂t
Derivata parziale rispetto al tempo
∂
∂x1
Derivata parziale rispetto alla coordinata spaziale x1
D
Dt
Derivata sostanziale
Simboli greci maiuscoli
ΓC (v)
ΦS (v)
Ω
[rad/s]
Circuitazione del vettore v lungo la linea chiusa e orientata C
Flusso del vettore v attraverso la superficie S
Velocità angolare
Simboli greci minuscoli
δij
εijk
κ
[W/(m K)]
λ
[m]
Tensore di Kronecker
Tensore di Levi-Civita
Conducibilità termica
Libero cammino medio
vii
viii
µ
ν
ρ
σ
σij
σ
ω
INDICE
[kg/(m s)]
[m2 s]
[kg/m3 ]
[N/m]
[Pa]
[Pa]
[Hz]
Viscosità dinamica
Viscosità cinematica
Densità
Tensione superficiale
Tensore degli sforzi
Vettore sforzo o tensore degli sforzi
Vettore vorticità
Simboli latini maiuscoli
C
[m]
C
[m]
D = dij
[Pa]
E
[J]
F
[N]
H
[J]
K
[J]
L
[m]
M
[kg]
M
[g/mol]
P
[Pa]
Q
[J]
R
[J/(mol K)]
R
[J/(kg K)]
S
[m2 ]
S
[m2 ]
S
[m2 ]
S
[J]
T
[K]
U
[J]
V
[m3 ]
V
[m3 ]
W
[J]
Curva fissa (di controllo)
Curva materiale (in moto con la corrente)
Tensore degli sforzi viscosi
Energia interna
Vettore forza
Entalpia
Energia cinetica
Lunghezza caratteristica
Massa totale contenuta in un certo volume
Massa molecolare
Potenziale termodinamico di pressione
Calore
Costante universale dei gas
R/M, varia da gas a gas
Vettore superficie (normale uscente)
Superficie fissa (di controllo)
Superficie materiale (in moto con la corrente)
Entropia
Temperatura assoluta
Energia potenziale
Volume fisso (di controllo)
Volume materiale (o in moto con il fluido)
Lavoro
Simboli latini minuscoli
dij
[Pa]
e
[J/kg]
etot
[J/kg]
e1 , e2 , e3
h
[J/kg]
m
[kg]
n
ˆ
p
[Pa]
q˙
[W/m2 ]
r
[m]
s
[J/kg]
t
[s]
ˆ
t
Tensore degli sforzi viscosi
Energia interna per unità di massa
Energia totale (energia interna più meccanica) per unità di massa
Base canonica di R3
Entalpia per unità di massa
Massa
Versore normale uscente
Pressione
Vettore flusso di calore
Vettore posizione
Entropia per unità di massa
Tempo
Versore tangente
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
INDICE
u
u 1 , u2 , u3
u, v, w
v
v
v1 , v2 , v3
x1 , x2 , x3
ix
[m/s]
[m/s]
[m/s]
[m3 /kg]
[m]
Vettore velocità
Componenti del vettore velocità
Componenti del vettore velocità
Generico vettore
Volume specifico (inverso della densità)
Componenti del generico vettore v
Componenti del vettore posizione r
Simboli di gruppi adimensionali
Ec
Numero
Kn
Numero
Ma
Numero
Pe
Numero
Pr
Numero
Re
Numero
di
di
di
di
di
di
Eckert
Knudsen
Mach
Péclet
Prandtl
Reynolds
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
x
INDICE
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
Capitolo 1
Introduzione ai fluidi
1.1
Definizione di fluido
Che cos’è un fluido? Nell’accezione comune per fluido si intende un particolare stato della
materia che comprende i liquidi, i gas ed il plasma. In pratica, i fluidi non hanno una forma
propria ma assumono la forma del recipiente nel quale sono contenuti e quindi si potrebbe dire
che i fluidi siano tutte le sostanze che non si trovano allo stato solido. In realtà questa è una
definizione molto parziale e qualitativa che si basa sul fatto che i fluidi sono in qualche modo
deformabili (assumono la forma del recipiente che li contiene), mentre i solidi lo sono di meno
(anche un longherone di un aereo, pur essendo solido, è deformabile).
Per una definizione più accurata è necessario introdurre il concetto di sforzo (stress in
Inglese). Con riferimento alla figura 1.1, consideriamo un elemento infinitesimo di superficie
^
n
∆Fn
∆F
∆Ft
∆S
^t
Figura 1.1: Forza ∆F agente su una superficie ∆S e scomposta nelle sue componenti
normale ∆Fn e tangenziale ∆Ft .
∆S sul quale agisce una forza infinitesima ∆F diretta arbitrariamente. Definiamo sforzo σ il
limite del rapporto tra la forza ∆F e la superficie ∆S sulla quale viene esercitata quando la
superficie stessa tende a zero, ovvero
∆F
.
∆S→0 ∆S
σ = lim
Siccome lo sforzo è una densità superficiale di forza, le sue unità di misura sono N/m2 = Pa.
1
2
CAPITOLO 1. INTRODUZIONE AI FLUIDI
ˆ è il versore normale uscente dalla superficie, allora la
Sempre riferendoci alla figura 1.1, se n
forza può essere scomposta in una componente normale alla superficie ∆Fn ed una tangenziale
(parallela) ad essa ∆Ft :
∆F = ∆Fn + ∆Ft ,
dove ∆Ft giace nel piano individuato dai vettori ∆F e n
ˆ ed è perpendicolare a ∆Fn . Si osservi
che ∆Fn è la proiezione di ∆F sul versore normale n
ˆ , mentre ∆Ft è il vettore che sommato a
∆Fn deve ridare ∆F, ossia
∆Fn = (∆F · n
ˆ )ˆ
n,
∆Ft = ∆F − ∆Fn .
Dalla definizione di sforzo, segue che lo sforzo normale σ n e lo sforzo tangenziale σ t sono
rispettivamente definiti come
σ n = lim
∆S→0
∆Fn
,
∆S
σ t = lim
∆S→0
∆Ft
.
∆S
Grazie alla definizione di sforzo normale e tangenziale possiamo dare ora una definizione più
rigorosa di fluido. Per fluido intendiamo una sostanza in grado di deformarsi in modo continuo
ed indefinitamente quando viene sottoposta ad uno sforzo tangenziale esterno. In altre parole,
in condizioni di quiete, un fluido può opporsi solo a sforzi normali, mentre se sottoposto a sforzi
tangenziali si mette necessariamente in moto. Lo sforzo normale, in condizioni statiche, viene
detto pressione. Si osservi che questa definizione è di tipo fenomenologico, in quanto prescinde
dalla struttura intima del materiale e considera solo la sua risposta ad azioni esterne.
1.2
1.2.1
Ipotesi del continuo e proprietà fisiche dei fluidi
La densità
Preso un volumetto di fluido ∆V , si definisce densità e si indica con la lettera greca ρ il rapporto
tra la massa ∆m di materia in esso contenuto ed il volume stesso ∆V ,
ρ=
∆m
.
∆V
Le unità di misura sono kg/m3 . Si potrebbe pensare di ottenere una misura puntuale sempre
più precisa della densità prendendo un volume molto piccolo di fluido (∆V → 0). Al contrario,
se le dimensioni di ∆V sono dell’ordine del libero cammino medio delle molecole (per l’aria
λaria ≈ 10−7 m, per l’acqua λaria ≈ 10−9 m), all’interno del volumetto potrebbe esserci un
numero di molecole variabile nel tempo in modo casuale che causerebbe una densità casuale,
o addirittura potrebbe non esserci alcuna molecola, il che comporterebbe densità nulla, come
schematizzato in figura 1.2. Al fine di evitare questo problema, supponiamo di guardare il fluido
su una scala spaziale maggiore di quella del libero cammino medio in modo tale da considerare
la densità una funzione continua dello spazio e del tempo. Questa viene comunemente detta
ipotesi del continuo. Si osservi che il libero cammino medio λ varia al variare della pressione, in
particolare per un gas esso aumenta al diminuire della pressione (si pensi ai gas rarefatti). Un
parametro adimensionale che misura la bontà dell’ipotesi del continuo è il numero di Knudsen
definito come
λ
Kn = ,
L
essendo L una dimensione caratteristica del problema in esame (la dimensione del lato del
volumetto nel caso della densità). Affiché sia valida l’ipotesi del continuo deve essere Kn << 1.
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
1.2. IPOTESI DEL CONTINUO E PROPRIETÀ FISICHE DEI FLUIDI
ρ
3
Variazioni dovute alle
fluttuazioni molecolari
Variazioni dovute alla
distribuzione spaziale
Valore ‘locale’ nel limite del continuo
ε3
∆V
Figura 1.2: Densità ρ in funzione del volumetto infinitesimo ∆V . Variazioni di ρ si
possono osservare sia a causa della distribuzione spaziale di densità (che varia da punto
a punto) per ∆V > ǫ3 , sia a causa del moto casuale delle molecole di fluido per ∆V → 0.
Il valore corretto di densità locale si ha per ∆V ≈ ǫ3
Se indichiamo con ǫ la lunghezza del lato di un volumetto di fluido sufficientemente piccolo in
modo che al suo interno la densità sia uniforme, ma sufficientemente grande rispetto al libero
cammino medio delle molecole, una definizione più rigorosa della densità puntuale di un fluido
è
λ
∆m
con
<< 1 e ǫ → 0.
ρ = lim
3
ǫ
∆V →ǫ ∆V
1.2.2
La viscosità
Un’altra caratteristica dei fluidi è la loro viscosità dinamica, comunemente indicata con la lettera
greca µ e avente come unità di misura N·s/m2 (oppure kg/(m·s)). Molto grossolanamente può
essere pensata come una misura della difficoltà incontrata da “strati di fluido” nello “scorrere”
l’uno rispetto all’altro. Intuitivamente, questo è collegabile allo scambio di quantità di moto tra
strati di fluido dovuto all’agitazione termica, pertanto la viscosità è una misura della diffusione
di quantità di moto a livello molecolare. A conferma di questa idea intuitiva, sperimentalmente
si osserva proprio che la viscosità dei gas aumenta all’umentare della temperatura a seguito,
evidentemente, dell’aumento di scambio di quantità di moto dovuto all’aumentata agitazione
termica. Nei liquidi, invece, si osserva l’opposto in quanto all’aumentare della temperatura i
legami tra le molecole diventano più “labili” e quindi strati di fluidi possono “scivolare” più
agevolmente l’uno rispetto all’altro. L’effetto della pressione sulla viscosità è molto marginale
e, per questo, può essere tranquillamente trascurato.
Anziché utilizzare la viscosità dinamica, in fluidodinamica si usa spesso la viscosità cinematica, indicata con la lettera greca ν e definita come
ν=
µ
.
ρ
Le sue unità di misura sono m2 /s. Siccome nella definizione di ν compare la densità ρ, la
viscosità cinematica dipende sia dalla temperatura che dalla pressione (l’effetto di quest’ultima
è più marcato per i gas).
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
4
CAPITOLO 1. INTRODUZIONE AI FLUIDI
1.2.3
La tensione superficiale
Un’altra caratteristica dei fluidi, esclusiva di quelli che si presentano sotto forma di liquidi, è
la tensione superficiale. Essa gioca un ruolo fondamentale nel caso di superfici libere come per
esempio all’interfaccia tra un liquido e l’aria, oppure nella formazione di bolle e menischi, o
nei fenomeni di capillarità. Viene comunemente indicata con la lettera greca σ, le sue unità di
misura sono N/m, e può essere interpretata come la manifestazione macroscopica delle forze tra
le molecole che cambiano in presenza di due fluidi diversi non miscibili (tipicamente un liquido
e un gas). La tensione superficiale sarà, nel seguito di questo corso, trascurata.
1.2.4
Alcuni valori per i fluidi più comuni
Le proprietà fisiche dei fluidi sono riassunte in tabella 1.1, mentre in tabella 1.2 sono riportati
i loro valori misurati (a 20◦ C) per alcuni fluidi tra i più comuni.
Simbolo
ρ
µ
ν
σ
descrizione
densità
viscosità dinamica
viscosità cinematica
tensione superficiale
unità di misura
kg/m3
N·s/m2 (oppure kg/(m·s))
m2 /s
N/m
Tabella 1.1: Riassunto delle proprietà fisiche di un fluido
Fluido
Aria
Acqua
Olio d’oliva
Mercurio
Glicerina
Etanolo
ρ [kg/m3 ]
1.205
997.3
920
13600
1261
789
µ [N·s/m2 ]
1.79 × 10−5
1.001 × 10−3
0.084
1.552 × 10−3
1.495
1.201 × 10−3
ν[m2 /s]
1.486 × 10−5
1.004 × 10−6
9.13 × 10−5
1.141 × 10−7
1.19 × 10−3
1.521 × 10−6
σ [N/m]
6∃
0.0728
0.0320
0.465
0.0631
0.0223
Tabella 1.2: Caratteristiche fisiche dei fluidi più comuni a 20◦ C.
1.3
Fluido, flusso, corrente
In Inglese le parole flow e flux indicano due concetti diversi ma vengono entrambe tradotte in
Italiano con la parola flusso. Per evitare confusione distingueremo tra fluido, flusso e corrente
nel modo seguente.
• Fluido. Un fluido è una sostanza in grado di deformarsi in modo continuo ed indefinitamente quando viene sottoposta ad uno sforzo tangenziale esterno, ovvero incapace di
sopportare uno sforzo di taglio in condizioni statiche (si veda la sezione 1.1).
• Flusso. Il flusso di un vettore v attraverso una superficie S è lo scalare
Z
v·n
ˆ dS,
ΦS (v) =
S
essendo l’integrale esteso a tutta la superficie S e n
ˆ il versore localmente uscente da essa.
Si osservi che, a seguito del teorema della divergenza (si veda la sezione B.1.1, pagina 153),
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
1.4. ALCUNE CONSIDERAZIONI CINEMATICHE
5
dalla definizione di flusso e sotto opportune ipotesi di regolarità sia di S che di v, segue
Z
Z
∇ · v dV,
v·n
ˆ dS =
ΦS (v) =
S
V
essendo S ≡ ∂V (la superficie S è la frontiera del volume V ) e ∇·v la divergenza di v. Tale
teorema è detto anche teorema di Green o teorema di Gauss o teorema di Ostrogradsky.
• Corrente. Una corrente è un particolare campo di moto di un particolare fluido univocamente definito dalla terna (ρ, u, p) essendo
– ρ = ρ(r, t) la funzione scalare (R3 × R → R) che descrive il campo di densità in
funzione della posizione r = (x1 , x2 , x3 ) e del tempo t
– u = u(r, t) la funzione vettoriale (R3 × R → R3 ) che descrive il campo di velocità in
funzione della posizione e del tempo
– p = p(r, t) la funzione scalare (R3 × R → R) che descrive il campo di pressione in
funzione della posizione e del tempo.
Assumiamo che tutti i campi siano sufficientemente regolari (lisci).
1.4
Alcune considerazioni cinematiche
Data una corrente caratterizzata da un campo scalare di pressione p e da un campo vettoriale
di velocità u, entrambi funzioni dello spazio e del tempo, il moto del fluido può essere descritto
utilizzando due approcci diversi:
(a) Lagrangiano: muovendosi, allo scorrere del tempo, solidali con una particella di fluido 1
che si trovava nella posizione r0 al tempo iniziale t = 0;
(b) Euleriano: rimanendo fissi in una certa posizione r del campo di moto e descrivendo la
densità e la velocità al trascorrere del tempo t.
Per la descrizione del campo di moto è utile introdurre i concetti di linea di corrente, traiettoria
e linea di fumo.
• Definiamo linea di corrente una linea ξ = ξ(σ) tangente in ogni suo punto al vettore
velocità u = u(r, t), dove σ è la variabile scelta per la parametrizzazione della curva.
Matematicamente la linea di corrente passante per il punto r0 quando σ = 0 si determina
risolvendo il problema differenziale ordinario

 dξ(σ)
= u(ξ(σ), t)
dσ
 ξ(0)
= r0 .
Si osservi la soluzione di questo problema è unica se |u| =
6 0 ∧ |u| < ∞, mentre può
accadere che infinite linee di corrente passino per i punti in cui |u| = 0 (punto di ristagno)
oppure per i punti in cui |u| → ∞.
1
Per particella di fluido intendiamo un “ammasso” di fluido costituito da un numero molto elevato di molecole
ma infinitesimo dal punto di vista macroscopico, al punto che tutte le molecole che costituiscono la particella di
fluido hanno la stessa velocità, pressione e densità.
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
6
CAPITOLO 1. INTRODUZIONE AI FLUIDI
• Definiamo traiettoria di una “particella di fluido” passante per il punto r0 al tempo t = 0
l’insieme dei punti R occupati dalla stessa “particella di fluido” nei successivi istanti di
tempo t. Matematicamente la traiettoria del punto materiale che si trova nella posizione
r0 al tempo t = 0 si determina risolvendo il problema differenziale ordinario

 dR(t)
= u(R, t)
dt
 R(0)
= r0 .
Si osservi che le traiettorie di particelle che passano dallo stesso punto r0 in tempi diversi
(t1 6= t2 6= t3 . . . ) sono diverse. Al contrario, se il campo di velocità non dipende dal
tempo, allora le traiettorie delle particelle che passano in istanti diversi dallo stesso punto
r0 coincidono tra loro e coincidono anche con le linee di corrente.
• Definiamo linea di fumo la linea che, al tempo t, congiunge tutti i punti occupati dalle
particelle che sono passate dal punto re detto punto di emissione, negli istanti precedenti.
Questa definizione, apparentemente complicata, trova spiegazione nelle visualizzazioni con
fumo ottenute sperimentalmente nelle quali una foto istantanea ritrae tutte le particelle
di fluido che sono passate, in istanti precedenti, dal punto di emissione re . Nel caso in cui
il campo di velocità non dipenda dal tempo, linee di corrente, traiettorie e linee di fumo
coincidono.
1.5
Forze e sforzi nei fluidi
Dato un volume finito di fluido V , di forma arbitraria, consideriamo sulla sua superficie esterna
S un elemento infinitesimo di superficie ∆S, di normale esterna n
ˆ , che costituisce una delle
quattro facce del tetraedro di volume infinitesimo ∆V avente le altre tre facce perpendicolari
ai tre assi coordinati e passanti dal punto O, come mostrato in figura 1.3. In generale, questo
(a)
∆S
(b)
e3
e3
C
C
σ
S
∆S
^
n
∆S 1
∆ S2
O
e2
A
g
O
∆ S3
B
e1
σ1
σ2
B
e2
A
e1
σ3
Figura 1.3: Elemento di fluido di forma tetraedrica soggetto ad un campo di forze di
volume g e ad una forza superficiale ∆F distribuita sulla superficie infinitesima ∆S di
normale uscente n
ˆ
volumetto infinitesimo è soggetto a due tipi di forze:
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
1.5. FORZE E SFORZI NEI FLUIDI
7
• forze di volume, che indichiamo con ∆F∆V ;
• forze di superficie, che indichiamo con ∆F∆S .
Le forze di volume sono quelle che agiscono all’interno del volume infinitesimo, tipicamente
a seguito di un’azione a distanza, come il peso e forze di tipo elettromagnetico. Se g indica
la densità di forza per unità di massa, la forza di volume totale ∆F∆V agente sul volume
infinitesimo è
∆F∆V = ρg∆V.
Le forze di superficie sono dette anche forze di contatto in quanto implicano uno scambio di
quantità di moto a livello molecolare attraverso le superfici del volumetto. Se questo volumetto
è soggetto ad una forza ∆F agente sulla superficie infinitesima ∆S di normale uscente n
ˆ (si
osservi che questa è una delle forze di superficie a cui è soggetto il volumetto, le altre sono
le forze di superficie ∆F1 , ∆F2 e ∆F3 sulle tre facce del tetraedro perpendicolari agli assi
coordinati e1 , e2 e e3 ), indichiamo con σ = ∆F/∆S lo sforzo corrispondente. Tale sforzo ha
la stessa direzione e lo stesso verso del vettore ∆F che, in generale, non è parallelo al versore
normale n
ˆ (figura 1.3 (a)). Si osservi che, in generale, la forza ∆F e lo sforzo σ dipendono sia
dall’orientazione della normale alla superficie n
ˆ , sia dalla posizione r in cui viene applicata la
forza, sia dal tempo t:
∆F(ˆ
n, r, t) = σ(ˆ
n, r, t)∆S.
La convenzione scelta prevede che lo sforzo σ sia il rapporto tra la forza esercitata dal fluido
esterno al tetraedro sul fluido interno al tetraedro e la superficie ∆S in modo che la componente
normale dello sforzo σ n sia di trazione. Per il terzo principio della dinamica, la forza esercitata
dal fluido interno al tetraedro sull’esterno in corrispondenza della faccia ∆S di normale uscente
−ˆ
n è uguale ed opposta a ∆F(ˆ
n, r, t):
∆F(−ˆ
n, r, t) = −∆F(ˆ
n, r, t) ⇐⇒ σ(−ˆ
n, r, t)∆S = −σ(ˆ
n, r, t)∆S,
pertanto lo sforzo è una funzione dispari di n
ˆ,
σ(−ˆ
n, r, t) = −σ(ˆ
n, r, t).
(1.1)
Tralasciamo, per ora, la dipendenza dello sforzo dal tempo. Per quanto riguarda la dipendenza
dalla posizione, siccome il tetraedro è infinitesimo, supponiamo che σ non dipenda sensibilmente dalla posizione sulla superficie laterale quanto piuttosto dalla particolare giacitura n
ˆ
che caratterizza la superficie ∆S. Siccome il tetraedro è stato scelto in modo che le tre facce
diverse da ∆S siano parallele ai piani formati dal sistema di riferimento locale cartesiano e ortogonale (e1 , e2 , e3 ), se indichiamo con ∆Sj , j = 1, 2, 3, l’estensione della superficie della faccia
del tetraedro che giàce sul piano perpendicolare al versore ej , allora la normale uscente dalla
faccia ∆Sj è il versore opposto a ej e lo sforzo agente sulla faccia ∆Sj è σ j (−ej ). Si osservi
che l’estensione della superficie ∆Sj è il modulo del vettore superficie orientata ∆Sj ottenuta
proiettando la superficie orientata ∆S lungo la direzione −ej , ossia
∆Sj = |∆Sj | = |−ej (∆S · (−ej ))| = |ej (∆sˆ
n · ej )| = ∆S|ej ||ˆ
n · ej | = nj ∆S.
Se con ∆F∆S indichiamo la somma di tutte le forze di superficie agenti sul tetraedro, ossia la
somma tra la forza ∆F agente sulla faccia di normale esterna n
ˆ e le forze ∆Fj agenti sulle facce
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
8
CAPITOLO 1. INTRODUZIONE AI FLUIDI
aventi come normali esterne i versori −ej , allora si ha:
∆F∆S
= ∆F +
3
X
∆Fj
j=1
= σ(ˆ
n)∆S +
3
X
σ j (−ej )∆Sj
j=1
3
X
= σ(ˆ
n)∆S −
σ j (ej )nj ∆S
j=1


3
X
= σ(ˆ
σ j (ej )nj  ∆S.
n) −
j=1
Si osservi che ∆F∆S è la sommatoria vettoriale delle forze di superficie agenti sul tetraedro,
ed è diversa da ∆F che è, invece, la forza agente sulla sola superficie orientata ∆S = ∆Sˆ
n.
Introducendo la notazione di Einstein sugli indici ripetuti (ogni volta che in una espressione
compaiono indici ripetuti, va effettuata una somma su di essi fino al loro esaurimento, per i
dettagli si veda la sezione A.3), si può scrivere semplicemente
∆F∆S = [σ(ˆ
n) − σ j (ej )nj ] ∆S.
Come noto dal secondo principio della dinamica, detto anche teorema della quantità di moto,
la somma delle forze agenti su un sistema uguaglia la variazione della quantità di moto del
sistema nel tempo. Pertanto, se ∆p = ρu∆V indica la quantità di moto del volumetto in
considerazione, si ha
d∆p
= ∆F∆S + ∆F∆V
dt
⇒
d
(ρu∆V ) = [σ(ˆ
n) − σ j (ej )nj ] ∆S + ρg∆V.
dt
Siccome stiamo considerando il volumetto di fluido nel limite ∆V → 0, ∆V è un infinitesimo
di ordine superiore rispetto a ∆S 2 e, pertanto, la relazione precedente diventa semplicemente
[σ(ˆ
n) − σ j (ej )nj ] ∆S = 0.
Inoltre, poiché tale relazione deve essere vera per qualsiasi superficie infinitesima ∆S, si ha
σ(ˆ
n) = σ j (ej )nj , ossia
σ(ˆ
n) = σ 1 (e1 )n1 + σ 2 (e2 )n2 + σ 3 (e3 )n3 .
(1.2)
Questo risultato è detto anche Teorema del tetraedro di Cauchy e stabilisce che lo sforzo agente
in un punto su una generica giacitura individuata dalla normale n
ˆ = (n1 , n2 , n3 ) è una funzione
lineare e omogenea degli sfozi agenti nel punto stesso su tre superfici elementari passanti per
il medesimo punto, le cui normali ej , j = 1, 2, 3, siano linearmente indipendenti. I coefficienti
della combinazione lineare sono le componenti del versore normale n
ˆ . Pertanto, se si conoscono
gli sforzi agenti su tre superfici aventi normali linearmente indipendenti (ossia mutuamente
perpendicolari) passanti per il medesimo punto è possibile ottenere lo sforzo σ su una superficie
elementare di generica normale n
ˆ passante per quel punto. Per rendere la notazione più snella,
2
Se ∆ℓ indica una dimensione lineare caratteristica del volumetto ∆V , allora nel limite ∆ℓ → 0 si ha
3
∆V ∼ ∆ℓ3 e ∆S ∼ ∆ℓ2 , pertanto ∆V ∼ ∆S 2 è infinitesimo di ordine superiore rispetto a ∆S.
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
1.5. FORZE E SFORZI NEI FLUIDI
9
da qui in avanti tralasceremo di scrivere la dipendenza dello sforzo dalla giacitura della superficie
alla quale è riferito.
Se per il vettore σ e per ciascun vettore σ j vengono esplicitate le tre componenti




σ1
σ1j
σ =  σ2  ,
σ j =  σ2j  ,
σ3
σ3j
allora dalla relazione (1.2) si ha

 
 
 
 

σ1
σ11 n1
σ12 n2
σ13 n3
σ11 n1 + σ12 n2 + σ13 n3
 σ2  =  σ21 n1  +  σ22 n2  +  σ23 n3  =  σ21 n1 + σ22 n2 + σ23 n3  ,
σ3
σ33 n1
σ32 n2
σ33 n3
σ33 n1 + σ32 n2 + σ33 n3
che è equivalente al prodotto matrice-vettore

 


σ1
σ11 σ12 σ13
n1
 σ2  =  σ21 σ22 σ23   n2 
σ3
σ33 σ32 σ33
n3
⇐⇒
σi = σij nj .
Si osservi che σij è un tensore doppio (una matrice) e che la componente della forza lungo ei è
immediatamente deducibile dalla relazione precedente
∆Fi = (σ∆S)i = σij nj ∆S.
Pertanto, in σij il primo indice i indica la direzione lungo la quale agisce la forza, mentre il
secondo indice j indica l’orientazione della superficie sulla quale essa agisce.
La relazione 1.2 è stata ricavata dal secondo principio della dinamica, detto anche teorema
della quantità di moto. Ricaviamo ora una caratteristica fondamentale del tensore σij , che è
la simmetria. Per farlo ricorriamo al teorema del momento angolare secondo cui la somma dei
momenti applicati ad un sistema è pari alla variazione del momento angolare (o momento della
quantità di moto) del sistema nel tempo. Pertanto, se dL = r×(ρu) dV indica il momento della
quantità di moto infinitesima associata al volumetto ∆V (ossia il momento angolare) rispetto
al vertice O del tetraedro (si veda la figura 1.3), per cui r è il raggio vettore spiccato da O
al punto in cui viene valutata la variabile di integrazione nel volumetto ∆V , il teorema del
momento angolare assicura che
d∆L
= ∆M∆S + ∆M∆V ,
dt
dove ∆M∆S è il momento delle forze di superificie e ∆M∆V il momento delle forze di volume.
Esplicitando si ha
Z
Z
Z
d
r × (ρg) dV,
r × (ρu) dV =
r × σ dS +
dt
∆Stot
∆V
∆V
essendo Stot la superficie totale del tetraedro che racchiude il volume ∆V (Stot = ∆S + ∆S1 +
∆S2 + ∆S3 ). Come osservato in precedenza, il sistema di riferimento è centrato nel vertice O
1
del tetraedro (si veda la figura 1.3) per cui r è dell’ordine di ∆V 3 . La i-esima componente del
primo integale a secondo membro può essere riscritta come
Z
Z
Z
Z
∂xj σkl
dV,
εijk
εijk xj σk dS =
εijk xj σkl nl dS =
r × σ dS =
∂xl
∆Stot
∆Stot
∆V
∆Stot
i
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
10
CAPITOLO 1. INTRODUZIONE AI FLUIDI
dove nell’ultimo passaggio si è fatto uso del teorema della divergenza. Sviluppando la derivata
rispetto a xl si ha
Z
Z
Z
∂xj σkl
∂xj
∂σkl
∂σkl
εijk
εijk
dV =
σkl + xj
εijk σkj + xj
dV =
dV,
∂xl
∂xl
∂xl
∂xl
∆V
∆V
∆V
pertanto il teorema del momento angolare diventa
Z
Z
Z
Z
∂σkl
d
εijk xj
r × (ρg) dV.
εijk σkj dV + ei
dV +
r × (ρu) dV = ei
dt
∂xl
∆V
∆V
∆V
∆V
Analizzando gli ordini di grandezza si scopre che il primo integrale del secondo membro è
4
dell’ordine di ∆V , mentre tutti gli altri sono dell’ordine di ∆V 3 (si ricodi che r = xi ei è
1
dell’ordine di ∆V 3 ) e quindi infinitesimi di ordine superiore e trascurabili rispetto a ∆V .
Pertanto, nel limite ∆V → 0, l’equazione si riduce a
Z
εijk σkj dV = 0
ei
∆V
che equivale a
e1
Z
ε1jk σkj dV + e2
∆V
Z
ε2jk σkj dV + e3
∆V
Z
ε3jk σkj dV = 0.
∆V
Si osservi che il termine di cui si chiede l’annullamento è un vettore dato dalla somma di
vettori diretti rispettivamente lungo i versori della base canonica che sono direzioni linearmente
indipendenti. Pertanto affinché la loro somma sia nulla, deve essere nulla ciascuna componente,
ovvero ciascuna integranda, il che implica
ε1jk σkj = ε2jk σkj = ε3jk σkj = 0
ossia
εijk σkj = 0,
i = 1, 2, 3.
Ricordando che εijk = 0 se due dei tre indici sono uguali, che ε123 = ε231 = ε312 = 1 e che
ε321 = ε213 = ε132 = −1, per le 3 componenti si ha
i = 1 : ε1jk σkj = 0 ⇐⇒ ε123 σ32 + ε132 σ23 = 0 ⇐⇒ σ32 − σ23 = 0
i = 2 : ε2jk σkj = 0 ⇐⇒ ε231 σ13 + ε213 σ31 = 0 ⇐⇒ σ13 − σ31 = 0
i = 3 : ε3jk σkj = 0 ⇐⇒ ε312 σ21 + ε321 σ12 = 0 ⇐⇒ σ21 − σ12 = 0
⇒
⇒
⇒
σ32 = σ23
σ13 = σ31
σ21 = σ12 .
Pertanto il tensore degli sforzi è simmetrico, ovvero
σij = σji ,
e le sue componenti indipendenti sono solo 6.
Per quanto detto alla fine della sezione 1.1, se i = j si parla di sforzo normale, mentre se
i 6= j si parla di sforzo tangenziale o sforzo di taglio. Si osservi che gli sforzi normali sono
responsabili della variazione di volume di un elemento di fluido a parità di forma, mentre gli
sforzi tangenziali sono responsabili della deformazione (variazione di forma) di un elemento di
fluido.
In condizioni statiche, siccome il fluido è sempre in uno stato di compressione e non ci sono
sforzi di tangenziali, si ha
σij = −pδij ,
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
1.6. LA RELAZIONE COSTITUTIVA PER FLUIDI NEWTONIANI ISOTROPI
11
essendo p la pressione statica (o pressione termodinamica) e δij il simbolo di Kronecker.
Nel caso di fluidi in moto, il tensore σij diventa
σij = −pδij + dij ,
dove dij è legato, tramite la viscosità, ai gradienti di velocità. La reologia si occupa di stabilire
questo legame.
1.6
La relazione costitutiva per fluidi newtoniani isotropi
Nella meccanica dei continui deformabili, le relazioni costitutive (dette anche equazioni costitutive, leggi costitutive o legami costitutivi) sono relazioni matematiche che caratterizzano il
comportamento macroscopico dei materiali costituenti un corpo continuo. Nel caso di un fluido,
esse stabiliscono il legame tra il tensore degli sforzi σij e le velocità di deformazione (o gradienti di velocità). È chiaro che le relazioni costitutive sono la vera parte di modellazione delle
equazioni della dinamica dei fluidi, in quanto cambiando il modello (cioè il legame tra sforzi e
velocità di deformazione) cambiano le equazioni di governo. Il modello più semplice di fluido
è quello di fluido newtoniano, per il quale il tensore dij dipende linearmente dai gradienti di
velocità:
∂uk
,
dij = Aijkl
∂xl
dove Aijkl è un tensore di ordine 4 costituito da 81 costanti. Il tensore dij deve dipendere
solo dalle derivate prime del campo di velocità e non dal campo di velocità u a causa del fatto
che lo sforzo deve essere invariante al variare del sistema di riferimento (tralasciamo qui la
dimostrazione). Intuitivamente, si può pensare che nel fluido si ingenerino degli sforzi a seguito
dello “scorrimento” di strati di fluido gli uni sugli altri, il che significa che la velocità del fluido
varia da strato a strato, ovvero che esiste un gradiente di velocità. Viceversa, velocità uniforme
significherebbe un moto rigido, che intuitivamente non comporta degli sforzi all’interno del
fluido stesso. Tentiamo di capire come potrebbe essere semplificato il tensore Aijkl in modo da
evitare di introdurre tante costanti.
In assenza di comportamenti particolari del fluido lungo direzioni preferenziali, possiamo
assumere che il fluido sia isotropo, ossia che le sue caratteristiche, in particolare i gradienti di
velocità, non dipendano dall’orientazione. Il tensore isotropo di base è il tensore di Kronecker
e tutti i tensori isotropi di ordine pari si possono ottenere come somme di prodotti di tensori
di Kronecker. Introducendo i coefficienti scalari µ, µ1 e µ2 si ha che il generico tensore Aijkl di
ordine (o rango) quattro può essere espresso nella forma
Aijkl = µδik δjl + µ1 δil δjk + µ2 δij δkl .
Siccome il tensore degli sforzi σij è simmetrico (come dimostrato nella sezione 1.5), allora anche
il tensore dij = Aijkl ∂uk /∂xl deve esserlo e bisogna richiedere, come minimo, che Aijkl sia
simmetrico rispetto agli indici i e j:
Aijkl = Ajikl
⇒
µδik δjl + µ1 δil δjk + µ2 δij δkl = µδjk δil + µ1 δjl δik + µ2 δji δkl .
Cerchiamo ora le condizioni sotto le quali tale relazione è sempre vera. Se i = j ∧ k = l i termini
moltiplicati per µ2 risultano non nulli e si ha
µδjl δjl + µ1 δjl δjl + µ2 δjj δll = µδjl δjl + µ1 δjl δjl + µ2 δjj δll ,
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
12
CAPITOLO 1. INTRODUZIONE AI FLUIDI
ossia
2
2
2
2
µδjl
+ µ1 δjl
+ µ2 = µδjl
+ µ1 δjl
+ µ2
⇐⇒
2
2
(µ + µ1 )δjl
+ µ2 = (µ + µ1 )δjl
+ µ2 ,
che è sempre vera per ogni coppia di indici (j, l). Al contrario, se i 6= j ∨ k 6= l allora la
simmetria Aijkl = Ajikl implica
µδik δjl + µ1 δil δjk = µδjk δil + µ1 δjl δik ,
che riscritta dà
δil δjk (µ1 − µ) = δjl δik (µ1 − µ),
che è vera per ogni combinazione degli indici se e solo se µ1 = µ. Il tensore di ordine 4 diventa
quindi
Aijkl = µδik δjl + µδil δjk + µ2 δij δkl .
Si osservi che scambiando gli indici k e l l’espressione del tensore non cambia, che equivale a
dire che il tensore Aijkl risulta simmetrico anche rispetto agli indici k e l, ovvero
Aijkl = Ajilk .
Il fatto il tensore Aijkl sia simmetrico rispetto ad agli indici (i, j) e (k, l) e che il tensore
dij = Aijkl ∂uk /∂xl lo sia rispetto agli indici (i, j) implica che il prodotto tra Aijkl e l’eventuale
parte antisimmetrica di ∂uk /∂xl debba essere nullo, altrimenti darebbe origine ad una parte
antisimmetrica di dij , che non può esserci in quando dij è simmetrico. Il tensore doppio ∂uk /∂xl
può, infatti, essere scomposto in due parti, una simmetrica Skl e l’altra antisimmetrica ξkl ,
1 ∂uk
1 ∂uk
1 ∂ul
1 ∂ul
1 ∂uk
∂ul
∂ul
1 ∂uk
∂uk
=
+
+
−
=
+
−
+
= Skl + ξkl .
∂xl
2 ∂xl
2 ∂xl
2 ∂xk
2 ∂xk
2 ∂xl
∂xk
2 ∂xl
∂xk
Siccome la simmetria si Aijkl rispetto agli indici (i, j) e (k, l) impone Aijkl ξkl = 0 (altrimenti
dij non sarebbe simmetrico), si ha
∂uk
∂uk
1
∂ul
dij = Aijkl
= Aijkl (Skl +ξkl ) = Aijkl Skl +0 = (µδik δjl +µδil δjk +µ2 δij δkl )
+
.
∂xl
2
∂xl
∂xk
Ragionando su come debbano essere gli indici k ed l rispetto a i e j affinché vi siano dei termini
non nulli, si osserva che δik δjl 6= 0 ⇐⇒ (k = i ∧ l = j), δil δjk 6= 0 ⇐⇒ (l = i ∧ k = j) e che
δkl 6= 0 ⇐⇒ k = l = s. Eseguendo la sommatoria sugli indici ripetuti (k, l) si ha quindi
∂uj
∂uj
∂uj
1
∂us ∂us
∂ui
∂ui
∂ui
1
1
∂us
dij = µ
+
+
+
+
δij .
+ µ
+ µ2 δij
=µ
+µ2
2
∂xj
∂xi
2
∂xi
∂xj
2
∂xs ∂xs
∂xj
∂xi
∂xs
Pertanto, l’ipotesi di isotropia ed il fatto che dij debba essere simmetrico hanno portato alla
semplice relazione
∂uj
∂us
∂ui
+ µ2
+
δij ,
dij = µ
∂xj
∂xi
∂xs
dove i coefficienti µ e µ2 variano da fluido a fluido, sono funzioni della temperatura, e vanno
determinati sperimentalmente utilizzando correnti semplici. In realtà µ è la viscosità dinamica
ed è sempre positiva, mentre µ2 prende il nome di secondo coefficiente di viscosità. Le due
viscosità possono essere riassunte nella viscosità di volume µv così definita
2
µv = µ2 + µ.
3
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
1.6. LA RELAZIONE COSTITUTIVA PER FLUIDI NEWTONIANI ISOTROPI
13
La viscosità di volume è identicamente nulla per gas perfetti monoatomici, mentre per gas
poliatomici e liquidi è comunque molto piccola. L’ipotesi di Stokes assume µv = 0, che non è
2
quindi molto lontano dalla realtà, da cui µ2 = − µ; pertanto
3
∂uj
2 ∂us
∂ui
(1.3)
+
−
δij .
dij = µ
∂xj
∂xi
3 ∂xs
Questa espressione di dij fu derivata, tramite considerazioni analoghe a quelle fatte qui, da
Saint-Venant nel 1843 e da Stokes nel 1845. Essa era stata ricavata anche da Navier nel 1822
e da Poisson nel 1829 sfruttando considerazioni di tipo microscopico basate sull’attrito interno
al fluido.
Per la determinazione di µ, si osservi che nel caso di una corrente bidimensionale (cioè una
corrente nella quale u3 ≡ 0 e ∂ · /∂x3 ≡ 0) e parallela (u2 ≡ 0 e ∂ · /∂x1 ≡ 0), si ha
d12 = d21 = µ
∂u1
,
∂x2
pertanto µ è ricavabile sperimentalmente dal rapporto tra lo sforzo applicato d12 = d21 (ovvero
la forza per unità di superficie) e il gradiente di velocità ∂u1 /∂x2 ottenuto.
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
14
CAPITOLO 1. INTRODUZIONE AI FLUIDI
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
Capitolo 2
Le equazioni di governo
2.1
Volume di controllo fisso o in moto con il fluido
Le equazioni di governo, note come equazioni di Navier-Stokes, non sono altro che la riscrittura
di princìpi di conservazione di cui si richiede il soddifacimento all’interno di un certo volume,
(a)
(b)
Figura 2.1: Volume di controllo fisso (sinistra), volume materiale in movimento assieme
al fluido (destra)
che può essere analizzato secondo due approcci diversi (si veda la figura 2.1).
(a) Euleriano: il volume in esame viene indicato con V e prende il nome di volume di controllo
perché è fisso nello spazio e quindi le molecole di fluido al suo interno cambiano nel tempo;
il sistema costituito dal solo volume di controllo è aperto in quanto consente lo scambio
sia di massa che di enegia con il resto del fluido.
(b) Lagrangiano: il volume in esame viene indicato con Vt e prende il nome di volume materiale
perché si muove con il fluido e quindi le molecole di fluido al suo interno sono sempre le
stesse; il sistema costituito dal solo volume materiale è chiuso in quanto non scambia
massa ma solo energia con il resto del fluido.
In ogni caso, supponiamo che nello spazio tridimensionale R3 siano definiti, in ogni punto
r = (x1 , x2 , x3 ) ed ad ogni istante di tempo t, un campo di velocità u(r, t) ed una densità di
massa per unità di volume ρ(r, t).
2.2
Conservazione della massa in un volume fisso V
Concentriamoci su un volume fisso V , non dipendente dal tempo, come mostrato in figura 2.1 (sinistra). Se MV (t) è la massa di fluido contenuta nel volume V al tempo t, allora l’eventuale
aumento o diminuzione di massa ∆MV = MV (t + ∆t) − MV (t) dopo un intervallo di tempo
15
16
CAPITOLO 2. LE EQUAZIONI DI GOVERNO
∆t è dovuto alla massa rispettivamente entrante o uscente dal volume di controllo. Con riferimento alla figura 2.2, calcoliamo la massa uscente nell’intevallo di tempo ∆t da un pezzettino
u
^
n
∆s
dS
Figura 2.2: Volume ∆V spazzato dalle molecole usenti dall’elemento infinitesimo di
superficie dS nell’intervallo di tempo ∆t tra t e t + ∆t.
infinitesimo dS della superficie S che fa da contorno al volume di controllo V . Se n
ˆ denota il
versore normale uscente da dS, allora la massa che attraversa tale superficie infinitesima è
∆m = −ρ∆V,
dove ∆V è il volume spazzato dalle molecole uscenti da dS e il segno negativo a destra è dovuto
al fatto che se le molecole escono da dS allora la massa all’interno del volume V diminuisce.
Se ∆s è lo spazio percorso perpendicolarmente alla superficie e verso l’esterno dalle molecole di
fluido che si muovono con velocità u, allora ∆s = u · n
ˆ ∆t ed il volume spazzato dalle molecole
uscenti è
∆V = dS∆s = dSu · n
ˆ ∆t.
La variazione di massa attraverso la superficie infinitesima dS durante l’intervallo di tempo ∆t
è quindi
∆m
ρ∆V
ρ dSu · n
ˆ ∆t
=−
=−
= −ρu · n
ˆ dS,
∆t
∆t
∆t
da cui, integrando su tutta la superificie S, si ha
Z
MV (t + ∆t) − MV (t)
∆MV
ˆ (r) dS,
=
= − ρ(r, t)u(r, t) · n
∆t
∆t
S
dove n
ˆ (r) è il versore normale uscente dalla superficie nel punto r, e u(r, t) è la velocità del
fluido nel punto r, at tempo t. Si osservi che l’integrale di superficie a destra è il flusso di massa
uscente dalla superficie S, ossia il flusso del vettore ρu,
Z
ρ(r, t)u(r, t) · n
ˆ (r) dS,
(2.1)
ΦS (ρu, t) =
S
e quindi il bilancio di massa durante l’intevallo ∆t è semplicemente
∆MV
= −ΦS (ρu, t).
∆t
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
2.3. CONSERVAZIONE DELLA MASSA IN UN VOLUME VT IN MOTO CON IL FLUIDO17
Questo equivale a dire che l’aumento di massa all’interno del volume è pari al flusso di massa
entrante nel volume attraverso la sua frontiera.
Passando al limite per ∆t → 0, l’espressione precedente diventa
dMV (t)
= −ΦS (ρu, t),
dt
dove
MV (t) =
da cui
dMV (t)
=−
dt
Z
S
Z
(2.2)
ρ(r, t) dV,
V
ρ(r, t)u(r, t) · n
ˆ (r) dS.
Siccome l’integrale di sinistra è esteso al volume e la derivata è calcolata rispetto al tempo,
l’ordine dei due operatori può essere invertito ottenendo
Z
Z
dMV (t)
∂ρ(r, t)
d
ρ(r, t) dV =
=
dV.
(2.3)
dt
dt V
∂t
V
Si osservi il passaggio dalla derivata totale alla derivata parziale in quanto MV = MV (t), mentre
ρ = ρ(r, t).
Utilizzando il teorema della divergenza (per i dettagli si veda l’appendice B.1.1), se la
superficie S è la frontiera del volume V (S = ∂V ), sotto opportune ipotesi di regolarità sia
di S che di u, il flusso di massa entrante può essere espresso come l’integrale di volume della
divergenza:
Z
Z
∇ · (ρ(r, t)u(r, t)) dV.
ˆ (r) dS = −
−ΦS (ρu, t) = − ρ(r, t)u(r, t) · n
S
V
Pertanto, la legge di conservazione (2.2) diventa
Z
Z
∂ρ(r, t)
∇ · (ρ(r, t)u(r, t)) dV
dV = −
∂t
V
V
ovvero, allegerendo la notazione e portando tutto sotto un unico integrale,
Z ∂ρ
+ ∇ · (ρu) dV = 0.
∂t
V
Siccome questa equazione deve essere vera per qualsiasi V (piccolo a piacere), si conclude che
per ogni punto dello spazio R3 dove sono definiti il campo di velocità u(r, t) e la densità ρ(r, t)
deve essere
∂ρ
+ ∇ · (ρu) = 0,
∂t
nota come equazione di continuità o di conservazione della massa.
2.3
Conservazione della massa in un volume Vt in moto con il
fluido
Si può arrivare all’equazione di continuità anche considerando un volume materiale Vt , variabile
nel tempo (il pedice t indica proprio la dipendenza dal tempo), che possa cambiare sia di forma
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
18
CAPITOLO 2. LE EQUAZIONI DI GOVERNO
che di volume e racchiuso da una superficie chiusa St = ∂Vt , anch’essa variabile nel tempo,
tale che tutti i punti della superficie e tutti i punti interni ad essa (ovvero tutti i punti del
volume Vt ) si muovano assieme al fluido, come in figura 2.1 (destra). Siccome ogni punto della
superficie ha la stessa velocità del campo di moto esterno, la velocità relativa tra la superficie e
il fluido è nulla e quindi non c’è trasporto di massa attraverso St . Il sistema è chiuso e la massa
contenuta all’interno del volume variabile nel tempo deve conservarsi:
Z
d
dMVt
=0 ⇒
ρ(r, t) dV = 0.
dt
dt Vt
A causa della dipendenza di Vt dal tempo, anche l’integrale di volume su Vt dipende dal tempo
e quindi bisogna fare molta attenzione nel calcolare la derivata dMVt / dt.
Nel caso semplice di funzioni reali di variabile reale, la derivata rispetto al tempo dell’integrale con estremi variabili si riduce, per il teorema di Leibniz (si veda la sezione B.3 a pagina 156
per la dimostrazione) a
d
dt
Z
b(t)
f (x, t) dx =
Z
b(t)
a(t)
a(t)
∂f (x, t)
dx + f (b(t), t)vb (t) − f (a(t), t)va (t).
∂t
Si osservi che il termine f (b(t), t)vb (t) − f (a(t), t)va (t) è semplicemente il flusso netto di f
uscente dal dominio It = [a(t); b(t)]. Il teorema di Leibniz può essere generalizzato a integrali
su volumi variabili nel tempo di grandezze scalari (per la dimostrazione si veda la sezione B.4.1
a pagina 159):
d
dt
Z
Vt
f (r, t) dV =
Z
Vt
∂f (r, t)
dV +
∂t
Z
St
f (r|S , t)v(r|S , t) · n
ˆ (r|S ) dS,
dove r|S è la posizione ristretta alla superficie di frontiera St = ∂Vt e v(r|S , t) è la velocità
con la quale si muove la frontiera St . Se ogni punto della superficie che racchiude Vt si muove
alla velocità v(r|S , t) pari alla velocità della corrente u(r|S , t) in r|S al tempo t, i.e. v(r|S , t) =
u(r|S , t), grazie al teorema della divergenza, si ottiene (tutti i passaggi sono descritti nella
sezione B.4.1).
Z
Z ∂f
d
+ ∇ · (f u) dV,
f (r, t) dV =
dt Vt
Vt ∂t
noto anche come teorema del trasporto di Reynolds.
Dalla conservazione della massa in un volume variabile nel tempo
Z
d
ρ(r, t) dV = 0
dt Vt
segue, quindi,
Z Vt
∂ρ
+ ∇ · (ρu) dV = 0,
∂t
ma siccome quest’ultima equazione deve essere vera per qualsiasi Vt (piccolo a piacere), allora
deve essere
∂ρ
+ ∇ · (ρu) = 0,
∂t
ormai nota come equazione di continuità (o di conservazione della massa).
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
2.4. DAI PRINCÌPI DI CONSERVAZIONE ALLE EQUAZIONI DI NAVIER-STOKES
2.4
19
Dai princìpi di conservazione alle equazioni di Navier-Stokes
Consideriamo un volume materiale Vt variabile nel tempo e racchiuso da una superficie St = ∂Vt
tale che ogni punto di essa ed ogni punto interno ad essa si muova alla stessa velocità del campo
di moto esterno. Come visto nel caso dell’equazione di continuità, il flusso attraverso la superficie
St è nullo in quanto la velocità relativa tra il campo di moto esterno e la superficie stessa è nulla
in ogni punto di St . Pertanto il volume Vt è un sistema chiuso, nel senso che la massa al suo
interno non varia, però ci possono essere delle forze esterne che agiscono sul sistema e ci può
essere passaggio di energia (calore e/o lavoro delle forze esterne) attraverso la superficie St . Le
tre leggi fondamentali che devono essere necessariamente verificate sono:
1. conservazione della massa: M = cost
⇒
dM
= 0,
dt
2. secondo principio della dinamica (II legge di Newton):
dp
= F,
dt
3. primo principio della termodinamica (conservazione dell’energia):
6 dQ 6 dW
dE
=
−
,
dt
dt
dt
dove M è la massa totale del sistema espressa in kilogrammi [kg] e contenuta nel volume materiale Vt al tempo t, p è la quantità di moto del sistema espressa in kilogrammi per metri al
secondo [kg m/s], F è la risultante delle forze esterne agenti sul sistema misurata in Newton [N],
E è l’energia totale del sistema in moto espressa in Joule [J], Q è il calore fornito al sistema
espresso in Joule [J] e W è il lavoro compiuto dal sistema, anch’esso espresso in Joule [J]. Il
simbolo 6 d indica un differenziale inesatto, ovvero una forma differenziale che integrata lungo
un cammino chiuso non dà necessariamente zero (tipicamente il lavoro della forza di attrito).
Si osservi che il primo principio della termodinamica è stato scritto per unità di tempo, quindi
le grandezze in gioco sono delle potenze e le unità di misura sono W, mentre la versione comunemente nota parla di calore e lavoro, le cui unità di misura sono J. Inoltre nella forma qui
introdotta compare E, l’energia totale del sistema, mentre il primo principio parla di energia
interna e recita che il calore fornito al sistema viene in parte trasformato in lavoro e in parte
in aumento di energia interna, ossia
6 dQ = 6 dW + dU,
(2.4)
dove U è l’energia interna, ovvero l’insieme di tutte le forme di energia microscopiche possedute
dal sistema. Tipicamente, per un gas mediamente in quite e contenuto in un recipiente chiuso,
l’energia interna è essenzialmente energia di agitazione termica. Il primo principio nella forma
comune (2.4) si riferisce ad un sistema mediamente in quiete; nel caso di un sistema costituito
da un fluido in moto, l’energia interna al sistema stesso include in modo ineluttabile anche
l’energia cinetica K dovuta al moto medio (non nullo) della massa di fluido. Si parla, quindi,
di energia totale E = U + K. Per esempio, se consideriamo un pallone pieno d’aria e fermo,
le molecole di gas al suo interno si muovono a seguito dell’agitazione termica, dipendetemente
dalla temperatura dell’aria in esso contenuta, ma il gas è mediamente in quiete. Se il pallone
viene calciato, le molecole di gas al suo interno continuano ad avere lo stesso moto di agitazione
termica rispetto al baricentro del pallone che avevano prima del calcio, ma il baricentro del
pallone ora possiede una velocità non nulla che conferisce al gas all’interno del pallone un’energia
cinetica macroscopica K diversa da zero.
Se indichiamo con ρ la densità del fluido, con u la sua velocità, con e la densità di energia
interna per unità di massa e con etot la densità di energia totale per unità di massa, somma
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
20
CAPITOLO 2. LE EQUAZIONI DI GOVERNO
delle densità (per unità di massa) di energia interna e ed energia cinetica,
etot = e +
|u|2
,
2
allora richiedere che i suddetti tre princìpi siano verificati per il fluido in esame porta a scrivere
Z
Z ∂ρ
d
+ ∇ · (ρu) dV = 0,
ρ dV =
1.
dt Vt
Vt ∂t
Z
Z d
∂ρu
2.
+ ∇ · (ρu ⊗ u) dV = F,
ρu dV =
dt Vt
∂t
Vt
Z
Z ∂ρetot
6 dQ 6 dW
d
+ ∇ · (ρetot u) dV =
−
.
ρetot dV =
3.
dt Vt
∂t
dt
dt
Vt
La conservazione della massa è già stata ampiamente descritta nella sezione 2.3. Di seguito verranno descritti nel dettaglio la seconda legge di Newton ed il primo principio della
Termodinamica per un fluido in moto.
2.4.1
La seconda legge di Newton
Per quanto riguarda la seconda legge di Newton, la sommatoria delle forze F agenti sul volume
materiale è dovuta sia alle forze di volume sia alle forze risultanti dall’integrale degli sforzi sulla
superficie S. Se consideriamo la i-esima componente di F, si ha
Z
Z
Fi =
ρgi dV +
σij nj dS,
Vt
St
dove gi è la forza di volume per unità di massa (quindi un’accelerazione) nella direzione xi e σij
il tensore degli sforzi. Facendo uso del teorema della divergenza (B.1), l’integrale degli sforzi
sulla superficie St può essere riscritto come integrale sul volume Vt
Z
Z
∂σij
dV,
σij nj dS =
St
Vt ∂xj
per cui Fi diventa
Fi =
Z
ρgi dV +
Vt
Z
Vt
∂σij
dV.
∂xj
Come visto, i fluidi in condizioni statiche sono in grado di opporsi solo a sforzi normali, solitamente di compressione, di pari intensità nelle tre direzioni, e chiamati pressione: σij = −pδij ,
il segno negativo è dovuto all’azione di compressione sul fluido. Al contrario, in condizioni
dinamiche esiste un contributo al tensore degli sforzi che chiamiamo dij :
σij = −pδij + dij .
Ricordando che per un fluido newtoniano
∂uj
∂ui
2 ∂us
dij = µ
+
−
δij ,
∂xj
∂xi
3 ∂xs
si ha
σij = −pδij + µ
∂uj
2 ∂us
∂ui
+
−
δij ,
∂xj
∂xi
3 ∂xs
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
(2.5)
(2.6)
2.4. DAI PRINCÌPI DI CONSERVAZIONE ALLE EQUAZIONI DI NAVIER-STOKES
21
da cui
Fi =
Z
Vt
ρgi dV +
Z
Vt
∂
∂xj
∂uj
2 ∂us
∂ui
+
−
δij
dV
−pδij + µ
∂xj
∂xi
3 ∂xs
(2.7)
Z ∂uj
∂p
∂
2 ∂us
∂ui
+ ρgi dV.
µ
−
+
+
−
δij
=
∂xi ∂xj
∂xj
∂xi
3 ∂xs
Vt
In conclusione, la seconda legge di Newton espressa per componenti diventa
Z Z ∂uj
∂p
∂ρui ∂ρui uj
∂
2 ∂us
∂ui
−
+ ρgi dV,
dV =
µ
+
+
+
−
δij
∂t
∂xj
∂xi ∂xj
∂xj
∂xi
3 ∂xs
Vt
Vt
ma siccome questa uguaglianza deve essere verificata in ogni volume Vt , segue
∂uj
∂ρui ∂ρui uj
∂p
∂
2 ∂us
∂ui
+ ρgi .
µ
+
=−
+
+
−
δij
∂t
∂xj
∂xi ∂xj
∂xj
∂xi
3 ∂xs
2.4.2
Il primo principio della termodinamica
Per un ripasso sulla termodinamica e sulla trasmissione del calore si veda l’appendice C. Si
osservi che, per definire lo stato di un sistema termodinamico, è necessario che esso sia in
condizioni di equilibrio termodinamico, il che significa che le variabili termodinamiche che lo
caratterizzano (tipicamente pressione, volume e temperatura) sono ben definite e non variano
nel tempo. Nei sistemi non in equilibrio le variabili termodinamiche non sono in genere definibili:
per esempio ad un gas in equilibrio in un recipiente possiamo assegnare come volume quello
del recipiente che lo contiene, ma non ha senso parlare del volume del gas che sta uscendo
da una bombola. Affinché un sistema sia in equilibrio termodinamico devono essere verificate
contemporaneamente queste quattro condizioni:
• equilibrio meccanico: c’è equilibrio tra tutte le forze applicate (la somma vettoriale delle
forze applicate al sistema è nulla) e tutti i momenti applicati (la loro somma è nulla);
• equilibrio termico: non ci sono flussi di calore, la temperatura è costante nel tempo ed è
la stessa in ogni punto del sistema;
• equilibrio chimico: non avvengono reazioni chimiche o fenomeni di diffusione, la composizione chimica è costante nel tempo ed è la stessa in ogni punto del sistema;
• equilibrio nucleare: non avvengono fissioni, cioè reazioni nucleari in cui atomi sono divisi
in frammenti in un processo che libera energia, o fusioni nucleari, dove vi è l’unione di
due nuclei leggeri per formare un nucleo più pesante.
Evidentemente, un fluido in moto e nel quale avvengono scambi di calore non può essere in
equilibrio termodinamico globale in quanto le variabili termodinamiche cambiano sia nello spazio, sia nel tempo. Definiamo un sistema in equilibrio termodinamico globale se le variabili
termodinamiche non cambiano né nel tempo né nello spazio (sono costanti). Tuttavia, per un
fluido in moto si può pensare che nell’intorno di un punto le variabili termodinamiche varino di
poco, sia nel tempo che nello spazio. In pratica, su piccola scala, si può assumere che il fluido
sia in equilibrio termodinamico locale. Questo significa che le variabili termodinamiche possono
variare nel tempo e nello spazio, ma lo fanno molto lentamente.
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
22
CAPITOLO 2. LE EQUAZIONI DI GOVERNO
Sotto questa fondamentale ipotesi di equilibrio termodinamico locale, procediamo calcolando
dapprima la potenza termica trasmessa per conduzione dall’ambiente esterno al fluido. La legge
di Fourier assicura che, localmente, la potenza termica per unità di superficie è
q˙ = −κ∇T,
per cui il flusso di calore entrante nel sistema attraverso la sua superficie di frontiera St , ovvero
la potenza termica entrante, è il flusso di q˙ attraverso St
Z
Z
Z
Z
6 dQ
∂T
q˙ · (−ˆ
n) dS =
(−κ∇T ) · (−ˆ
n) dS =
=
nj dS,
κ∇T · n
ˆ dS =
κ
dt
St
St
St
St ∂xj
essendo n
ˆ la normale uscente dalla superficie (si osservi la presenza del versore −ˆ
n in quanto
viene valutato il flusso di calore entrante nel sistema). Utilizzando l’ormai noto teorema della
divergenza si ha
Z
Z
∂
∂T
∂T
6 dQ
=
nj dS =
κ
κ
dV.
dt
∂xj
St ∂xj
Vt ∂xj
Per quanto riguarda la potenza delle forze agenti sul volume materiale Vt , basta ricordare che
la potenza meccanica è il prodotto scalare tra la forza agente e la velocità di spostamento
Z
Z
6 dW
=−
ρgi ui dV −
σij nj ui dS,
dt
Vt
St
dove il segno negativo ‘−’ deriva dal fatto che il lavoro è subìto dal sistema in quanto è compiuto
dalle forze esterne agenti su di esso. Sfruttando ancora il teorema della divergenza in forma
tensoriale si può riscrivere l’integrale di superficie come integrale di volume
Z
Z
∂σij ui
dV,
σij nj ui dS =
St
Vt ∂xj
da cui, ricordando la relazione (2.6),
Z ∂σij ui
6 dW
= −
+ ρgi ui dV
dt
∂xj
Vt
= −
=
Z Vt
Z Vt
∂
∂xj
∂uj
2 ∂us
∂ui
+ ρgi ui dV
ui −pδij + µ
+
−
δij
∂xj
∂xi
3 ∂xs
∂puj
∂
−
∂xj
∂xj
∂uj
2 ∂us
∂ui
− ρgi ui dV.
ui µ
+
−
δij
∂xj
∂xi
3 ∂xs
In conclusione, il primo principio della Termodinamica per un fluido in moto scritto in forma
tensoriale diventa
Z Z
∂ρetot ∂ρetot uj
∂T
∂
+
dV =
κ
dV−
∂t
∂xj
∂xj
Vt
Vt ∂xj
Z Vt
∂puj
∂
−
∂xj
∂xj
∂uj
2 ∂us
∂ui
− ρgi ui dV
+
−
δij
ui µ
∂xj
∂xi
3 ∂xs
Z ∂puj
∂
∂T
−
=
+
κ
+
∂xj
∂xj
∂xj
Vt
∂
∂xj
ui µ
∂uj
2 ∂us
∂ui
+
−
δij
∂xj
∂xi
3 ∂xs
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
+ ρgi ui dV.
2.5. LE EQUAZIONI DI NAVIER-STOKES COMPLETE
23
Siccome l’uguaglianza deve essere verificata per qualsiasi Vt , allora deve essere
∂puj
∂uj
∂
∂T
∂
2 ∂us
∂ui
∂ρetot ∂ρetot uj
+ ui ρgi .
+
=−
+
κ
+
ui µ
+
−
δij
∂t
∂xj
∂xj
∂xj
∂xj
∂xj
∂xj
∂xi
3 ∂xs
2.5
Le equazioni di Navier-Stokes complete
Per arrivare a scrivere le equazioni precedenti partendo dalla conservazione della massa, dalla
seconda legge di Newton e dal primo principio della Termodinamica, abbiamo richiesto che il
fluido soddisfacesse diverse ipotesi, di seguito riassunte:
• il fluido è un continuo (sezione 1.2), ossia non lo si guarda come un insieme di singole
molecole sulla scala del libero cammino medio λ ma su una scala spaziale L molto più
grande in modo che il numero di Knudsen sia Kn = λ/L << 1 (λ ≈ 10−7 m per l’aria);
• il fluido è isotropo (sezione 1.6), cioè le sue proprietà fisiche non dipendono dalla particolare direzione spaziale;
• il fluido è Newtoniano (sezione 1.6), ovvero il tensore degli sforzi dipende linearmente dal
tensore dai gradienti di velocità attraverso la viscosità µ, in generale µ = µ(T, p);
• per il fluido vale l’ipotesi di Stokes (sezione 1.6) che assume un legame tra il secondo
coefficiente di viscosità µ2 e la viscosità, µ2 = − 32 µ, quindi in generale µ2 = µ2 (T, p);
• il fluido è localmente in equilibrio termodinamico (sezione 2.4.2), il che significa che le
variabili termodinamiche variano sia nel tempo che nello spazio, ma di poco;
• la trasmissione del calore nel fluido (sezione 2.4.2) avviene solo per conduzione secondo la
legge di Fourier, in generale κ = κ(T, p), mentre l’effetto dell’irraggiamento è trascurato.
Le equazioni precedentemente ricavate prendono il nome di equazioni di Navier-Stokes e, per
come sono state qui introdotte, non sono altro che una (quasi banale) riscrittura di tre princìpi
fondamentali della fisica:
∂ρ ∂ρuj
+
=0
(2.8)
∂t
∂xj
∂uj
∂p
∂
2 ∂us
∂ui
∂ρui ∂ρui uj
+
=−
+
+
−
δij
µ
+ ρgi
(2.9)
∂t
∂xj
∂xi ∂xj
∂xj
∂xi
3 ∂xs
∂puj
∂uj
∂ρetot ∂ρetot uj
∂
2 ∂us
∂ui
∂T
∂
+ ui ρgi ,
+
=−
+
+
−
δij
κ
+
ui µ
∂t
∂xj
∂xj
∂xj
∂xj
∂xj
∂xj
∂xi
3 ∂xs
(2.10)
Si osservi che, siccome
|u|2
,
etot = e +
2
al posto della densità di energia totale per unità di massa etot si può considerare semplicemente
l’energia interna per unità di massa e.
Il sistema è composto da cinque equazioni:
• una equazione di conservazione della massa (2.8),
• tre equazioni, una per ogni direzione, che esprimono la seconda legge di Newton (2.9),
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
24
CAPITOLO 2. LE EQUAZIONI DI GOVERNO
• una equazione che esprime il primo principio della termodinamica (2.10),
ma le incognite sono, apparentemente, sette:
• ρ, la densità del fluido,
• u1 , u2 , u3 , le tre componenti della velocità del fluido nelle direzioni x1 , x2 , x3 ,
• p, la pressione del fluido,
• e, l’energia interna per unità di massa del fluido,
• T , la temperatura del fluido.
Il problema sembrerebbe malposto ma non lo è in quanto vanno aggiunte sia l’equazione di
stato F (ρ, p, T ) = 0, che lega le tre variabili di stato densità, pressione e temperatura, sia
la dipendenza dell’energia interna e dallo stato termodinamico del sistema. Pertanto, se si
esprime lo stato termodinamico del sistema tramite pressione e temperatura (due variabili
termodinamiche) si ha, in generale,
ρ = ρ(T, p)
e
e = e(T, p),
(2.11)
che riducono le variabili termodinamiche ρ, p, T, e da quattro a due. Le equazioni (2.8), (2.9)
e (2.10), completate dalle opportune relazioni termodinamiche (2.11), costituiscono quindi un
sistema di equazioni differenziali alle derivate parziali non lineari avente lo stesso numero di
equazioni ed incognite. Si ricordi che µ = µ(T, p) e κ = κ(T, p) sono funzioni note della
temperatura e della pressione (in realtà non dipendono quasi per nulla dalla pressione).
2.6
Condizioni iniziali e al contorno
Il sistema completo delle equazioni di Navier-Stokes è (molto) non lineare. Una sua caratteristica peculiare è quella di costituire un sistema ibrido iperbolico/parabolico. Infatti la prima
equazione per la conservazione della massa è iperbolica mentre le equazioni del bilancio della
quantità di moto e di conservazione dell’energia sono di natura parabolica. Si dice allora che
le equazioni di Navier-Stokes comprimibili costituiscono un sistema parabolico incompleto. Il
carattere di incompletezza è dovuto all’assenza di un termine di tipo laplaciano nell’equazione
di conservazione della massa, ma non significa affatto che le equazioni richiedano di essere modificate o completate per potere condurre a un problema matematicamente ben posto. Questa
asimmetria delle equazioni della dinamica dei fluidi è forse l’aspetto più specifico di questo sistema di equazioni. Esso ha delle conseguenze di natura fondamentale sulla teoria matematica
delle equazioni di Navier-Stokes comprimibili. Ad esempio, se consideriamo un problema in una
regione completamente delimitata da pareti solide, le condizioni al contorno del problema di una
corrente comprimibile viscosa in tale caso comprenderanno la specificazione della velocità e, ad
esempio, della temperatura su tutto il contorno ma non esisterà alcuna condizione al contorno
per la variabile densità.
In generale, per le condizioni iniziali è richiesto un campo dato almeno per ogni variabile
che evolve nel tempo (tipicamente ρ, u, e)
ρ(r, 0) = ρ0 (r),
u(r, 0) = u0 (r),
e(r, 0) = e0 (r),
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
2.7. LA DERIVATA SOSTANZIALE
25
mentre per le condizioni al contorno è necessario che sia soddisfatta almeno la no-slip condition
che prevede la perfetta adesione del fluido a superfici solide. Se indichiamo con S = ∂V tali
superfici, la condizione diventa
u(r, t)|S = b(rS , t).
Chiaramente, il dato iniziale u0 (r) e quello al contorno b(rS , t) non possono essere incompatibili.
Il problema delle condizioni al contorno per le equazioni di Navier-Stokes è una materia
piuttosto complessa e non esiste, se non per situazioni molto schematiche e semplificate, una
dimostrazione matematica di esistenza ed unicità della soluzione. Tuttavia, per domini chiusi,
si può affermare che in tutti i casi di interesse pratico le condizioni al contorno sono quattro
e non cinque, come ci si potrebbe immaginare. Quando il contorno è una parete solida, tre di
queste sono la no-slip condition, mentre l’altra è una condizione sulla temperatura o sul flusso
di calore alla parete. Per i problemi esterni occorre assegnare anche una condizione all’infinito,
che nella maggior parte dei casi consiste nel richiedere che velocità, pressione e temperatura
assumano un valore costante e noto (quello della corrente all’infinito).
Nel caso particolare di problema non viscoso il sistema si abbassa di ordine. Nel caso
subsonico bisogna assegnare una sola condizione su di un intero contorno chiuso, più altre tre
(due se non si considera l’equazione dell’energia) sulla sola parte del contorno dove il fluido è
entrante.
2.7
La derivata sostanziale
Consideriamo un campo scalare f (r, t), funzione dello spazio e del tempo (per esempio la temperatura). Se si vuole seguire la variazione di f nel tempo a r fissato, ossia dal punto di vista
Euleriano, basta la derivata parziale
∂f (r, t)
.
∂t
Se invece si vuole seguire la variazione di f muovendosi lungo la traiettoria descritta da una
ipotetica particella che cambia la propria posizione nel tempo secondo la legge oraria r = r(t),
ossia dal punto di vista Lagrangiano, allora è necessario considerare la derivata totale in quanto
f (r(t), t) è una funzione solo del tempo:
d
f (r(t), t) =
dt
d
f (x1 (t), x2 (t), x3 (t), t)
dt
=
∂f dx1
∂f dx2
∂f dx3 ∂f
+
+
+
∂x1 dt
∂x2 dt
∂x3 dt
∂t
=
∂f
+ v · ∇f
∂t
=
∂f
∂f
+ vj
,
∂t
∂xj
dr(t)
la velocità con la quale la particella si muove. Se la particella si muove
essendo v(t) =
dt
assieme al fluido, e la velocità di quest’ultimo è u, allora anche la particella si muove con velocità
v = u e la derivata totale dal punto di vista Lagrangiano diventa
∂f
Df
=
+ u · ∇f.
Dt
∂t
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
26
CAPITOLO 2. LE EQUAZIONI DI GOVERNO
D
L’operatore
prende il nome di derivata sostanziale (oppure materiale, o anche Lagrangiana)
Dt
di f rispetto al tempo t. Essa non è altro che la variazione della grandezza scalare f lungo le
linee di corrente che, per definizione, sono istantaneamente tangenti al campo di velocità u. Si
osservi che la derivata sostanziale:
(a) sott’intende sempre un campo di velocità u(r, t) senza il quale l’operatore stesso perde di
significato,
(b) non è una vera e propria derivata, in quanto le derivate sono solo ordinarie o parziali, però
se α, β, f, g sono tutti campi scalari funzioni dello spazio e del tempo, e se α(r, t) df (r, t) =
Dg
Df
(r, t) = β(r, t) (r, t).
β(r, t) dg(r, t), allora vale la relazione α(r, t)
Dt
Dt
Dimostriamo un’identità notevole che coinvolge l’integrale di volume della derivata sostanziale. Siano ρ(r, t) e u(r, t) due campi di densità e velocità che soddisfano l’equazione di
continuità. Moltiplicando quest’ultima per un generico campo scalare f (r, t) si ha
∂ρ
+ ∇ · (ρu) = 0
∂t
⇒
f
∂ρ
+ f ∇ · (ρu) = 0,
∂t
ma
f
∂f ρ
∂f
∂f ρ
Df
∂ρ
+ f ∇ · (ρu) =
−ρ
+ ∇ · (f ρu) − ρu · ∇f =
+ ∇ · (f ρu) − ρ
,
∂t
∂t
∂t
∂t
Dt
per cui
f
ossia
∂ρ
+ f ∇ · (ρu) = 0
∂t
⇒
∂f ρ
Df
+ ∇ · (f ρu) − ρ
= 0,
∂t
Dt
∂f ρ
∂f ρ ∂f ρuj
Df
+ ∇ · (f ρu) =
+
=ρ
.
∂t
∂t
∂xj
Dt
(2.12)
Questa uguaglianza, assieme al teorema del trasporto di Reynolds applicato allo scalare f ρ
Z
Z ∂f ρ
d
f ρ dV =
+ ∇ · (f ρu) dV,
dt Vt
∂t
Vt
porta all’uguaglianza notevole
d
dt
2.8
Z
Vt
f ρ dV =
Z
ρ
Vt
Df
dV.
Dt
Forma conservativa e forma convettiva
Le equazioni (2.8), (2.9) e (2.10) sono scritte in forma conservativa in quanto stabiliscono
che la somma tra l’aumento nel tempo di una grandezza e la sua divergenza (legata al flusso
uscente della grandezza stessa) deve o essere nulla o essere uguale ad un certo termine di destra.
Tuttavia, le equazioni di governo possono essere riscritte in forma convettiva utilizzando la
derivata sostanziale, da cui il particolare significato di “variazione di una grandezza seguendo il
fluido”. Sviluppando le derivate nell’equazione di continuità (2.8)
∂uj
∂ρ
∂ρ
+ uj
+ρ
= 0,
∂t
∂xj
∂xj
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
2.9. FORME ALTERNATIVE PER L’EQUAZIONE DELL’ENERGIA
27
e sfruttando la definizione di derivata sostanziale appena introdotta, l’equazione di continuità
si riscrive in forma convettiva come
∂uj
Dρ
= −ρ
.
(2.13)
Dt
∂xj
Per l’equazione della quantità di moto (2.9) basta sfruttare l’uguaglianza (2.12) e sostituire in
quest’ultima f ρ = ρui ottenendo l’equazione di quantità di moto in forma convettiva:
∂uj
Dui
∂p
∂
2 ∂us
∂ui
ρ
=−
+
+
−
δij
µ
+ ρgi .
(2.14)
Dt
∂xi ∂xj
∂xj
∂xi
3 ∂xs
Infine, l’equazione dell’energia (2.10), sfruttando ancora l’uguaglianza (2.12) e sostituendo f ρ =
ρetot , si ottiene l’equazione dell’energia in forma convettiva:
∂puj
∂uj
∂
∂T
∂
2 ∂us
Detot
∂ui
+ uj ρgj . (2.15)
=−
+
κ
+
ui µ
+
−
δij
ρ
Dt
∂xj
∂xj
∂xj
∂xj
∂xj
∂xi
3 ∂xs
2.9
Forme alternative per l’equazione dell’energia
2.9.1
Equazione dell’energia interna
L’equazione dell’energia si trova spesso scritta, invece che per la variabile etot , per la variabile
e, ovvero per la densità (per unità di massa) di energia interna. Al fine di ricavare l’equazione
per e si osservi che etot può essere riscritta come
3
etot
X u2j
uj uj
|u|2
=e+
=e+
=e+
,
2
2
2
j=1
e che, grazie all’equazione di continuità (2.8), vale l’uguaglianza
∂ρ ∂ρuj
ϕ
=0
∀ϕ = ϕ(r, t).
+
∂t
∂xj
Se indichiamo con dkj il tensore degli sforzi viscosi
∂uj
∂uk
2 ∂us
dkj = µ
+
−
δkj ,
∂xj
∂xk
3 ∂xs
l’equazione della quantità di moto in forma convettiva (2.14) può essere rielaborata nelle seguenti
forme tra loro equivalenti (dove vale la notazione di Einstein per le somme sull’indice j)
Duk
Dt
∂uk
∂uk
+ ρuj
ρ
∂t
∂xj
∂uk
∂uk
+ ρuj uk
ρuk
∂t
∂xj
u2k
u2
∂ 2
∂ 2k
ρ
+ ρuj
∂t
∂xj
u2k
u2k
2
∂ 2
∂ 2
uk ∂ρ ∂ρuj
+ ρuj
+
+
ρ
∂t
∂xj
2 ∂t
∂xj
u2k
u2
∂ρ 2
∂ρ 2k uj
+
∂t
∂xj
ρ
∂dkj
∂p
+ ρgk
+
∂xk
∂xj
∂dkj
∂p
= −
+
+ ρgk
∂xk
∂xj
∂dkj
∂p
= −uk
+ uk ρgk
+ uk
∂xk
∂xj
= −
k = 1, 2, 3
k = 1, 2, 3
k = 1, 2, 3
= −uk
∂dkj
∂p
+ uk
+ uk ρgk
∂xk
∂xj
k = 1, 2, 3
= −uk
∂dkj
∂p
+ uk ρgk
+ uk
∂xk
∂xj
k = 1, 2, 3
= −uk
∂dkj
∂p
+ uk ρgk
+ uk
∂xk
∂xj
k = 1, 2, 3.
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
28
CAPITOLO 2. LE EQUAZIONI DI GOVERNO
Sommando le tre equazioni per k = 1, 2, 3 e sfruttando la notazione di Einstein, si ottiene
un’unica equazione
∂ρ
uk uk
uk uk
∂ρ
uj
∂dkj
∂p
2 +
2
= −uk
+ uk ρgk ,
+ uk
∂t
∂xj
∂xk
∂xj
dove gli indici sui quali estendere le sommatorie sono sia j che k, che quindi sono entrambi
2
indici muti e possono essere sostituiti da un qualsiasi altro indice. Ricordando che uk2uk = |u|2 ,
l’equazione precedente può essere riarrangiata come
2
2
∂ρ |u|2 uj
∂ρ |u|2
∂dkj
∂p
+
= −uj
+ uk
+ uj ρgj ,
∂t
∂xj
∂xj
∂xj
(2.16)
2
che è semplicemente la forma conservativa dell’equazione dell’energia cinetica ρ |u|2 . Riscriviamo
ora l’equazione dell’energia (2.10) per etot come
2
2
∂ρ e + |u|2
∂ρ e + |u|2 uj
∂uk dkj
∂puj
∂
∂T
+
=−
+
κ
+
+ uj ρgj ,
∂t
∂xj
∂xj
∂xj
∂xj
∂xj
e sottraiamo da quest’ultima l’equazione (2.16). Dopo aver sviluppato le derivate rispetto a xj ,
si ottiene l’equazione di bilancio la per sola energia interna e
∂uj
∂ρe ∂ρeuj
∂
∂T
∂uk
+
= −p
+
κ
+ dkj
.
∂t
∂xj
∂xj
∂xj
∂xj
∂xj
Si noti che, in questa forma, non compare l’effetto delle forze di volume gj . Questo è consistente
con il fatto che le forze di volume possono far variare esclusivamente l’energia cinetica del fluido
e non quella interna (che dipende, invece, dalla termodinamica). Riespandendo il termine dkj ,
l’equazione per esteso risulta essere
∂uj
∂uj
∂ρe ∂ρeuj
∂T
∂
2 ∂us
∂uk
∂uk
κ
+µ
+
= −p
+
+
−
δkj
,
(2.17)
∂t
∂xj
∂xj
∂xj
∂xj
∂xj
∂xk
3 ∂xs
∂xj
ovvero, in forma convettiva
ρ
2.9.2
∂uj
De
∂
= −p
+
Dt
∂xj
∂xj
κ
∂T
∂xj
+µ
∂uj
2 ∂us
∂uk
+
δkj
−
∂xj
∂xk
3 ∂xs
∂uk
.
∂xj
(2.18)
Equazione dell’entropia
Dalla Termodinamica (si veda l’equazione (C.6) in appendice C) è noto che
T ds = de + p dv,
dove s è la densità di entropia per unità di massa (s = S/m) e v = 1/ρ è il volume specifico (il
volume per unità di massa, l’inverso della densità). Passando alla densità si ottiene
p
1
= de − 2 dρ,
T ds = de + p d
ρ
ρ
da cui, passando dai differenziali alle derivate sostanziali e moltiplicando per la densità,
T
Ds
De
p Dρ
=
−
Dt
Dt ρ2 Dt
⇒
ρT
Ds
De p Dρ
=ρ
−
.
Dt
Dt ρ Dt
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
2.9. FORME ALTERNATIVE PER L’EQUAZIONE DELL’ENERGIA
29
De
Si osservi che il termine ρ
si ottiene immediatamente dall’equazione (2.18), mentre per
Dt
p Dρ
moltiplichiamo l’equazione di continuità in forma convettiva (2.13)
riscrivere il termine
ρ Dt
per p/ρ ottenendo l’uguaglianza
∂uj
p Dρ
= −p
.
ρ Dt
∂xj
In conclusione si ha
De p Dρ
∂
ρ
−
=
Dt ρ Dt
∂xj
∂uj
∂T
∂uk
2 ∂us
∂uk
κ
+µ
+
δkj
,
−
∂xj
∂xj
∂xk
3 ∂xs
∂xj
da cui si ottiene l’equazione per l’entropia
∂uj
∂
2 ∂us
∂uk
∂uk
∂T
Ds
=
+
δkj
.
−
κ
+µ
ρT
Dt
∂xj
∂xj
∂xj
∂xk
3 ∂xs
∂xj
2.9.3
(2.19)
Equazione dell’entalpia
Dalla Termodinamica (si veda l’equazione (C.7) in appendice C) è noto che
dh = T ds + v dp,
dove h è la densità di entalpia per unità di massa (h = H/m) e v = 1/ρ è il volume specifico.
Passando alla densità si ottiene
1
dh = T ds + dp,
ρ
da cui
Dh
Ds 1 Dp
=T
+
Dt
Dt ρ Dt
⇒
ρ
Dh
Ds Dp
= ρT
+
.
Dt
Dt
Dt
Dp
Sommando
a entrambi i membri dell’equazione (2.19) si ha immediatamente l’equazione
Dt
per l’entalpia
∂uj
Dp
∂
Dh
2 ∂us
∂uk
∂uk
∂T
=
+
+
δkj
.
(2.20)
ρ
−
κ
+µ
Dt
Dt
∂xj
∂xj
∂xj
∂xk
3 ∂xs
∂xj
2.9.4
Equazione della temperatura
Dalla definizione di calore specifico a pressione costante (si veda la sezione C.1.5 in appendice)
6 dq
∂s
cp =
=T
,
dT p=cost
∂T p=cost
dalla definizione di coefficiente di espansione termica
1 ∂v
,
β=
v ∂T p=cost
e dalla relazione di Maxwell per le variabili termodinamiche,
β
∂s
∂v
=−
= −βv = − ,
∂p T =cost
∂T p=cost
ρ
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
30
CAPITOLO 2. LE EQUAZIONI DI GOVERNO
segue che, differenziando l’entropia per unità di massa s = s(T, p), si ottengono le equivalenze
∂s
∂s
ds = dT
+ dp
∂T p=cost
∂p T =cost
=
" #
dT
∂s
∂s
T
+ dp
T
∂T p=cost
∂p T =cost
=
β
dT
cp − dp
T
ρ
da cui, passando alla derivata sostanziale,
cp DT
Ds
β Dp
=
−
.
Dt
T Dt
ρ Dt
Sostituendo questa espressione nell’equazione per l’entropia (2.19) si ha immediatamente l’equazione per la temperatura
∂uj
DT
Dp
∂
2 ∂us
∂uk
∂uk
∂T
ρcp
= βT
+
+
−
δkj
.
(2.21)
κ
+µ
Dt
Dt
∂xj
∂xj
∂xj
∂xk
3 ∂xs
∂xj
Si osservi che, per un gas perfetto, β = 1/T .
2.10
Adimensionalizzazione delle equazioni di governo
Se nel sistema che si sta considerando si possono identificare una lunghezza caratteristica L,
una velocità caratteristica U0 e delle proprietà di riferimento del fluido p0 , ρ0 , T0 , µ0 , κ0 , cp 0 e
∆T = Tw − T0 , allora si possono introdurre le variabili adimensionali
x′j =
t′ = t
U0
,
L
p′ =
xj
,
L
p − p0
,
ρ0 U02
u′j =
T′ =
e la rispettiva derivata sostanziale
uj
,
U0
T − T0
,
Tw − T 0
gj′ = gj
ρ′ =
L
,
U02
ρ
,
ρ0
j = 1, 2, 3
µ′ =
µ
,
µ0
κ′ =
κ
,
κ0
c′p =
cp
,
cp 0
∂
L D
∂
D
=
= ′ + u′j ′ .
′
Dt
U0 Dt
∂t
∂xj
Moltiplicando l’equazione di continuità (2.13) per L/(ρ0 U0 ), l’equazione della quantità di moto (2.14) per L/(ρ0 U02 ) e l’equazione della temperatura (2.21) per L/(ρ0 cp 0 U0 (Tw − T0 )), si
ottengono le rispettive equazioni di governo in forma adimensionale convettiva
∂u′j
Dρ′
′
=
−ρ
,
Dt′
∂x′j
Du′
ρ′ ′i
Dt
∂p′
1 ∂
=− ′ +
∂xi Re ∂x′j
′
µ
∂u′j
2 ∂u′s
∂u′i
δij
+
−
′
′
∂xj
∂xi
3 ∂x′s
(2.22)
!!
+ ρ′ gi′ ,
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
i = 1, 2, 3,
(2.23)
2.10. ADIMENSIONALIZZAZIONE DELLE EQUAZIONI DI GOVERNO
DT ′
ρ′ c′p ′
Dp′
1 ∂
= Ec ′ +
Dt
Dt
Pe ∂x′j
∂T ′
κ′ ′
∂xj
!
Ec
+
Re
∂u′j
∂u′k
2 ∂u′s
δkj
+
−
∂x′j
∂x′k
3 ∂x′s
!
31
∂u′k
,
∂x′j
(2.24)
dove sono stati introdotti i parametri adimensionali così definiti:
Numero di Reynolds Re =
ρ 0 U0 L
µ0
=
forze d’inerzia
forze viscose
Numero di Eckert
Ec =
U02
cp 0 (Tw − T0 )
=
energia cinetica
entalpia
Numero di Prandtl
Pr =
µ0 cp 0
κ0
=
diffusione viscosa
diffusione termica
Numero di Péclet
Pe = Pr Re =
=
calore scambiato per convezione
.
calore scambiato per conduzione
ρ0 U0 Lcp 0
κ0
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
32
CAPITOLO 2. LE EQUAZIONI DI GOVERNO
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
Capitolo 3
Casi particolari delle equazioni di
governo
3.1
Correnti particolari
Si ricordi che per fluido si intende un mezzo continuo caratterizzato da proprietà fisiche quali
la densità ρ, la viscosità µ e il coefficiente di conduzione termica κ, mentre per corrente si
intende un particolare regime di moto, che può essere laminare o turbolento, comprimibile o
incomprimibile, subsonico o supersonico, stazionario, isotermo, isoentropico, barotropico, ecc.
Qualche testo, purtroppo, usa la parola flusso anziché corrente, rischiando di confondere il
lettore. Qui useremo esclusivamente la parola corrente.
3.1.1
Dipendenza dal tempo
Se il campo di moto e le grandezze associate alla corrente dipendono dal tempo allora la corrente
si dice non stazionaria. Viceversa, se le grandezze non dipendono dal tempo, o la loro variazione
nel tempo avviene su una scala così lenta rispetto ai tempi caratteristici del fenomeno modellato
dalle equazioni di governo da poter essere trascurata, allora le equazioni si dicono stazionarie e
∂/∂t = 0 (si veda la tabella 3.1). Si noti che è la derivata parziale rispetto al tempo ad essere
nulla, non quella sostanziale. Pertanto, nel caso stazionario la derivata sostanzionale si riduce
Df
≡ u · ∇f .
alla derivata direzionale nella direzione del vettore velocità locale, ossia
Dt
3.1.2
Effetto della viscosità
È indubbio che ogni fluido, perlomeno nei limiti della fluidodinamica classica, sia viscoso. Questo
implica sia il soddisfacimento della no-slip condition alla parete, sia la dissipazione di energia
sotto forma di attrito viscoso all’interno della corrente. Spesso, però, alcuni règimi di moto
possono essere trattati trascurando completamente la viscosità del fluido (per esempio in gas
dinamica). Diremo che la corrente è non viscosa se gli effetti della viscosità sono trascurabili
(µ = 0), viscosa altrimenti (si veda la tabella 3.1).
3.1.3
Conduzione termica
Ogni fluido è un mezzo materiale nel quale avviene trasporto di calore per conduzione. La
costante di conducibilità termica κ varia da fluido a fluido, ma talvolta i fenomeni di conduzione
termica si possono trascurare, semplificando in tal modo l’equazione dell’energia. Diremo che
33
34
CAPITOLO 3. CASI PARTICOLARI DELLE EQUAZIONI DI GOVERNO
Tipo di corrente
in formule
significato
Stazionaria
∂
=0
∂t
indipendenza dal tempo
Non stazionaria
∂
6= 0
∂t
dipendenza dal tempo
Viscosa
µ 6= 0
effetti viscosi alla parete e nella corrente
Non viscosa
µ=0
effetti viscosi trascurabili ovunque
Conduttrice
κ 6= 0
trasmissione di calore per conduzione
Non conduttrice
κ=0
conduzione di calore trascurabile nella corrente
Ideale
µ=κ=0
né viscosa, né conduttrice ⇒
Isoentropica
Ds
=0
Dt
entropia costante lungo linee di corrente
Omoentropica
s = cost
entropia costante sia nello spazio che nel tempo
Incomprimibile
dρ
Dρ
= 0 ⇐⇒
=0
dp
Dt
solenoidale, ∇ · u = 0 ⇐⇒
Solenoidale
∇·u=0
incomprimibile,
dρ
Dρ
= ρτ = 0 ⇐⇒
=0
dp
Dt
Isocora
Dv
=0
Dt
incomprimibile,
Dρ
= 0 ⇐⇒ ∇ · u = 0
Dt
Comprimibile
dρ
= ρτ 6= 0
dp
∇ · u 6= 0
Barotropica
Z
p
Ds
=0
Dt
Dρ
=0
Dt
1
∇p
dp′ : ∇P =
ρ(p′ )
ρ
p = p(ρ) ∨ ρ = ρ(p)
ρ = ρ(p) ⇒ ∃P(p) =
Densità costante
ρ = ρ0 = costante
ρ non dipende né da r né da t
Irrotazionale
∇×u=0
su un dominio monoconnesso, ∃ϕ : u = ∇ϕ
p0
Tabella 3.1: Riassunto dei diversi tipi di correnti
la corrente è non conduttrice se lo scambio di calore per conduzione è trascurabile (κ = 0),
conduttrice altrimenti. Una corrente non viscosa e non conduttrice si dice ideale (si veda la
tabella 3.1).
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
3.1. CORRENTI PARTICOLARI
3.1.4
35
Entropia
Si osservi che, per un fluido ideale (µ = κ = 0), l’equazione dell’entropia (2.19) si riduce a
Ds
= 0,
Dt
il che significa che l’entropia è costante lungo una linea di corrente (ovvero muovendosi con il
fluido). Tuttavia, questo non garantisce che l’entropia sia costante ovunque perché, in generale,
il suo valore varia tra una linea di corrente e un’altra. Pertanto, diremo che una corrente è
isoentropica se Ds/Dt = 0, mentre diremo che una corrente è omoentropica se s è costante in
tutto il dominio (si veda la tabella 3.1).
3.1.5
Comprimibilità
Un concetto fondamentale è quello di corrente comprimibile. Se v = 1/ρ indica il volume
specifico e p la pressione, si definisce comprimibilità di un fluido la quantità
τ =−
1 dρ
1 dv
=
,
v dp
ρ dp
ovvero la variazione relativa di densità subìta da un fluido a sèguito di una variazione di pressione. Si pensi all’effetto che si ottiene applicando una pressione sulla superificie esterna di
un palloncino chiuso e pieno d’aria, o all’effetto che si ottiene applicando una pressione sullo
stantuffo di una siringa piena d’acqua e chiusa all’altra estremità. Diremo che una corrente
è incomprimibile se gli effetti di comprimibilità della densità sono trascurabili (τ = 0), comprimibile altrimenti. Nel caso di corrente incomprimibile (τ = 0), dalla relazione precedente
segue
1
1 Dρ
Dp
1 Dρ
dρ = τ dp
⇒
=τ
⇒
= 0,
ρ
ρ Dt
Dt
ρ Dt
per cui, facendo uso dell’equazione di continuità (2.13) in forma convettiva, si ottiene
∂uj
1 Dρ
=−
= −∇ · u = 0.
ρ Dt
∂xj
Dal punto di vista matematico, la condizione di corrente incomprimibile si traduce, quindi, nelle
forme equivalenti
τ =0
⇔
∇·u = 0
⇔
∂ρ
+u·∇ρ = 0
∂t
⇔
Dρ
=0
Dt
⇔
Dv
= 0,
Dt
dove nell’ultimo passaggio si è sfruttata l’uguaglianza
1 Dv
1 Dρ
=−
= 0.
ρ Dt
v Dt
La condizione ∇ · u = 0, essendo equivalente a Dv/Dt = 0, assicura che il volume dell’elemento
di fluido che si sposta solidale con la corrente rimanga costante. Ugualmente, Dρ/Dt = 0
assicura che ogni valore iniziale ρ(r, 0) = ρ0 (r) 6= costante venga trasportato lungo linee di
corrente e quindi se al tempo iniziale t = 0 la densità era non uniforme, allora si manterrà non
uniforme per ogni t > 0. Si osservi che la condizione di corrente incomprimibile
Dρ
=0
Dt
⇔
∂ρ
+ u · ∇ρ = 0
∂t
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
36
CAPITOLO 3. CASI PARTICOLARI DELLE EQUAZIONI DI GOVERNO
è un’equazione del traporto per ρ a carico del campo di velocità u. Questo trasporto di una
distribuzione iniziale di densità non uniforme è tipico di correnti stratificate come quelle che si
incontrano in oceanografia, caratterizzate sia da incomprimibilità sia da densità non uniforme
nello spazio.
Ovviamente tutti i fluidi sono in qualche modo comprimibili (τ 6= 0), quindi la corrente
incomprimibile è un’idealizzazione. Tuttavia, per i liquidi τ è così piccolo che variazioni di
pressione non riescono a provocare variazioni apprezzabili di densità (τ ≪ 1) e quindi l’ipotesi
di corrente incompirmibile è del tutto corretta. Nei gas, invece, a seguito di variazioni di
pressione si osservano notevoli variazioni di densità che possono avvenire sia a temperatura
costante sia ad entropia costante. Per questo motivo definiamo
1 dρ
1 dρ
τT =
e
τs =
ρ dp T =cost
ρ dp s=cost
i coefficienti di comprimibilità rispettivamente isotermo e isoentropico. Si osservi che la velocità
del suono in un determinato mezzo è definita come
s dp
,
a :=
dρ s=cost
per cui
a= √
1
.
ρτs
Questo significa che la velocità del suono è in qualche modo una misura “pratica” della comprimibilità di un fluido o di un mezzo materiale. Infatti a è molto elevata nei solidi, che sono
comunque in qualche modo comprimibili in quanto deformabili, e nei liquidi (a sarebbe infinita
nel caso limite τs = 0), mentre è piuttosto bassa nei gas. Per i gas perfetti si ha
p
a = γRT ,
dove γ = cp /cv (= 1.4 per l’aria), R = R/M con R = 8.314472 J/(K mol) e M è il peso
molecolare espresso in kilogrammi. Per l’aria R = 8.314472/0.02896 = 287.05 J/(kg K).
Nonostante un gas sia evidentemente comprimibile, le correnti il cui fluido è allo stato
gassoso (per esempio l’aria) in alcuni casi possono essere considerate incomprimibili perché le
variazioni relative di densità (∆ρ/ρ) a sèguito di variazioni di pressione sono trascurabili. Per
capire come questo sia possibile, consideriamo il caso di una corrente ideale, µ = κ = 0, che
quindi è anche isoentropica, per la quale l’equazione (2.16) diventa semplicemente
2
Dρ |u|2
∂p
= −uj
+ uj ρgj .
Dt
∂xj
Supponendo che non ci siano forze di volume (gj = 0) e che la corrente sia stazionaria (∂/∂t = 0),
si ottiene
2
|u|2
∂ ρ |u|2
+
p
∂
ρ
2
∂p
uj
= −uj
⇔
uj
= 0,
∂xj
∂xj
∂xj
che riscritta in forma vettoriale diventa
|u|2
+p
u·∇ ρ
2
= 0.
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
3.1. CORRENTI PARTICOLARI
37
Pertanto, si può concludere che lungo una linea di corrente, sotto le ipotesi di corrente ideale
(µ = κ = 0), stazionaria (∂/∂t = 0), e in assenza di forze di volume (gj = 0), vale la relazione
ρ
|u|2
+ p = cost.
2
Se adesso ipotizziamo che le variazioni di pressione avvengano solo a causa di variazioni di
velocità, possiamo affermare, perlomeno a livello di ordini di gradezza, che ∆p/ρ ≈ ∆(|u|2 /2);
se però valutiamo la differenza di pressione rispetto al caso di velocità nulla, risulta
∆p
|u|2
≈
.
ρ
2
Consideriamo ora variazioni di densità dovute a variazioni di pressione, sempre sotto l’ipotesi
di corrente isoentropica. Dalla relazione
dp
∆p = ∆ρ
dρ s=cost
e utilizzando ∆p/ρ ≈ |u|2 /2 , segue che
−1
∆p
|u|2
dρ
∆p 1
∆ρ
=
≈
.
=
ρ
ρ
dp s=cost
ρ a2
2a2
Introducendo il numero di Mach definito come
Ma =
|u|
,
a
si ottiene, per una corrente ideale (isoentropica) e stazionaria
∆ρ
1
≈ Ma2 .
ρ
2
Il numero di Mach è quindi un’altra “misura” della comprimibilità o meno di una corrente. In
particolare, se assumiamo che affinché una corrente possa essere considerata incomprimibile le
variazioni relative di densità debbano essere inferiori al 5%, ossia ∆ρ/ρ < 0.05, allora basta
che il numero di Mach sia Ma < 0.31. Siccome per l’aria, a temperatura ambiente, la velocità
del suono è a ≈ 340 m/s, per velocità inferiori a 100 m/s (360 km/h) l’aria può essere trattata
come una corrente incomprimibile.
Per un riassunto schematico dei vari modi (equivalenti) di esprimere la condizione di imcomprimibilità, si veda la tabella 3.1.
3.1.6
Correnti barotropiche
Una corrente si dice barotropica se la densità è funzione solo della pressione e viceversa. In
generale, infatti, una grandezza termodinamica (per esempio la densità o la pressione) è sempre
funzione di altre due variabili termodinamiche. Nel caso barotropico, invece, la densità non
è funzione della temperatura e quindi la Termodinamica non entra in gioco direttamente. Le
correnti barotropiche sono due (si veda la tabella 3.1), quelle:
1. incomprimibili con densità iniziale funzione solo dello spazio, ovvero ρ(r, t = 0) = ρ0 (r)
2. isoentropiche comprimibili, in quanto p è funzione solo di una variabile termodinamica.
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
38
CAPITOLO 3. CASI PARTICOLARI DELLE EQUAZIONI DI GOVERNO
In questi casi è possibile definire un potenziale termodinamico
Z p
1
dp′ ,
P(p) =
′)
ρ(p
p0
che è semplicemente P = (p − p0 )/ρ nel caso incomprimibile, e P = h − h0 (entalpia) nel caso
isoentropico. Dalla definizione di P(p), che è una funzione della sola p, segue dP/ dp = 1/ρ.
Di conseguenza, per il teorema di derivazione delle funzioni composte si ha
dP(p) ∂p
∂P(p)
1 ∂p
∂P(p)
=
⇐⇒
=
∂xj
dp ∂xj
∂xj
ρ ∂xj
⇐⇒
∇P =
∇p
,
ρ
che significa che i gradienti del potenziale P (da non confondere con la pressione termodinamica
p) e della pressione termodinamica p sono paralleli, e che il potenziale P è definito a meno di
una costante arbitraria. Per le correnti barotropiche, essendo p = p(ρ), si ha anche
∂p(ρ)
dp ∂ρ
=
∂xj
dρ ∂xj
⇐⇒
∇p =
dp
∇ρ,
dρ
(3.1)
ossia per correnti barotropiche i gradienti di pressione (termodinamica) e di densità sono paralleli
con costante di proporzionalità pari a dp/ dρ (si noti che questa derivata ed i singoli gradienti,
in generale, variano da punto a punto e nel tempo).
3.2
Corrente incomprimibile
Sappiamo già che per corrente incomprimibile si intende ∇ · u = 0, che non significa necessariamente che la densità sia costante ovunque. La pressione P, in questo caso, serve solo da
moltiplicatore di Lagrange al fine di permettere il soddisfacimento del vincolo di incomprimibilità ∇ · u = 0. Le incognite sono la velocità u = u(r, t) e la pressione P = P(r, t). Le condizioni
iniziali sono quelle generali ed sono richiesti un campo di velocità e densità iniziali
u(r, 0) = u0 (r)
e
ρ(r, 0) = ρ0 (r)
mentre per le condizioni al contorno è necessario richiedere che la velocità su di esso (S = ∂V )
sia la stessa del contorno a seguito della no-slip condition che assicura la perfetta adesione del
fluido alla superficie con la quale entra in contatto
u(r, t)|S = b(rS , t).
Chiaramente, il dato iniziale u0 (r) e quello al contorno b(rS , t) non possono essere incompatibili
e, in particolare, deve essere ∇ · u0 = 0.
3.3
Corrente ideale, equazioni di Eulero
Sappiamo che per corrente ideale si intende una corrente in cui si assume µ = κ = 0. Inoltre,
si è visto che una corrente ideale è anche isoentropica. La semplificazione delle equazioni di
Navier-Stokes al caso µ = κ = 0 prende il nome di Equazioni di Eulero. Esse sono alla base di
tutta la gas dinamica, branca della fluidodinamica che si occupa di fenomeni che si verificano in
correnti ad alta velocità (onde d’urto, ecc.). L’assenza di termini di tipo laplaciano cambia la
natura delle equazioni di Eulero in iperbolica. Le condizioni iniziali che devono essere specificate
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
3.4. CORRENTE IRROTAZIONALE
39
riguardano tutte le variabili in gioco quindi, se si scelgono come variabili termodinamiche la
pressione e la temperatura, si devono imporre
p(r, 0) = p0 (r),
u(r, 0) = u0 (r),
T (r, 0) = T0 (r),
mentre la mancanza della viscosità assicura l’abbassamento dell’ordine delle derivate spaziali della velocità per la quale, infatti, l’unica condizione ammissibile dal contorno è la non
penetrazione del fluido sulle pareti di eventuali corpi:
n
ˆ · u(r|S , t) = 0.
Chiaramente, la no-slip condition, in assenza di viscosità, non è più richiesta. A grande distanza dal corpo le condizioni al contorno sono molto complicate e il loro tipo dipende dal tipo di
corrente considerata, ovverosia dalla stessa soluzione che si sta ricercando. In termini generali,
il numero stesso di condizioni al contorno che si possono/devono imporre nei punti del contorno
esterno può variare da zero a 4 o 5 per le correnti in due o tre dimensioni, rispettivamente.
Questo numero non è lo stesso su tutto il contorno e cambia sulle varie parti in cui risulta che
esso deve essere suddiviso in base alla natura locale della soluzione in quella regione. Un’autentica maledizione, che richiede un’arte alquanto raffinata da parte dell’analista numerico e non
numerico alle prese con i sistemi iperbolici non lineari, quali le equazioni della gasdinamica.
Naturalmente l’analisi delle condizioni al contorno da imporre nei problemi relativi alle correnti
comprimibili va molto al di là degli scopi di questo ripasso della dinamica dei fluidi.
3.4
Corrente irrotazionale
Il rotore del vettore velocità prende il nome di vorticità e si indica con il simbolo ω = ∇ × u.
Un corrente è detta irrotazionale se ∇ × u = 0 ovunque, rotazionale altrimenti. Definiamo
circolazione la circuitazione del vettore velocità u lungo una linea chiusa e orientata C e la
indichiamo con il simbolo ΓC (u). Pertanto, se C è una linea chiusa che fa da contorno ad una
superficie S per cui ∂S = C, per il teorema di Stokes (B.2) si ha che la circolazione di u lungo
C è
I
Z
Z
ˆ
ΓC (u) =
u · t dl =
(∇ × u) · n
ˆ dS =
ω·n
ˆ dS,
(3.2)
C
S
S
dove ˆ
ten
ˆ sono rispettivamente i versori tangente alla linea chiusa C e normale alla superficie
S. Pertanto, le correnti irrotazionali sono caratterizzate da circolazione nulla, mentre quelle
rotazionali hanno circolazione non nulla e pari al flusso di vorticità attraverso la superficie che
ha come contorno la linea chiusa C.
Se la corrente è irrotazionale ed il dominio monoconnesso allora è definito un potenziale
cinetico ϕ tale che
u = ∇ϕ.
3.5
Corrente barotropica non viscosa: forma di Crocco
La forma di Crocco per l’equazione della quantità di moto consiste nel riscrivere il termine convettivo in una forma alternativa. Come visto nella sezione 3.1.6, nel caso di corrente barotropica
(incomprimibile o comprimibile ma isoentropica), la pressione p è funzione della sola densità
per cui esiste un potenziale di pressione P tale che ∇P = ∇p/ρ. Sotto l’ulteriore ipotesi di
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
40
CAPITOLO 3. CASI PARTICOLARI DELLE EQUAZIONI DI GOVERNO
corrente non viscosa (µ = 0), l’equazione della quantità di moto (2.14) si scrive, dopo aver
sviluppato la derivata sostanziale e diviso per ρ, come
∂ui
∂ui
∂P
+ uj
=−
+ gi ,
∂t
∂xj
∂xi
i = 1, 2, 3,
oppure, in forma vettoriale, come
∂u
+ (u · ∇)u = −∇P + g,
∂t
(3.3)
dove g = [g1 , g2 , g3 ] e, per la notazione di Einstein che sott’intende la sommatoria sugli indici
j, il termine convettivo è


3
3
X
X
∂ui 
ei 
(u · ∇)u =
uj
,
∂xj
i=1
j=1
essendo ei il versore nella direzione i-esima. Sfruttiamo ora l’identità vettoriale (A.3) ottenendo
2
|u|
(∇ × u) × u = (u · ∇)u − ∇
2
da cui, sostituendo ω = ∇ × u, si ha
(u · ∇)u = ∇
|u|2
2
+ ω × u.
(3.4)
Pertanto, dopo aver riscritto il termine convettivo secondo la (3.4) ed aver portato a sinistra il
termine di pressione, l’equazione (3.3) diventa
2
|u|
∂u
+∇
+ P + ω × u = g,
(3.5)
∂t
2
nota come forma di Crocco dell’equazione della quantità di moto per il caso barotropico non
viscoso.
3.6
Il teorema di Bernoulli nelle diverse forme
Se ipotizziamo che il campo di forze di volume g sia conservativo, allora esiste un potenziale
scalare F tale che
g = −∇F.
Sotto questa ulteriore ipotesi, l’equazione di Crocco, che è valida per correnti barotropiche e
non viscose, diventa
2
∂u
|u|
+∇
+ P + F + ω × u = 0.
(3.6)
∂t
2
3.6.1
Il caso stazionario
Nel caso stazionario è
∂u
= 0. Inoltre, siccome ω × u è perpendicolare sia a ω che a u, si ha
∂t
u · (ω × u) = 0
e
ω · (ω × u) = 0.
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
3.6. IL TEOREMA DI BERNOULLI NELLE DIVERSE FORME
41
Pertanto, moltiplicando scalarmente l’equazione (3.6) per u si ottiene
2
|u|
+ P + F = 0,
u·∇
2
che significa che lungo le linee di corrente è costante la quantità
|u|2
+ P + F = cost1 .
2
Inoltre, se le linee di corrente provengono da condizioni a monte di corrente uniforme, allora la
costante è la stessa ovunque. Ugualmente, moltiplicando scalarmente l’equazione (3.6) per ω
si ottiene
2
|u|
ω·∇
+ P + F = 0,
2
che significa che lungo le linee vorticose, ovvero linee tangenti in ogni loro punto al vettore ω
(per la trattazione completa sulla vorticità si veda il capitolo 5), è costante la quantità
|u|2
+ P + F = cost2 .
2
Di nuovo, se le linee di vorticose provengono dalle stesse condizioni asintotiche, allora la costante
è la stessa ovunque.
3.6.2
Il caso irrotazionale instazionario
Se la corrente è irrotazionale allora ω = 0 ed esiste, su un dominio semplicemente connesso, un
potenziale cinetico funzione del tempo e dello spazio tale che
u(r, t) = ∇ϕ(r, t).
L’equazione (3.6) diventa semplicemente
∂∇ϕ
+∇
∂t
|∇ϕ|2
+P +F
2
= 0,
che dopo aver scambiato l’ordine di derivazione tra lo spazio e il tempo risulta essere
|∇ϕ|2
∂ϕ
∂ϕ |∇ϕ|2
+∇
∇
+P +F =0
⇐⇒
∇
+
+ P + F = 0,
∂t
2
∂t
2
ovvero
∂ϕ |∇ϕ|2
+
+ P + F = cost3 = f (t),
∂t
2
dove la costante cost3 è la stessa in tutto il campo di moto, ovvero è indipendente dalla posizione
r, ma dipende dal tempo t.
3.6.3
Il caso irrotazionale e stazionario
Se la corrente oltre ad essere irrotazionale è anche stazionaria, allora l’equazione precedente
diventa
|u|2
|∇ϕ|2
+ P + F = cost4
⇐⇒
+ P + F = cost4 ,
2
2
dove la costante cost4 è la stessa in tutto il campo di moto.
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
62
CAPITOLO 3. CASI PARTICOLARI DELLE EQUAZIONI DI GOVERNO
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
Capitolo 6
Lo strato limite
Per strato limite si intende una regione, in prossimità di una parete, dove la velocità passa dal
valore nullo (alla parete, a causa della condizione di adesione dovuta alla presenza della viscosità)
al valore della corrente esterna. In questo sottile strato supponiamo che le forze di origine viscose
(la parte delle equazioni di Navier-Stokes che moltiplica la viscosità) abbiano lo stesso ordine
di grandezza delle forze d’inerzia (la parte non lineare delle equazioni di Navier-Stokes).
6.1
Teoria dello strato limite di Prandtl
Consideriamo una lamina piana semi-infinita investita da una corrente incomprimibile (a densità
e viscosità costanti, ρ = ρ0 e µ = µ0 ), stazionaria e bidimensionale, parallela alla lamina stessa,
come rappresentato in figura 6.1.
y
δx
x
111111111111111111111111111111111111111
000000000000000000000000000000000000000
000000000000000000000000000000000000000
111111111111111111111111111111111111111
Figura 6.1: Strato limite su una lamina piana semi-infinita.
Le equazioni di Navier-Stokes si riducono a
∂u ∂v
+
∂x ∂y
∂u
∂u
+v
u
∂x
∂y
∂v
∂v
u
+v
∂x
∂y
= 0
2
1 ∂p
∂ u ∂2u
= −
+ν
+ 2
ρ ∂x
∂x2
∂y
2
1 ∂p
∂2v
∂ v
,
= −
+ν
+
ρ ∂y
∂x2 ∂y 2
mentre per le condizioni al contorno assumiamo che la geometria sia perfettamente simmetrica
rispetto alla lamina, che valga la condizione di adesione alla parete u(xlamina , 0) = 0, che la
corrente a monte della lamina sia umonte e che abbastanza lontano dalla lamina (in direzione
63
64
CAPITOLO 6. LO STRATO LIMITE
perpendicolare alla lamina stessa) la corrente sia quella esterna uest . Questo implica
∂u
(x, 0) = 0
∂y
u(x, 0) = 0
u(x, ∞) = uest (x)
u(−∞, y) = umonte (y)
v(x, 0) = 0
x<0
simmetria
v(x, 0) = 0
v(x, ∞) = v est (x) = 0
v(−∞, y) = v monte (y) = 0
x>0
∀x
y>0
no-slip condition
condizione esterna
condizione a monte.
Cerchiamo di stimare l’ordine di grandezza dei termini presenti nelle equazioni di Navier-Stokes
sotto l’ipotesi di strato limite, ovvero sotto l’ipotesi che l’ordine di grandezza delle forze viscose
sia paragonabile a quello delle forze d’inerzia. Nel sistema di riferimento xOy orientato come
in figura, avente l’asse x coincidente con la lamina semi-infinita e l’origine nel bordo d’attacco,
sia U una velocità caratteristica dello strato limite in direzione x (per esempio la velocità della
corrente esterna) e V una velocità caratteristica dello strato limite in direzione y. Essendo la
lamina semi-infinita, non ci sono lunghezze caratteristiche dello strato limite lungo la direzione
x, mentre lo spessore dello strato limite δx è una lunghezza caratteristica dello strato limite in
direzione y. Come stima dello spessore dello strato limite a distanza x dal bordo d’attacco
della lamina si potrebbe scegliere la distanza y dalla parete dove la velocità raggiunge il 99%
della velocità esterna, i.e. u(x, y) = 0.99 uest (x). Ipotizziamo che lo strato limite sia una zona
piuttosto “sottile” in corrispondenza della parete; questo implica
δx ≪ x.
Chiaramente questa ipotesi non è soddisfatta nell’intorno del bordo d’attacco, dove δx è paragonabile a x. Definite queste grandezze caratteristiche dello strato limite, possiamo stimare l’ordine di grandezza dei vari termini che compaiono nelle equazioni di Navier-Stokes. In
particolare, per l’equazione di continuità si ha
∂u
U
∼
∂x
x
e
∂v
V
∼ ,
∂y
δx
da cui
V
δx
δx
U
+
∼ 0 ⇒ V ∼ U ⇒ V ≪ U essendo
≪ 1,
x
δx
x
x
il che significa che la corrente è quasi parallela alla lamina nel senso che la componente lungo y
è molto piccola (anche se non nulla a causa della presenza della lamina stessa). Per l’equazione
della quantità di moto in direzione x i termini delle forze d’inerzia hanno ordine
u
∂u
U
U2
∼U =
∂x
x
x
pertanto
u
e v
∂u
U
δx U
U2
∼V
= U
=
,
∂y
δx
x δx
x
∂u
U2
∂u
+v
∼
.
∂x
∂y
x
Per i termini viscosi si ha
ν
∂2u ∂2u
+ 2
∂x2
∂y
∼ν
U
U
+ 2
2
x
δx
∼ν
U
δx2
essendo, per ipotesi, δx ≪ x. Siccome lo strato limite è quella regione in cui le forze viscose
sono dello stesso ordine di grandezza delle forze d’inerzia, imponiamo
2
∂u
∂ u ∂2u
∂u
+v
∼ν
+ 2 ,
u
∂x
∂y
∂x2
∂y
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
6.1. TEORIA DELLO STRATO LIMITE DI PRANDTL
da cui
U2
U
∼ν 2
x
δx
⇒
Uδx2
ν∼
x
δx2
e
νx
∼
⇐⇒ δx ∼
U
65
r
νx
.
U
√
Siccome ν e U sono costanti, allora lo spessore di strato limite δx ha una dipendenza di tipo x
dalla distanza dal bordo d’attacco, come inizialmente ipotizzato in figura 6.1. Introducendo il
numero di Reynolds basato sulla distanza dal bordo d’attacco
Rex =
si ha
δx
1
∼
x
x
ovvero
r
νx
=
U
Ux
,
ν
r
ν
1
=√
,
Ux
Rex
1
δx
∼√
,
x
Rex
che evidenzia il fatto che l’ipotesi δx ≪ x è tanto più vera quanto più il numero di Reynolds è
elevato.
Analizzando i termini convettivi dell’equazione della quantità di moto lungo y si ha
u
V
δx 1
δx
∂v
∼ U ∼ U U = U2 2
∂x
x
x x
x
da cui
u
e v
∂v
V
δx δx 1
δx
∼V
∼ U U
= U2 2 ,
∂y
δx
x x δx
x
∂v
δx
∂v
+v
∼ U2 2 ,
∂x
∂y
x
mentre per i termini viscosi, essendo δx ≪ x, si ottiene
2
∂ v
V
V
∂2v
V
Uδx2 δx 1
δx
ν
∼
ν
∼
ν
+
+
U
∼
= U2 2 ,
∂x2 ∂y 2
x2 δx2
δx2
x
x δx2
x
che conferma che anche per l’equazione della quantità di moto lungo y i termini viscosi sono
dello stesso ordine di grandezza dei termini convettivi. Questa equazione si riduce, quindi, a
U2
1 ∂p
δx
+
∼ 0,
2
x
ρ ∂y
1 ∂p
δx
o è di ordine U 2 2 o di ordine inferiore (e quindi trascurabile rispetto
ρ ∂y
x
ad esso). Si osservi che l’ordine di grandezza dell’equazione della quantità di moto lungo y è
δx /x di quello dell’equazione lungo x, e quindi più piccolo, essendo
da cui si deduce che
U2
δx U 2
U2
δx
≪
.
=
x2
x x
x
Pertanto, confrontando le derivate della pressione nelle due equazioni della quantità di moto,
si ottiene
1 ∂p
δx ∂p
1 ∂p
∼
≪
,
ρ ∂y
x ∂x
ρ ∂x
il che significa che la pressione, all’interno dello strato limite, è una funzione essenzialmente di
x, ovvero
∂p
∼0
⇒
p = p(x).
∂y
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
66
CAPITOLO 6. LO STRATO LIMITE
Siccome la pressione non varia lungo y, il suo valore a x fissato è uguale al valore della corrente
esterna,
p(x) = pest (x).
Tenendo conto di questo fatto e del fatto che, per quanto visto sugli ordini di grandezza,
∂2u
∂2u
≪
∂x2
∂y 2
e
∂2v
∂2v
≪
,
∂x2
∂y 2
l’equazione della quantità di moto lungo x si riduce a
u
∂u
1 dpest
∂2u
∂u
+v
=−
+ν 2.
∂x
∂y
ρ dx
∂y
Ricordando che nella regione esterna la corrente è barotropica e non viscosa, e che quindi si può
applicare il teorema di Bernoulli (si veda la sezione 3.6), si ha
1 est 2 p
+ = cost
u
2
ρ
⇒
−
1 dpest
duest
= uest
.
ρ dx
dx
In conclusione, le equazioni dello strato limite di Prandtl diventano
∂u ∂v
+
∂x ∂y
∂u
∂u
+v
u
∂x
∂y
(6.1)
= 0
= uest
∂2u
duest
+ν 2
dx
∂y
(6.2)
con condizioni “al contorno” in y
u(x, 0) = v(x, 0) = 0,
u(x, ∞) = uest (x)
e condizioni “iniziali” a x = 0
u(0, y) = uest (y),
v(0, y) = 0,
essendo uest (x) la funzione che descrive il valore della velocità esterna allo strato limite al variare
di x.
6.1.1
Risoluzione numerica per lo strato limite 2D su lamina piana
Per lo strato limite bidimensionale su una lamina piana si ha che la velocità esterna è costante
(uest (x) = U , in particolare si può adimensionalizzare la velocità con quella esterna in modo
duest
che sia U = 1), per cui il termine uest
è nullo. Le equazioni si semplificano e diventano
dx
∂u ∂v
+
∂x ∂y
∂u
∂u
+v
u
∂x
∂y
(6.3)
= 0
= ν
∂2u
∂y 2
con relative condizioni al contorno
u(x, 0) = v(x, 0) = 0,
u(x, ∞) = U
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
(6.4)
6.1. TEORIA DELLO STRATO LIMITE DI PRANDTL
67
e condizioni iniziali
u(0, y) = U,
v(0, y) = 0.
Moltiplicando l’equazione di continuità per u e sommandola all’equazione della quantità di
moto, si ottiene il sistema in forma conservativa
∂u ∂v
+
∂x ∂y
∂u2 ∂uv
+
∂x
∂y
= 0
= ν
∂2u
,
∂y 2
che risulta più agevole da risolvere numericamente in quanto “assorbe” meglio la discontinutà
della soluzione al bordo d’attacco x = 0. Si noti che le equazioni sono paraboliche in x. Pertanto,
partendo dalla condizione iniziale a x = xin (posizione inziale), è possibile marciare in x tramite
uno schema esplicito fino a x = xfi (posizione finale).
Per quanto riguarda la discretizzazione, siccome i gradienti di velocità sono più forti in
prossimità di y = 0 e x = 0, utilizziamo una grigia cartesiana (xi , yj ) non equispaziata con i
punti maggiormente addensati in prossimità di tali zone (si veda la figura 6.2). Per semplicità
utilizziamo uno schema a differenze finite: Eulero esplicito (a passo variabile) in x e differenze
finite del second’ordine (non equispaziate) in y. Inoltre, assumiamo che le variabili ui,j e vi,j
siano note nei nodi della griglia cartesiana, ma ad ogni x soddisfiamo l’equazione di continuità
y +y
in (xi , j 2 j−1 ) (punti intermedi della griglia in y, indicati con ), mentre l’equazione della
quantità di moto viene soddisfatta in (xi , yj ), indicati con • in figura 6.2. Pertanto, le equazioni
diventano:
ui,j +ui,j−1
2
u
− i−1,j
xi − xi−1
+ui−1,j−1
2
u2i,j − u2i−1,j
ui,j+1 vi,j+1 − ui,j−1 vi,j−1
+
−ν
xi − xi−1
yj+1 − yj−1
+
vi,j − vi,j−1
yj − yj−1
ui,j+1 −ui,j
ui,j −ui,j−1
yj+1 −yj − yj −yj−1
yj+1 −yj−1
2
= 0
(6.5)
= 0
(6.6)
Si osservi che le derivate rispetto ad x sono del prim’ordine esplicite, mentre quelle rispetto
ad y sono del second’ordine esplicite. In realtà le derivate nell’equazione di continuità sono
effettivamente differenze finite centrate (in y), mentre nell’equazione della quantità di moto le
y
+y
derivate (prime e seconde) rispetto a y sarebbero corrette se valutate nel punto (xi , j+1 2 j−1 ).
Tuttavia questo errore non è maggiore di quello (del second’ordine) che si commette utilizzando
le differenze finite centrate.
Un griglia come quella in figura 6.2 prende il nome di staggered grid (griglia “staggherata”)
ed è utilizzata qui perché altrimenti se l’equazione di continuità fosse soddisfatta nei nodi (•)
allora i valori delle variabili nei nodi dispari (in y, a x fissata) risulterebbero disaccoppiati da
quelli pari e la soluzione sarebbe oscillante.
Fissato x = xi , per risolvere il problema è necessario solamente conoscere la soluzione alla
x precedente, x = xi−1 . Le incognite correnti possono essere ordinate in un unico vettore
f = [u1 , v1 , u2 , v2 , . . . , uN , vN ]T che varia solo con y, essendo y1 = 0 e yN = ymax ≈ ∞. In altre
parole,
u1 = ui,1 ,
v1 = vi,1 ,
u2 = ui,2 ,
v2 = vi,2 ,
...,
uN = ui,N ,
vN = vi,N .
Così facendo, ad ogni x = xi , si ottiene il sistema non lineare formato dalle equazioni (6.5)-(6.6)
che può essere riscritto in modo compatto come
b(f ) = 0,
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
68
CAPITOLO 6. LO STRATO LIMITE
(i−1,j+1)
(i,j+1)
(i+1,j+1)
(i−1,j)
(i,j)
(i+1,j)
(i−1,j−1)
(i,j−1)
(i+1,j−1)
Figura 6.2: Griglia non equispaziata con nodi concetrati vicino alla parete (y = 0) e
vicino al bordo d’attacco (x = 0). Le variabili u e v sono riferite ai nodi (•); l’equazione
y +y
di continuità è verificata nei punti (xi , j 2 j−1 ), indicati con , mentre l’equazione della
quantità di moto è verificata nei nodi (•).
e risolto utilizzando il metodo di Newton:
b(f ) ≈ b(¯
f ) + [J (¯
f )](f − ¯
f) = 0
f =¯
f − [J (¯
f )]−1 b(¯
f ),
⇒
dove ¯f è una soluzione di tentativo e [J (¯f )]J è lo Jacobiano ivi valutato.
Come detto, questa procedura viene ripetuta da xin a x = xfi . È chiaro che questo approccio
alla soluzione numerica delle equazioni dello strato limite su lamina piana è molto dispendioso
e, nella pratica, non viene mai utilizzato. Qui è stato introdotto a fini didattici per presentare
una tecnica (marching) per la risoluzione di equazioni differenziali alle derivate parziali di tipo
parabolico.
6.2
Equazione di Blasius (corrente esterna uniforme)
Nel caso particolare di corrente esterna uniforme, ovvero uest (x) = U = costante, le equazioni
si semplificano e, come abbiamo già visto (equazioni (6.1) e (6.2)), diventano
∂u ∂v
+
∂x ∂y
∂u
∂u
+v
u
∂x
∂y
= 0
= ν
∂2u
∂y 2
con condizioni al contorno
u(x, 0) = v(x, 0) = 0,
u(x, ∞) = U
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
6.2. EQUAZIONE DI BLASIUS (CORRENTE ESTERNA UNIFORME)
69
e condizioni iniziali
u(0, y) = U,
v(0, y) = 0.
Esse sono un sistema di equazioni differenziali alle derivate parziali non lineari e risolverle
numericamente non è immediato (si veda la sezione 6.1.1) in quanto richiedono uno sforzo
di calcolo notevole perché la soluzione “si adatti” da quella discontinua a x = 0 al profilo di
velocità finale. Inoltre, per ottenere una soluzione indipendente dalla griglia bisogna utilizzare
un numero elevato di punti sia in x che in y.
In alternativa si possono manipolare le equazioni di governo dal punto di vista matematico
arrivando, sotto opportune ipotesi, ad una sola equazione differenziale ordinaria non lineare.
L’ipotesi di base si fonda sul fatto che nella direzione x non esiste una scala del problema (la
lamina è semi-infinita) e quindi si può pensare che la velocità u(x, y) in direzione della corrente
all’interno dello strato limite sia, ad ogni x > 0, una “riscalatura” di una sola funzione h
(chiaramente ci si aspetta che la riscalatura vari al variare di x). Questa “riscalatura” è operata
sulla variabile y > 0 tramite una variabile di similarità che indichiamo con η (η > 0) e che
supponiamo, senza perdere di generalità, che dipenda da x e y secondo la forma
η = η(x, y) =
y
,
g(x)
dove g(x) è una funzione non negativa da derminare e la cui dipendenza da x non è al momento
nota ma emergerà durante la manipolazione delle equazioni in modo che tutto il processo sia
consistente (si osservi che, affiché il profilo di velocità si “dilati” in y all’aumentare di x è
necessario che η diminuisca al crescere di x, ossia che g(x) sia una funzione crescente di x). In
base all’ipotesi di similarità, si ha
y
.
u(x, y) = U h(η(x, y)) = U h
g(x)
Dall’equazione di continuità è possibile determinare il comportamento di v, infatti
∂u ∂v
+
=0
∂x ∂y
⇒
∂v
∂u
∂(U h(η))
dh ∂η
∂η
=−
=−
= −U
= −U h′ (η) ,
∂y
∂x
∂x
dη ∂x
∂x
dove si è utilizzata la regola di derivazione delle funzioni composte e con la scrittura h′ (η) si è
messo in evidenza il fatto che h è una funzione della sola variabile η. La derivata parziale di η
rispetto a x è
∂η
g ′ (x)
∂
g ′ (x)
y
g ′ (x)
y
= −y
=
=
−
·
=
−
η,
(6.7)
∂x
∂x g(x)
[g(x)]2
g(x) g(x)
g(x)
da cui
′
∂v
g (x)
U g ′ (x)
′
= −U h (η) −
η =
η h′ (η).
∂y
g(x)
g(x)
Per determinare v(x, y) basta integrare tra 0 e y:
Z y
U g ′ (x)
η(x, y˜) h′ (η(x, y˜)) d˜
y + v(x, 0),
v(x, y) =
g(x)
0
dove y˜ è semplicemente una variabile muta di integrazione. Dopo aver osservato che, per le
condizioni al contorno, v(x, 0) = 0, operando la sostituzione y˜ = g(x)˜
η , che implica d˜
y =
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
70
CAPITOLO 6. LO STRATO LIMITE
g(x) d˜
η , ed osservando che U g ′ (x) è costante rispetto alla variabile di integrazione, si ha
Z y
U g ′ (x)
′
η(x, y˜) h (η(x, y˜)) d˜
y
v(x, y) =
g(x)
0
Z
=
η(x,y) 0
= U
g ′ (x)
Z
U g ′ (x)
′
η˜ h (˜
η ) g(x) d˜
η
g(x)
η(x,y)
η˜ h′ (˜
η ) d˜
η.
0
Integrando per parti si ha
η˜ h′ (˜
η ) = [˜
η h(˜
η )]′ − h(˜
η ),
da cui
v(x, y) = U
= U
= U
g ′ (x)
g ′ (x)
g ′ (x)
Z
η(x,y)
"
η˜ h′ (˜
η ) d˜
η
0
η(x,y)
[˜
η h(˜
η )]0
−
Z
h(˜
η ) d˜
η
0
η h(η) − 0 · h(0) −
Introducendo la funzione f (η), primitiva di h(η)
Z η
h(˜
η ) d˜
η ⇒
f (η) =
#
η(x,y)
Z
0
η
h(˜
η ) d˜
η .
f ′ (η) = h(η),
0
si può riscrivere v(x, y) come
Z
v(x, y) = U g ′ (x) η h(η) −
0
η
h(˜
η ) d˜
η = U g ′ (x) η f ′ (η) − f (η) .
Riassumendo, a seguito dell’ipotesi di similarità, e dopo l’utilizzo dell’equazione di continuità,
le componenti di velocità sono
u(x, y) = U f ′ (η)
v(x, y) = U g ′ (x) [η f ′ (η) − f (η)] .
Per sostituire queste espressioni dell’equazione della quantità di moto
u
∂u
∂u
∂2u
+v
=ν 2
∂x
∂y
∂y
è necessario calcolare prima le varie derivate. Si ha quindi
′
∂η
∂
g (x)
U g ′ (x) ′′
∂u(x, y)
′
′′
′′
U f (η) = U f (η)
=
= U f (η) −
η =−
ηf (η)
∂x
∂x
∂x
g(x)
g(x)
dove si è fatto uso della (6.7);
∂η
∂
1
U ′′
∂u(x, y)
U f ′ (η) = U f ′′ (η)
=
= U f ′′ (η)
=
f (η);
∂y
∂y
∂y
g(x)
g(x)
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
6.2. EQUAZIONE DI BLASIUS (CORRENTE ESTERNA UNIFORME)
infine
∂
∂ 2 u(x, y)
=
2
∂y
∂y
71
U ′′
U ′′′ ∂η
U
f (η) =
f (η)
=
f ′′′ (η).
g(x)
g(x)
∂y
[g(x)]2
Sostituendo u, v, e le loro derivate nell’equazione della quantità di moto si ottiene
U ′′
U g ′ (x) ′′
U
′
U f (η) −
ηf (η) + U g ′ (x) η f ′ (η) − f (η)
f (η) = ν
f ′′′ (η),
g(x)
g(x)
[g(x)]2
ovvero, dopo aver svolto i calcoli,
ν
U
U 2 g ′ (x)
f ′′′ (η) +
f (η)f ′′ (η) = 0.
2
[g(x)]
g(x)
Si osservi che f è una funzione solo di η, mentre g è una funzione solo di x; inoltre, siccome
x e y sono variabili indipendenti, allora anche η e x sono variabili indipendenti. Separando i
termini che dipendono da η da quelli che dipendono da x si ottiene
f ′′′ (η)
U
g(x)g ′ (x) = −
ν
f (η)f ′′ (η)
ma siccome, per quanto detto, η e x sono indipendenti, l’unica possibilità affinché l’equazione
sia verificata è che entrambi i membri non siano né funzione di x né funzione di η, ovvero che
siano entrambi costanti :
U
f ′′′ (η)
g(x)g ′ (x) = −
= α,
ν
f (η)f ′′ (η)
α > 0.
Si osservi che la costante α > è positiva in quanto, come detto, g(x) è positiva e crescente (U e
ν sono evidentemente costanti positive). Questo vincolo ci permette di determinare la funzione
g(x),
ν
1 d
ν
ν
g(x)g ′ (x) = α
⇒
[g(x)]2 = α
⇒ [g(x)]2 = 2α x + K,
U
2 dx
U
U
ovvero
r
2ανx
+ K,
gα (x) =
U
dove il pedice α è stato aggiunto per sottolineare il fatto che g(x) dipende dalla particolare scelta
della costante α. Siccome il problema dello strato limite su lamina piana è singolare nel punto
corrispondente al bordo d’attacco (x = 0, y = 0), scegliamo K in modo che la trasformazione
ηα = y/gα (x) sia degenere proprio al bordo d’attacco. Affinché questo succeda, deve essere
gα (0) = 0; pertanto K = 0. In conclusione,
r
r
2ανx
U
y
gα (x) =
⇒ ηα =
=y
.
U
gα (x)
2ανx
Dalla condizione
−
f ′′′ (η)
=α
f (η)f ′′ (η)
si ottiene immediatamente l’equazione per fα (η), detta equazione di Blasius,
fα′′′ (η) + αfα (η)fα′′ (η) = 0.
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
72
CAPITOLO 6. LO STRATO LIMITE
Per le condizioni al contorno, si osservi che
u(x, 0) = 0
v(x, 0) = 0
⇐⇒
Dopo aver calcolato
U fα′ (0) = 0
⇐⇒
⇒
fα′ (0) = 0;
U gα′ (x) ηα y=0 f ′ (ηα y=0 ) − f (ηα y=0 ) = 0
gα′ (x)
r
=
2αν 1
√ =
U 2 x
r
−U gα′ (x)f (0) = 0.
⇐⇒
αν
,
2U x
la condizione v(x, 0) = 0 implica
−U
gα′ (x)f (0)
=0
⇐⇒
−U
r
αν
f (0) = 0
2U x
⇒
f (0) = 0.
Per la condizione all’infinito si ha
u(x, ∞) = U
U fα′ (∞) = U
⇐⇒
⇒
fα′ (∞) = 1.
Riassumendo, le condizioni al contorno per l’equazione di Blasius sono
fα (0) = fα′ (0),
fα′ (∞) = 1.
Per quanto riguarda la scelta di α, tutti i valori positivi sono possibili scelte, tuttavia quelle
classiche sono α = 1 oppure α = 1/2. Qui scegliamo α = 1/2, che porta alla variabile di
similarità
r
U
η=y
νx
e all’equazione di Blasius
1
f ′′′ + f f ′′ = 0
2
(6.8)
f (0) = f ′ (0) = 0
(6.9)
con condizioni al contorno
′
(6.10)
f (∞) = 1.
Si osservi che il problema iniziale, formato da equazioni differenziali alle derivate parziali non
lineari, è diventato un problema ai limiti non lineare del terz’ordine. Se f (η) è la soluzione
(numerica, tabulata, o approssimata
in qualsiasi altro modo) del precedente problema e la
q
variabile indipendente è η = y
fisiche (x, y) sono
U
νx ,
allora i profili di velocità “riscalati” in funzione delle variabili
u(x, y) = U f
v(x, y) =
U
2
′
"
y
r
y ′
f
x
!
U
νx
r ! r
U
ν
y
f
−
νx
Ux
(6.11)
y
r
U
νx
!#
.
(6.12)
Dalle funzioni f (η), f ′ (η) e f ′′ (η), si possono ottenere diverse informazioni utili riguardo allo
strato limite su lamina piana.
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
6.2. EQUAZIONE DI BLASIUS (CORRENTE ESTERNA UNIFORME)
6.2.1
73
Risoluzione numerica dell’equazione di Blasius
L’equazione di Blasius (6.8) e le relative condizioni al contorno (6.9) e (6.10) formano un problema ai limiti non lineare del terz’ordine. Esso può essere ricondotto ad un sistema non lineare di
ordine più basso (secondo o primo) tramite l’introduzione di variabili ausiliarie. Qui ci fermiamo
al second’ordine:
f u′ + 2u′′ = 0
(6.13)
′
(6.14)
f −u = 0
con condizioni al contorno
f (0) = 0,
u(0) = 0,
(6.15)
u(∞) = 1
Evidentemente, ai fini della soluzione numerica, l’equazione che rimpiazza la condizione al
contorno per f all’infinito è f ′ (∞) = u(∞) = 1.
8
8
7
7
6
6
′
f (η)
f (η)
5
4
η
η
5
4
3
3
2
2
1
1
f ′′ (η)
0
0
v
u
0
1
2
3
4
5
6
0
0.2
0.4
0.6
0.8
1
Figura 6.3: Soluzione numerica del problema (6.14)-(6.15): andamento di f , f ′ e f ′′ in
funzione di η (sinistra) e andamento di u e v in funzione in η (destra)
Siccome le derivate sono maggiori in prossimità della parete (η = 0), per risolvere numericamente l’equazione di Blasius addensiamo i punti in corrispondenza di η = 0. Per le derivate
(prima e seconda) sulla griglia equispaziata si utilizzando le stesse idee viste nel caso del sistema
di equazioni alle derivate parziali ottendo il sistema discretizzato
ui+1 −ui
ui −ui−1
ui+1 − ui−1
ηi+1 −ηi − ηi −ηi−1
fi
+2
ηi+1 −ηi−1
ηi+1 − ηi−1
2
= 0
(6.16)
fi+1 − fi−1
− ui = 0,
ηi+1 − ηi−1
(6.17)
che viene risolto utilizzando il metodo di Newton. La soluzione numerica dell’equazione di
Blasius è riportata in figura 6.3.
6.2.2
Spessore dello strato limite
Il profilo di f ′ (η) = u(η)/U riportato in figura 6.3 mostra che il 99% della velocità esterna viene
raggiunta per η ≈ 5. Questo significa che lo spessore di strato limite è circa
r
νx
δ99 = 5
.
U
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
74
CAPITOLO 6. LO STRATO LIMITE
Pertanto, su una lamina piana immersa in una corrente d’aria (ν = 1.48 · 10−5 ) a velocità di
10 m/s (36 km/h) lo spessore dello strato limite a 1 m dal bordo d’attacco è δ99 ≈ 6 mm.
6.2.3
Valore asintotico della velocità normale alla parete
Siccome quanto η → ∞ si ha f ′ (η) → 1, si ottiene
" r
#
r
r
r
U
U y
ν
ν
U
ν η − f (η)
y
−
f (η) =
− f (η) = U
.
v(x, ∞) =
2 x
Ux
2 Ux
νx
Ux
2
Inoltre, essendo f (η) lineare con η per η → ∞ (si veda la figura 6.3), dai valori numerici si ha
che per η > 4 la differenza tra η e f (η) è circa η − f (η) ≈ 1.7208, da cui
r
ν
.
v∞ (x) = 0.8604 · U
Ux
Riprendendo l’esempio precedente, ad un metro dal bordo d’attacco la velocità in direzione
perpendicolare alla parete sufficientemente al di fuori dallo strato limite, per una corrente
d’aria (ν = 1.48 · 10−5 ) a velocità di 10 m/s (36 km/h), è v∞ ≈ 0.01 m/s. Pertanto, la presenza
della lamina piana, anche se di spessore nullo, causa uno scostamento dalla corrente parallela
dell’ordine dello 0.1%.
6.2.4
Resistenza di attrito
La resistenza di attrito si calcola facilmente come integrale dello sforzo tangenziale a parete τw :
Z L
τw (x, 0)b dx,
D=2
0
dove L è la distanza dal bordo d’attacco (tipicamente la lunghezza della lamina, se si è interessati alla resitenza totale), b è la larghezza della lamina piana, τw = d12 (x, 0) è lo sforzo
tangenziale a parete, e il fattore 2 è dovuto al fatto che la lamina piana ha due facce. Utilizzando
l’espressione (6.11) per la u ed il fatto che f ′′ (0) = 0.332, si ha
r
r
∂u
U ′′
U
τw (x, 0) = d12 (x, 0) = µ
= µU
f (0) = 0.332 · µU
,
∂y y=0
νx
νx
da cui
D=2
Z
0
L
τw (x, 0)b dx = 0.664 · bµU
r
U
ν
Z
0
L
p
p
1
√ dx = 1.328 · bU µρU L = 1.328 · b U 3 µρL.
x
Introducendo il coefficiente di attrito definito come
D
cf = 1 2 ,
2 ρU A
ed essendo, per la lamina piana, A = 2bL, si ottiene
p
1.328 · b U 3 µρL
1.328
D
=q
cf = 1 2 =
1
2
UL
2 ρU A
2 ρU 2bL
ν
da cui, indicando con ReL =
UL
ν
il numero di Reynolds basato sulla lunghezza della lamina,
1.328
cf = √
.
ReL
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
(6.18)
6.3. GRANDEZZE CARATTERISTICHE DELLO STRATO LIMITE
6.3
75
Grandezze caratteristiche dello strato limite
Siccome la presenza dello strato limite provoca un difetto di velocità rispetto alla corrente
esterna imperturbata, in presenza di strato limite si osserva sia una diminuzione della portata
in massa sia una diminuzione della quantità di moto.
y
y
U
U
δ 99
δ*
u ( y)
u ( y)
Figura 6.4: Schematizzazione grafica del significato di spessore di spostamento δ ∗ : esso
misura di quanto sarebbe necessario spostare la parete in modo che la corrente uniforme
u(y) ≡ U conservasse la stessa portata in massa (flusso di massa) della corrente non
uniforme u = u(y). In partica, è lo spessore che rende uguali le aree evidenziate in figura
6.3.1
Lo spessore di spostamento
Ha senso, quindi, chiedersi di quanto dovrebbe essere “spostata” verso l’esterno la parete in modo
tale che la portata in massa effettiva rimanga uguale a quella di una corrente uniforme u(y) ≡ U ,
essendo U il valore della corrente esterna, come schematizzato in figura 6.4. Chiamiamo spessore
di spostamento e lo indichiamo con δ ∗ (o δ1 ) proprio questa distanza. A seguito della definizione
si ha
Z ∞
Z ∞
u
∗
∗
ρ (U − u) dy
⇐⇒
ρU δ = ρU
1−
ρU δ =
dy,
U
0
0
da cui la definizione
δ∗ =
Z
0
Per lo strato limite su lamina piana si ha
∗
δ =
Z
0
∞
u
1−
dy =
U
r
νx
U
Z
∞
0
∞
1−
u
dy.
U
′
1 − f (η) dη = lim
η˜→∞
r
νx
[˜
η − f (˜
η )].
U
Come visto in precedenza, per η → ∞ la differenza [η − f (η)] è costante e vale 1.7208, per cui
si ha
r
νx
δ∗
1.7208
∗
⇐⇒
= √
δ = 1.7208
,
U
x
Rex
con Rex =
Ux
ν .
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
76
6.3.2
CAPITOLO 6. LO STRATO LIMITE
Lo spessore di quantità di moto
Sempre a seguito del fatto che lo strato limite causa un difetto di velocità rispetto alla corrente
uniforme, ha senso chiedersi di quanto dovrebbe essere “spostata” verso l’esterno la parete in
modo tale che la quantità di moto effettiva rimanga uguale a quella della corrente uniforme.
Chiamiamo spessore di quantità di moto e lo indichiamo con θ (o δ2 ) proprio questa distanza.
A seguito della definizione si ha
Z ∞ Z ∞
u
u
2
2
2
1−
dy,
ρu (U − u) dy
⇐⇒
ρU θ = ρU
ρU θ =
U
U
0
0
da cui la definizione
Z ∞ u
u
θ=
1−
dy.
U
U
0
Per lo strato limite su lamina piana si ha
Z ∞ u
u
1−
dy
θ =
r0 UZ ∞ U
νx
=
f ′ (η) 1 − f ′ (η) dη
0
r U Z
Z ∞
∞
νx
=
f ′ (η)f ′ (η) dη
f ′ (η) dη −
0
rU 0
Z ∞
νx
∞
∞
′′
′
[f (η)]0 − [f (η)f (η)]0 +
f (η)f (η) dη
=
0
rU Z ∞
νx
′′
′
′
f (η)f (η) dη
f (∞) − f (0) − f (∞)f (∞) + f (0)f (0) +
=
0
rU Z ∞
νx
=
f (η)f ′′ (η) dη
f (∞) − 0 − f (∞) · 1 + 0 · 0 +
0
rU Z ∞
νx
′′
f (η)f (η) dη.
=
U 0
Dalla figura 6.3 si osserva che f ′′ (η) è diversa da zero solo per η < 6 (all’interno dello strato
limite), quindi il prodotto f (η)f ′′ (η) è integrabile tra 0 e ∞ e risulta, dall’integrazione numerica,
Z ∞
f (η)f ′′ (η) dη = 0.664.
0
Pertanto,
ovvero, introducendo Rex =
6.3.3
Ux
ν ,
r
νx
θ = 0.664
,
U
θ
0.664
,
=√
x
Rex
Fattore di forma
Un ultimo parametro che distingue uno strato limite da un altro è il fattore di forma H definito
dal rapporto
δ∗
H= .
θ
Si osservi che, siccome δ ∗ > θ, allora H > 1. In particolare, per lo strato limite di Blasius esso
risulta costante e pari a H = 2.5916; mentre per strati limite turbolenti si ha 1.15 < H < 1.4.
Pertanto, al diminuire di H il profilo di velocità diventa più “pieno”, caratteristica tipica dei
profili turbolenti.
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
6.4. EQUAZIONE INTEGRALE DI VON KÀRMÀN
6.4
77
Equazione integrale di von Kàrmàn
Ripartendo dalle equazioni dello strato limite
∂u ∂v
+
∂x ∂y
∂u
∂u
+v
u
∂x
∂y
(6.19)
= 0
= uest
∂2u
duest
+ν 2,
dx
∂y
(6.20)
a x fissata integriamo l’equazione della quantità di moto in direzione normale alla parete tra 0
e un valore h esterno allo strato limite ottenendo:
Z h
Z h 2
est
∂u
∂ u
τw (x, 0)
∂u
µ ∂u h
τw (x)
µ ∂u est du
u
ν 2 dy =
+v
−u
=−
,
dy =
=−
=−
∂x
∂y
dx
∂y
ρ
∂y
ρ
∂y
ρ
ρ
0
0
0
0
dove si è indicato con τw lo sforzo tangenziale a parete e dove si è usato il fatto che al di fuori
∂u
= 0. Sfruttando l’equazione di continuità ed
dello strato limite u(y) = uest e pertanto
∂y
integrando in y, la velocità v è
Z y
∂u ′
v=−
dy + v(x, 0),
v(x, 0) = 0 per la condizione al contorno,
0 ∂x
che serve per ottenere il secondo termine dell’equazione integrale
Z h
Z h Z y
∂u
∂u ′ ∂u
v
dy
dy = −
dy.
∂y
∂y
0
0 ∂x
0
Z y
∂u ′
∂u
come fattore differenziale e
dy come fattore
Integrando per parti e considerando
∂y
0 ∂x
finito, si ha
Z h
h Z h
Z h
Z h
Z h
∂u
∂u
∂u
∂u ′
∂u ′
est
v
u
u
dy
+
dy = −u
dy +
dy.
dy = − u
∂y
∂x
∂x
0
0
0
0 ∂x
0 ∂x
0
Pertanto,
Z h
Z h
est
est
∂u
∂u
∂u
est du
est ∂u
est du
u
2u
+v
−u
−u
−u
dy =
dy
∂x
∂y
dx
∂x
∂x
dx
0
0
Z h
est
duest
∂
∂u2
est
est du
u u −u
−u
dy
−
=
∂x
dx
dx
Z0 h ∂x
duest
∂
u2 − uest u − uest − u
dy
=
dx
0Z ∂x
Z
h
∂
duest h est
= −
(u − u)dy
u(uest − u) dy −
0 ∂x
0 Z
dx est
Z h→∞
h→∞
du
∂
(uest − u)dy
u(uest − u)dy −
= −
∂x
dx 0
0
duest est ∗
d
= −
(uest )2 θ −
u δ ,
dx
dx
dove si è passati al limite h → ∞ perché le funzioni integrande sono nulle fuori dallo strato
limite. In conclusione si ottiene
d
duest
τw (x)
(uest )2 θ + δ ∗ uest
=
,
ρ
dx
dx
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
78
CAPITOLO 6. LO STRATO LIMITE
nota come equazione integrale di von Kàrmàn. La potenza di questa equazione integrale consiste
nel fatto che può essere applicata sia per strati limite laminari che turbolenti. Sviluppando la
derivata del primo termine di destra e dividendo tutta l’equazione per (uest )2 , si ha
est
est
τw (x)
1
est 2 dθ
est du
∗ est du
;
= est 2 (u )
+ 2θu
+δ u
ρ(uest )2
(u )
dx
dx
dx
introducendo il coefficiente di attrito locale (adimensionale)
Cf =
τw
1
est 2
2 ρ(u )
si ottiene, infine, la forma adimensionale dell’equazione integrale
Cf
dθ
θ duest
=
+ (H + 2) est
.
2
dx
u
dx
Nel caso particolare di lamina piana, siccome
duest
= 0, su una singola faccia si ha
dx
Cf
dθ
=
.
2
dx
Per poter confrontare questo risultato, che è il coefficiente di attrito locale, funzione della distanza x dal bordo d’attacco, con il coefficiente di attrito dell’equazione (6.18), che è un coefficiente
di attrito globale, occorre calcolare il valore medio di Cf tra 0 ed L:
1
cf =
L
Z
L
0
1
Cf dx =
L
Z
0
L
2 dθ = 2
θL
.
L
Questo significa che il coefficiente di attrito di una lamina piana può essere dedotto sperimentalmente misurando il solo spessore di quantità di moto al bordo di uscita della lamina (in realtà
lo spessore di quantità di moto viene calcolato dal profilo di velocità misurato sperimentalmente
o ottenuto da simulazioni numeriche). Tornando al confronto con il profilo di Blasius, siccome
r
νx
θ(x) = 0.664
,
U
si ha
θL
=2·
cf = 2
L
q
0.664 νL
U
L
r
ν
1.328
= 1.328
=√
,
UL
ReL
che è proprio l’espressione (6.18).
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
136
CAPITOLO 6. LO STRATO LIMITE
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
Capitolo 10
Problemi
Problema 10.1 Dato il problema ai limiti
3f ′′ + 2f = sin y
f (0) = 0, f (3π/2) = 1
determinare sperimentalmente l’ordine del metodo numerico che utilizza differenze finite non
equispaziate ed approssima la derivata seconda nel nodo i-esimo con
fi+1 − fi fi − fi−1
−
yi+1 − yi yi − yi−1
′′
.
f (yi ) ≈
yi+1 − yi−1
2
3
Distribuire gli N nodi di griglia secondo la legge parabolica yi = π
2
la soluzione esatta del problema è f (y) = − sin y.
i−1
N −1
2
. Si osservi che
Problema 10.2 Risolvere numericamente su griglia non equispaziata il problema ai limiti

3f ′′ − 2g ′ + f = 0


 ′′
g + 2f ′ − 2g = − cos y
f (0) = 0, f (π/2) = 1



g(0) = 1, g(π/2) = 0
fi+1 − fi−1 fi − fi−1
−
fi+1 − fi−1
y
−y
y − yi−1
e f ′′ (yi ) ≈ i+1 y i − y i
approssimando le derivate nel nodo i-esimo con f ′ (yi ) ≈
i+1
i−1
yi+1 − yi−1
2
e verificando che il metodo è del second’ordine. Si osservi che la soluzione esatta è la coppia di
funzioni f (y) = sin y e g(y) = cos y.
Problema 10.3 Determinare la soluzione numerica del problema ai limiti non lineare

y 3
 1 ′′
′
f + f f = sin
y
cos
2
2
2

f (0) = 0, f (π/2) = 1
utilizzando differenze finite non equispaziate (si osservi che la soluzione esatta è f (y) = sin y).
137
138
CAPITOLO 10. PROBLEMI
Problema 10.4 Utilizzando differenze finite non equispaziate con nodi parabolicamente addensati vicino all’origine, determinare la soluzione numerica del problema ai limiti non lineare
f + g′ = 0
f ′ g − f g′ = 1
con condizioni al bordo f (0) = f (π) = 0, g(0) = 1 e g(π) = −1 (si osservi che la soluzione
esatta è la coppia di funzioni f (y) = sin y e g(y) = cos y).
Problema 10.5 Determinare numericamente su una griglia non equispaziata le velocità u(2, y)
e v(2, y) per lo strato limite bidimensionale su una lamina piana immersa in una corrente
esterna uest (x) = U = 3 m/s con ν = 1.5 m2 /s risolvendo il sistema di equazioni in forma
conservativa
∂u ∂v
+
∂x ∂y
∂u2 ∂uv
+
∂x
∂y
= 0
= ν
∂2u
,
∂y 2
con condizioni al contorno
u(x, 0) = v(x, 0) = 0,
u(x, ∞) = U
e condizioni “iniziali” (al bordo d’attacco)
u(0, y) = U,
v(0, y) = 0.
Problema 10.6 Determinare la soluzione numerica su una griglia non equispaziata dell’equazione di Blasius riscritta come sistema del second’ordine
f u′ + 2u′′ = 0
f′ − u = 0
con condizioni al contorno
f (0) = 0,
u(0) = 0,
u(∞) = 1.
L’equazione che rimpiazza la condizione al contorno per f all’infinito è f ′ (∞) = u(∞) = 1.
Nota la soluzione di del problema di Blasius, determinare u(2, y) e v(2, y) supponendo uest (x) =
U = 3 m/s e ν = 1.5 m2 /s e confrontare i profili di velocità così ottenuti con quelli della soluzione del problema precedente. Si calcoli il fattore di forma H per la soluzione u(2, y) calcolata
con i due metodi e si commentino i risultati in base allo sforzo computazionale necessario per
ottenere un valore vicino a quello previsto dalla teoria.
Problema 10.7 Risolvere numericamente il problema
ut + aux = 0
u(x, 0) = u0 (x) = 1.5 · max(0, 1 − |x|)
utilizzando uno dei metodi visti (upwind, Lax-Friedrichs, Lax-Wendroff, ecc.), variando a (positiva o negativa) e confrontando il risultato ottenuto con la soluzione esatta calcolata con il
metodo delle caratteristiche.
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
139
Problema 10.8 Risolvere numericamente il problema

 ut + aux = 0
1.2
se
 u(x, 0) = u0 (x) =
0.4
se
x<0
x > 0.
utilizzando uno dei metodi visti (upwind, Lax-Friedrichs, Lax-Wendroff, ecc.), variando a (positiva o negativa) e confrontando il risultato ottenuto con la soluzione esatta calcolata con il
metodo delle caratteristiche. Se si utilizza un metodo conservativo, si ottengono risultati più
o meno corretti? Quali conclusioni si possono trarre sulla dipendenza del metodo numerico da
eventuali discontinuità del dato iniziale? Come sono spiegabili numericamente?
Problema 10.9 Risolvere con il metodo delle caratteristiche l’equazione di Burgers
ut + uux = 0,
con dato iniziale u0 = 1.5 · max(0, 1 − |x|) fino ad un certo tempo t = 1.5 · t¯, essendo t¯ il tempo
al quale si osserva una soluzione a più valori (non fisica). Quindi si risolva lo stesso problema
numericamente (con un metodo conservativo), ottenendo una soluzione ad un sol valore. Infine,
si mostri che l’area racchiusa tra l’asse x e la curva viene conservata, ovvero è la stessa per
entrambi i metodi.
Problema 10.10 Risolvere numericamente il problema di Riemann non lineare

 ut + uux = 0
uℓ = 1.2
se x < 0
 u(x, 0) = u0 (x) =
ur = 0.4
se x > 0.
confrontando tra loro le soluzioni ottenute con un metodo non conservativo, uno conservativo e
la soluzione esatta
uℓ + ur
uℓ
se x − St < 0
con S =
u(x, t) =
.
ur
se x − St > 0
2
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
140
CAPITOLO 10. PROBLEMI
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
Appendice A
Richiami su vettori, tensori, identità ed
operatori differenziali
A.1
Vettori in R3 e operazioni su di essi
Un vettore v ∈ R3 può essere visualizzato come una freccia spiccata dall’origine O(0, 0, 0) di
un sistema di assi cartesiani ortogonali verso il punto V ∈ R3 di coordinate v1 , v2 , v3 , V =
(v1 , v2 , v3 ), come schematizzato in figura A.1. La retta passante per i punti O e V viene detta
x3
v3
V (v1 , v2 , v3 )
e3
O
e1
e2
v1
v2
x1
x2
Figura A.1: Rappresentazione del vettore v ∈ R3 come freccia spiccata dall’origine O
verso il punto V (v1 , v2 , v3 ).
direzione del vettore v, risulta definito in modo naturale il verso del vettore v come il verso di
percorrenza della semiretta a partire dall’origine O(0, 0, 0) fino al punto V , e la lunghezza del
segmento OV viene detto modulo del vettore v che, per evitare confusione, indicheremo con
|v|. Pertanto
q
|v| = v12 + v22 + v32 .
141
142
APPENDICE A. VETTORI, TENSORI, OPERATORI DIFFERENZIALI
Se indichiamo con
e1 = (1, 0, 0),
e2 = (0, 1, 0),
e3 = (0, 0, 1)
R3 ,
i tre versori della base canonica (ortonormale) di
ossia i tre vettori di modulo unitario
orientati, ciascuno, secondo uno degli assi cartesiani ortogonali, come riportato in figura A.1,
allora tramite essi è possibile scrivere il vettore v come somma delle sue componenti vettoriali
lungo gli assi cartesiani x1 , x2 e x3
v = (v1 , v2 , v3 ) = v1 e1 + v2 e2 + v3 e3 .
Dati due vettori in R3
a = a1 e1 + a2 e2 + a3 e3 ,
e
b = b1 e 1 + b2 e 2 + b3 e 3 ,
defininiamo:
• prodotto scalare, e lo indichiamo con il simbolo ‘·’ tra i due vettori a e b, il numero c ∈ R
tale che
c = a · b := a1 b1 + a2 b2 + a3 b3 ;
• prodotto vettoriale, e lo indichiamo con il simbolo ‘×’ tra i due vettori a e b, il vettore c
tale che
c = a × b := e1 (a2 b3 − a3 b2 ) + e2 (a3 b1 − a1 b3 ) + e3 (a1 b2 − a2 b1 );
• prodotto tensoriale, e lo indichiamo con il simbolo ‘⊗’
M i cui elementi sono

a1 b1 a1 b2


M = a ⊗ b := 
 a2 b1 a2 b2

a3 b1 a3 b2
tra i due vettori a e b, la matrice
a1 b3



a2 b3 
.

a3 b3
È immediato verificare che il prodotto scalare è commutativo, ovvero
a · b = b · a.
Al contrario, il prodotto vettoriale è anticommutativo, come si può facilmente verificare raccogliendo un segno meno nel termine di destra della definizione data:
a × b = −b × a.
Per ricordarsi come si calcola il prodotto vettoriale tra due vettori basta osservare che

 e1 e2 e3 e1 e2 e3

 
 

a × b = det  a1 a2 a3  = a1 a2 a3 .

 b1 b2 b3
b1 b2 b3 Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
A.1. VETTORI IN R3 E OPERAZIONI SU DI ESSI
143
Dalla definizione di prodotto scalare si ha che
1 se i = j
ei · ej =
0 se i 6= j,
da cui segue che due vettori ortogonali hanno prodotto scalare nullo. Dalla definizione di
prodotto vettoriale si ha
e1 × e2 = e3 ,
e2 × e3 = e1 ,
e3 × e1 = e2 ,
mentre
ei × ej = 0 se i = j,
in quanto due vettori paralleli hanno prodotto vettoriale nullo. Dalla definizione di prodotto
scalare segue anche che il modulo di un vettore è
|v| =
√
v · v.
Inoltre, per il prodotto scalare, si ha
c = a · b = |a||b| cos θ,
dove θ è l’angolo formato dai due vettori. Viceversa, dati due vettori è immediato determinare
l’angolo tra essi compreso come
a·b
θ = arccos
.
|a||b|
Per il prodotto vettoriale si ha invece
c = a × b ⇐⇒ |c| = |a||b| sin θ,
essendo θ l’angolo formato dai due vettori.
A.1.1
Alcune identità vettoriali
Dimostriamo le identità notevoli
a × (b × c) = (a · c)b − (a · b)c
(A.1)
a · (b × c) = b · (c × a) = c · (a × b).
(A.2)
e
Per la (A.1), dalla definizione di prodotto vettoriale tra due vettori si ha
b × c := e1 (b2 c3 − b3 c2 ) + e2 (b3 c1 − b1 c3 ) + e3 (b1 c2 − b2 c1 ),
pertanto
e1
e2
e3
a1
a2
a3
a × (b × c) = (b2 c3 − b3 c2 ) (b3 c1 − b1 c3 ) (b1 c2 − b2 c1 )
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
144
APPENDICE A. VETTORI, TENSORI, OPERATORI DIFFERENZIALI
Svolgendo i calcoli si ottiene
a × (b × c) = e1 (a2 b1 c2 − a2 b2 c1 − a3 b3 c1 + a3 b1 c3 )+
e2 (a3 b2 c3 − a3 b3 c2 − a1 b1 c2 + a1 b2 c1 )+
e3 (a1 b3 c1 − a1 b1 c3 − a2 b2 c3 + a2 b3 c2 ),
che riscritto sommando e sottraendo alla prima componente a1 b1 c1 , alla seconda a2 b2 c2 e alla
terza a3 b3 c3 , porta a
a × (b × c) = e1 (a2 b1 c2 − a2 b2 c1 − a3 b3 c1 + a3 b1 c3 + a1 b1 c1 − a1 b1 c1 )+
e2 (a3 b2 c3 − a3 b3 c2 − a1 b1 c2 + a1 b2 c1 + a2 b2 c2 − a2 b2 c2 )+
e3 (a1 b3 c1 − a1 b1 c3 − a2 b2 c3 + a2 b3 c2 + a3 b3 c3 − a3 b3 c3 )
= e1 [(a1 c1 + a2 c2 + a3 c3 )b1 − (a1 b1 + a2 b2 + a3 b3 )c1 ]
e2 [(a1 c1 + a2 c2 + a3 c3 )b2 − (a1 b1 + a2 b2 + a3 b3 )c2 ]
e3 [(a1 c1 + a2 c2 + a3 c3 )b3 − (a1 b1 + a2 b2 + a3 b3 )c3 ].
Essendo
si ha
a1 c1 + a2 c2 + a3 c3 = a · c
e
a1 b1 + a2 b2 + a3 b3 = a · b,
a × (b × c) = e1 [(a · c)b1 − (a · b)c1 ]
e2 [(a · c)b2 − (a · b)c2 ]
e3 [(a · c)b3 − (a · b)c3 ]
= (a · c)(e1 b1 + e2 b2 + e3 b3 ) − (a · b)(e1 c1 + e2 c2 + e3 c3 )
= (a · c)b − (a · b)c,
da cui la (A.1). Evidentemente, dato che il prodotto scalare tra due vettori è commutativo ed
il risultato è uno scalare, la (A.1) può anche essere riscritta nelle forme totalmente equivalenti
a × (b × c) =
=
=
=
(a · c)b − (a · b)c
b(a · c) − c(a · b)
b(c · a) − c(b · a)
(c · a)b − (b · a)c.
Dimostriamo ora l’identità vettoriale (A.2). Dalle definizioni di prodotto scalare e prodotto
vettoriale si hanno le tre uguaglianze
a · (b × c) = a1 (b2 c3 − b3 c2 ) + a2 (b3 c1 − b1 c3 ) + a3 (b1 c2 − b2 c1 )
= a1 b2 c3 + a2 b3 c1 + a3 b1 c2 − (a1 b3 c2 + a2 b1 c3 + a3 b2 c1 ),
b · (c × a) = b1 (c2 a3 − c3 a2 ) + b2 (c3 a1 − c1 a3 ) + b3 (c1 a2 − c2 a1 )
= b1 c2 a3 + b2 c3 a1 + b3 c1 a2 − (b1 c3 a2 + b2 c1 a3 + b3 c2 a1 ),
a · (b × c) = c1 (a2 b3 − a3 b2 ) + c2 (a3 b1 − a1 b3 ) + c3 (a1 b2 − a2 b1 )
= c1 a2 b3 + c2 a3 b1 + c3 a1 b2 − (c1 a3 b2 + c2 a1 b3 + c3 a2 b1 ),
dalle quali si ottiene immediatamente la (A.2).
A.2
Gradiente, divergenza, rotore e laplaciano
Se introduciamo il vettore ∇ definito come
∂
∂
∂
+ e2
+ e3
,
∇ := e1
∂x1
∂x2
∂x3
allora risultano definiti in modo naturale e formalmente corretto
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
A.2. GRADIENTE, DIVERGENZA, ROTORE E LAPLACIANO
145
• il gradiente di uno scalare ϕ = ϕ(x1 , x2 , x3 , t) come moltiplicazione tra il vettore ∇ e lo
scalare ϕ:
∂ϕ
∂ϕ
∂ϕ
+ e2
+ e3
,
∇ϕ = e1
∂x1
∂x2
∂x3
• la divergenza di un vettore v = [v1 (x1 , x2 , x3 , t), v2 (x1 , x2 , x3 , t), v3 (x1 , x2 , x3 , t)] come
prodotto scalare tra il vettore ∇ e il vettore v:
∇·v =
∂v1
∂v2
∂v3
+
+
,
∂x1 ∂x2 ∂x3
• il rotore di un vettore v = [v1 (x1 , x2 , x3 , t), v2 (x1 , x2 , x3 , t), v3 (x1 , x2 , x3 , t)] come prodotto
vettoriale tra il vettore ∇ e il vettore v:
e1
e2
e3 ∂
∂
∂
= e1 ∂v3 − ∂v2 +e2 ∂v1 − ∂v3 +e3 ∂v2 − ∂v1 ,
∇×v = ∂x2 ∂x3
∂x3 ∂x1
∂x1 ∂x2
∂x1 ∂x2 ∂x3 v1
v2
v3 • e il laplaciano di uno scalare ϕ = ϕ(x1 , x2 , x3 , t) come il prodotto tra lo scalare ∇2 = |∇|2
e lo scalare ϕ:
∂2ϕ ∂2ϕ ∂2ϕ
∇2 ϕ =
+
+
.
∂x21
∂x22
∂x23
Si osservi che il laplaciano di ϕ è la divergenza del gradiente di ϕ:
∂
∂2ϕ ∂2ϕ ∂2ϕ
+
+
=
∇ ϕ=
2
2
2
∂x1
∂x1
∂x2
∂x3
2
∂ϕ
∂x1
∂
+
∂x2
∂ϕ
∂x2
∂
+
∂x3
∂ϕ
∂x3
= ∇ · (∇ϕ).
Talvolta, nello studio della dinamica dei fluidi, per scrivere in modo compatto le equazioni si
utilizzano anche
• il gradiente di un vettore v, noto anche come jacobiano del vettore v, definito come la
matrice avente per righe i gradienti delle singole componenti di v:
∂v1
 ∂x1
 


∇v1
 ∂v

2
∇v =  ∇v2  = 
 ∂x1
∇v3


 ∂v3
∂x1

∂v1
∂x2
∂v2
∂x2
∂v3
∂x2

∂v1
∂x3 


∂v2 

,
∂x3 


∂v3 
∂x3
• la divergenza di una matrice A definita come il vettore avente come componenti le
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
146
APPENDICE A. VETTORI, TENSORI, OPERATORI DIFFERENZIALI
divergenze dei vettori riga della matrice A

∂a11 ∂a12 ∂a13
+
+
  ∂x

∂x2
∂x3 
1
∇ · ([a11 , a12 , a13 ])




 

  ∂a21 ∂a22 ∂a23 



∇·A= 
+
+
=
 ∇ · ([a21 , a22 , a23 ])  = 
∂x1
∂x2
∂x3 
 





∇ · ([a31 , a32 , a33 ])
 ∂a31 ∂a32 ∂a33 
+
+
∂x1
∂x2
∂x3
∂a11 ∂a12 ∂a13
∂a21 ∂a22 ∂a23
= e1
+
+
+
+
+ e2
+
∂x1
∂x2
∂x3
∂x1
∂x2
∂x3

e3
∂a31 ∂a32 ∂a33
+
+
∂x1
∂x2
∂x3
,
• il laplaciano di un vettore v definito come la divergenza del gradiente del vettore v, ossia
il vettore avente come componenti le divergenze dei gradienti delle componenti di v o,
equivalentemente, il vettore avente come componenti i laplaciani delle componenti di v

 2
∂ v 1 ∂ 2 v 1 ∂ 2 v1
+
+
 ∂x2
∂x22
∂x23 
1




  2  

 2
∇ v1
∇ · (∇v1 )
2
2

∂ v 2 ∂ v 2 ∂ v2 
2
=





∇ · (∇v2 ) = ∇ v2 = 
∇ · (∇v) =
+
+
∂x21
∂x22
∂x23 
2


∇ · (∇v3 )
∇ v3




 ∂ 2 v 3 ∂ 2 v 3 ∂ 2 v3 
+
+
∂x21
∂x22
∂x23
= e1
∂ 2 v1 ∂ 2 v1 ∂ 2 v1
+
+
∂x21
∂x22
∂x23
+ e2
e3
∂ 2 v3 ∂ 2 v3 ∂ 2 v3
+
+
∂x21
∂x22
∂x23
,
∂ 2 v2 ∂ 2 v2 ∂ 2 v2
+
+
∂x21
∂x22
∂x23
+
• il simbolo (u · ∇) che, inteso come prodotto scalare tra i vettori u e ∇, denota l’operatore
scalare
∂
∂
∂
+ u2
+ u3
,
(u · ∇) = u1
∂x1
∂x2
∂x3
• ed il simbolo (u · ∇)v che, inteso come prodotto tra lo scalare (u · ∇) ed il vettore v,
denota il vettore (u · ∇)v = (u · ∇)e1 v1 + (u · ∇)e2 v2 + (u · ∇)e3 v3 , ossia
(u · ∇)v = e1 (u · ∇v1 ) + e2 (u · ∇v2 ) + e3 (u · ∇v3 ).
Siccome la derivata è un operatore lineare, anche per gradiente, divergenza rotore e laplaciano
valgono le proprietà di linearità.
Un’identità notevole, molto utile nello studio della dinamica dei fluidi per riscrivere le
equazioni in modo da far comparire il rotore della velocità (detto vorticità), è
2
|v|
(∇ × v) × v = (v · ∇)v − ∇
.
(A.3)
2
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
A.2. GRADIENTE, DIVERGENZA, ROTORE E LAPLACIANO
147
Per dimostrarla utilizziamo la definizione di ∇ × v e di prodotto vettoriale
(∇ × v) × v:
e1
e2
e3
∂v3
∂v2
∂v3
∂v1
∂v1
∂v2
−
−
−
(∇ × v) × v = ∂x3 ∂x1
∂x1 ∂x2
∂x2 ∂x3
v1
v2
v3
= e1
∂v3
∂v1
−
∂x3 ∂x1
e2
∂v2
∂v1
−
∂x1 ∂x2
e3
∂v2
∂v3
−
∂x2 ∂x3
v3 −
∂v1
∂v2
−
∂x1 ∂x2
v2 +
v1 −
∂v2
∂v3
−
∂x2 ∂x3
v3 +
v2 −
∂v3
∂v1
−
∂x3 ∂x1
Sommando e sottraendo nella prima componente v1
si ottiene
(∇ × v) × v = e1
∂v1
∂v3
−
∂x3 ∂x1
e2
∂v1
∂v2
−
∂x1 ∂x2
e3
∂v3
∂v2
−
∂x2 ∂x3
e calcoliamo
v1 .
∂v1
∂v2
∂v3
, nella seconda v2
, nella terza v3
,
∂x1
∂x2
∂x3
v3 −
∂v1
∂v2
−
∂x1 ∂x2
∂v1
∂v1
− v1
v2 + v 1
+
∂x1
∂x1
v1 −
∂v2
∂v3
−
∂x2 ∂x3
∂v2
∂v2
v3 + v 2
+
− v2
∂x2
∂x2
v2 −
∂v3
∂v1
−
∂x3 ∂x1
∂v3
∂v3
− v3
v1 + v 3
∂x3
∂x3
v2
v2
v2
= e1
"
∂v1
∂v1
∂v1
+ v2
+ v3
−
v1
∂x1
∂x2
∂x3
∂ 2
∂ 3
∂ 21
+ 2 + 2
∂x1 ∂x1 ∂x1
e2
"
∂v2
∂v2
∂v2
v1
+ v2
+ v3
−
∂x1
∂x2
∂x3
∂ 2
∂ 3
∂ 21
+ 2 + 2
∂x2 ∂x2 ∂x2
e3
"
∂v3
∂v3
∂v3
v1
+ v2
+ v3
−
∂x1
∂x2
∂x3
∂ 2
∂ 3
∂ 21
+ 2 + 2
∂x3 ∂x3 ∂x3
v2
v2
v2
v2
v2
v2
!#
+
!#
+
!#
,
da cui, passando alla notazione vettoriale,
2 2 ∂
|v|
|v|
∂
(∇ × v) × v = e1 v · ∇v1 −
+ e2 v · ∇v2 −
+
∂x1
2
∂x2
2
2 |v|
∂
e3 v · ∇v3 −
∂x3
2
= e1 (v · ∇v1 ) + e2 (v · ∇v2 ) + e3 (v · ∇v3 ) − ∇
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
|v|2
2
,
148
APPENDICE A. VETTORI, TENSORI, OPERATORI DIFFERENZIALI
dove si è usato il fatto che
v2 v2 v2
|v|2
= 1 + 2 + 3.
2
2
2
2
Siccome
e1 (v · ∇v1 ) + e2 (v · ∇v2 ) + e3 (v · ∇v3 ) = (v · ∇)v,
allora possiamo scrivere direttamente la (A.3):
(∇ × v) × v = (v · ∇)v − ∇
A.3
|v|2
2
.
Tensori (cenni) e notazione di Einstein
Per un vettore scritto in componenti cartesiane valgono le seguenti forme alternative
v = (v1 , v2 , v3 ) = v1 e1 + v2 e2 + v3 e3 =
3
X
vi e i ,
i=1
essendo ei , con i = 1, 2, 3 i versori unitari. Se utilizziamo la convezione di Einstein sugli indici
ripetuti (da qui in avanti la chiameremo semplicemente notazione di Einstein), secondo la quale
quando in un’espressione compaiono dei termini con due indici uguali allora quel termine deve
essere rimpiazzato dalla somma del termine stesso con gli indici che vanno da 1 al massimo
ammissibile (3 nel nostro caso, 4 nel caso della relatività speciale di Einstein), allora il vettore
v si scrive semplicemente
v = e i vi ,
mentre il suo modulo si scrive
√
v i vi .
q
Si osservi che scrivere il modulo di un vettore come vi2 è completamente sbagliato perché
|v| =
v
u 3
q
uX
√
vi2 = vi vi 6= vi2 = |vi |,
|v| = t
i=1
in quanto
la sommatoria viene eseguita solo se gli indici all’interno di un termine sono ripetuti
q
2
(in vi non ci sono indici ripetuti). Questa convenzione è particolarmente utile e conveniente,
ma bisogna sempre stare molto attenti agli eventuali indici ripetuti che sott’intendono una
sommatoria: nel caso gli indici ripetuti siano più di uno, allora ci sono più sommatorie innestate
una dentro l’altra.
Se tralasciamo la presenza del versore ei , quando scriviamo vi intendiamo, quindi, la componente i-esima di un vettore. Al contrario, se scriviamo solo v senza alcun indice, allora
intendiamo in modo inequivocabile uno scalare. Estendendo l’idea degli indici, se scriviamo un
oggetto con più indici, per esempio vijk , intendiamo un tensore di rango pari al numero di indici
che compaiono come pedici. Quindi le matrici sono tensori di rango 2, i vettori tensori di rango
1 e gli scalari tensori di rango 0, come riassunto in tabella A.1. Si pensi ora a campi scalari e
campi vettoriali tipici della fluidodinamica: la densità, la pressione, la temperatura sono campi
scalari, eventualmente dipendenti dal tempo, mentre la velocità e la vorticità sono campi vettoriali, anch’essi in generale dipendenti dal tempo. Evidentemente, siccome questi campi sono
delle grandezze fisiche e misurabili, essi non cambiano al variare del sistema di riferimento, alla
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
A.3. TENSORI (CENNI) E NOTAZIONE DI EINSTEIN
Quantità
Tensore di ordine zero
Tensore di ordine uno
Accezione
comune
Notazione
comune
Notazione
indiciale
cartesiana
Notazione
matriciale
scalare
v
v
[v]
vettore
Tensore di ordine due
149
matrice





vi
v
vij
V





v11
v21
..
.
v1
v2
..
.
vn
v12
v22
..
.





...
...
..
.
v1m
v2m
..
.
vn1 vn2 . . .
vnm
Tensore di ordine tre
tensore
V
vijk
-
Tensore di ordine quattro
tensore
V
vijkl
-





Tabella A.1: Riassunto delle diverse notazioni per scalari, vettori e tensori
peggio cambiano le componenti di un vettore dipendentemente dal sistema di riferimento, ma il
vettore (pensato come una “freccia”) di sicuro non cambia. Quindi la temperatura sarà sempre
la stessa indipendentemente dal sistema di riferimento così come la velocità. Allo stesso modo
anche i campi tensoriali devono essere invarianti rispetto al sistema di riferimento. Siccome
utilizzeremo sempre coordinate cartesiane (non curvilinee), evitiamo di introdurre il concetto
di componenti covarianti e controvarianti, ed indicheremo i tensori solo con dei pedici. Due
tensori molto utili sono:
1 se i = j
1. il simbolo di Kronecker δij =
0 se i 6= j,

 1 se (i, j, k) = (1, 2, 3), (2, 3, 1), (3, 1, 2)
−1 se (i, j, k) = (3, 2, 1), (2, 1, 3), (1, 3, 2)
2. il simbolo di Levi-Civita εijk =

0 altrimenti: almeno due indici sono uguali tra loro.
Si osservi che δij è la matrice identità I = diag(1, . . . , 1) ed è un tensore di rango 2, diagonale
e simmetrico. Il simbolo di Levi-Civita, invece, è un tensore di rango 3 che può essere riscritto
(nel nostro caso) come
(j − i)(k − i)(k − j)
εijk =
,
2
e dalla definizione del quale seguono immediatamente tre proprietà notevoli
εijk = εjki = εkij ,
εkji = εjik = εikj ,
e
εijk = −εkji .
(A.4)
Si osservi che valgono le seguenti identità che coinvolgono il simbolo di Kronecker:
ai = al δil ,
aij = alm δil δjm ,
aijk = almn δil δjm δkn .
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
(A.5)
150
APPENDICE A. VETTORI, TENSORI, OPERATORI DIFFERENZIALI
Se a e b sono due vettori colonna, mettendo assieme la notazione di Einstein con quella tensoriale
e supponendo che tutti gli indici varino da 1 a 3 (siamo nello spazio euclideo) si ottengono
scritture molto compatte di operazioni note. Ne riportiamo alcune.
• Prodotto scalare tra vettori: c = ai bi ⇐⇒ c = a · b.
• Prodotto matrice-vettore: bi = mij aj ⇐⇒ b = M a.
• Prodotto tensoriale tra vettori, anche di dimensioni diverse, con a ∈ Rm , b ∈ Rn e
M ∈ Rm×n :



mij = ai bj ⇐⇒ M = abT = a ⊗ b = 

a1 b1
a2 b1
..
.
a1 b2
a2 b2
..
.
a1 b3
a2 b3
..
.
...
...
..
.
a1 bn
a2 bn
..
.
am b1 am b2 am b3 . . .
am bn



.

• Determinante di una matrice quadrata (3 × 3 nel nostro caso):
m11 m12 m13
det M = m21 m22 m23
m31 m32 m33
= εijk m1i m2j m3k .
• Prodotto vettoriale tra vettori: ci = εijk aj bk ⇐⇒ c = ei εijk aj bk ⇐⇒ c = a × b.
• Gradiente di uno scalare: ∇ϕ = ei
∂ϕ
.
∂xi
• Divergenza di un vettore: ∇ · a =
∂ai
.
∂xi
• Rotore di un vettore: b = ei εijk
∂ak
⇐⇒ b = ∇ × a.
∂xj
∂
• Laplaciano di uno scalare: ∇ ϕ = ∇ · ∇ϕ =
∂xi
2
• Gradiente di un vettore: ∇a ⇐⇒ (∇a)ij =
• Divergenza di un tensore: ∇ · A = ei
• Laplaciano di un vettore: ∇2 a = ei
• Il vettore: (a · ∇)b = ei aj
∂ϕ
∂xi
=
∂2ϕ
.
∂xi ∂xi
∂ai
.
∂xj
∂aij
.
∂xj
∂ 2 ai
.
∂xj ∂xj
∂bi
.
∂xj
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
(A.6)
A.3. TENSORI (CENNI) E NOTAZIONE DI EINSTEIN
A.3.1
151
Alcune proprietà del simbolo di Levi-Civita
Il simbolo di Levi-Civita gode di alcune proprietà. Dimostriamo che
εijk εlmn
δil δim δin = δjl δjm δjn ,
δkl δkm δkn (A.7)
ovvero, che vale la seguente relazione (dopo aver svolto i calcoli a destra)
εijk εlmn = δil (δjm δkn − δjn δkm ) + δim (δjn δkl − δjl δkn ) + δin (δjl δkm − δjm δkl )
(A.8)
= δil δjm δkn + δim δjn δkl + δin δjl δkm − δil δjn δkm − δim δjl δkn − δin δjm δkl .
Per la dimostrazione osserviamo che, dalle relazioni (A.5) e (A.6), si ottiene immediatamente
εlmn = εijk δli δmj δnk
e quindi
εijk
δl1 δl2 δl3 = δm1 δm2 δm3 ,
δn1 δn2 δn3 δi1 δi2 δi3 = δj1 δj2 δj3 .
δk1 δk2 δk3 Ricordando che il determinante del prodotto di due matrici è uguale al prodotto dei determinanti
delle singole matrici, si ha allora
εijk εlmn
δi1 δi2 δi3 δl1 δl2 δl3 δil δim δin = δj1 δj2 δj3 δm1 δm2 δm3 = δjl δjm δjn ,
δk1 δk2 δk3 δn1 δn2 δn3 δkl δkm δkn da cui la (A.7). Dall’identità (A.8) si ottiene immediatamente che il prodotto di due simboli di
Levi-Civita con lo stesso indice porta all’identità
εijk εimn = δjm δkn − δjn δkm .
(A.9)
Infatti, sostituendo nella (A.7) l = i, utilizzando la definizione di simbolo di Kronecker, ed
osservando che δii = 3, si ha
εijk εimn = δii δjm δkn + δim δjn δki + δin δji δkm − δii δjn δkm − δim δji δkn − δin δjm δki
= 3δjm δkn + δkm δjn + δjn δkm − 3δjn δkm − δjm δkn − δkn δjm
= δjm δkn − δjn δkm
Da questa identità si ottengono immediatamente anche le seguenti identità che coinvolgono il
prodotto di due simboli di Levi-Civita con rispettivamente due e tutti gli indici uguali:
εijk εijn = 2δkn
e
εijk εijk = 6.
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
152
A.3.2
APPENDICE A. VETTORI, TENSORI, OPERATORI DIFFERENZIALI
Rivisitazione di alcune proprietà delle operazioni tra vettori
Il simbolo di Levi-Civita consente di ottenere molto velocemente le identità vettoriali già ricavate
attraverso lunghi passaggi. Dimostriamo che
a × (b × c) = (a · c)b − (a · b)c.
Se d = a × (b × c) allora per la i-esima componente si ha
di =
=
=
=
=
=
=
εijk aj εklm bl cm
εijk εklm aj bl cm
εkij εklm aj bl cm
(δil δjm − δim δjl )aj bl cm
bi am cm − ci al bl
bi (a · c) − ci (a · b)
[b(a · c)]i − [c(a · b)]i .
Dimostriamo ora le identità vettoriali
a · (b × c) = b · (c × a) = c · (a × b).
L’utilizzo del simbolo di Levi-Civita e delle identità (A.4) consente di scrivere
a · (b × c) = ai εijk bj ck = bj εijk ai ck = bj εjki ck ai = b · (c × a)
e
a · (b × c) = ai εijk bj ck = ck εijk ai bj = ck εkij ai bj = c · (a × b).
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
Appendice B
Richiami su alcuni teoremi
fondamentali
B.1
B.1.1
Teorema della divergenza e del rotore
Teorema della divergenza
Sia V un sottoinsieme limitato di R3 la cui frontiera S = ∂V è una superficie regolare orientabile
di normale uscente n
ˆ e sia v un campo vettoriale di classe C 1 su V . Allora vale la seguente
identità nota come Teorema della divergenza
Z
Z
∇ · v dV,
(B.1)
v·n
ˆ dS =
V
S
essendo ∇ · v la divergenza del vettore v. Tale teorema è detto anche teorema di Green o
teorema di Gauss o teorema di Ostrogradsky. In forma tensoriale vale l’uguaglianza
Z
Z
∂vj
dV
vj nj dS =
V ∂xj
S
e, più in generale,
Z
σij nj dS =
S
B.1.2
Z
V
∂σij
dV.
∂xj
Teorema del rotore (o di Stokes)
Sia S una superficie regolare a pezzi orientata con normale uscente n
ˆ e bordo C orientato
positivamente (ossia C è la curva orientata in R3 , chiusa su se stessa, che fa da bordo alla
superficie S in modo tale che percorrendola in verso positivo la normale alla superficie sia
orientata secondo la convezione della regola della mano destra). Sia v un campo vettoriale di
classe C 1 su un aperto che contiene S. Allora vale l’identità
Z
I
ˆ
ˆ dS,
(B.2)
v · t dℓ = (∇ × v) · n
C
S
essendo ˆ
t il versore tangente alla curva orientata C. Anche questo teorema può essere scritto
in forma tensoriale come
Z
I
∂vk
ni dS.
εijk
vj tj dℓ =
∂xj
S
C
153
154
B.2
B.2.1
APPENDICE B. RICHIAMI SU ALCUNI TEOREMI FONDAMENTALI
Significato fisico-geometrico di gradiente, divergenza e rotore
Il gradiente
Dall’Analisi Matematica è noto che la derivata direzionale di una funzione scalare f (r) =
f (x1 , x2 , x3 ) nella direzione v e calcolata nel punto r0 vale
Dv f (r0 ) = ∇f (r0 ) · v.
Pertanto, la direzione di massima crescita di f (ossia la direzione lungo la quale il valore
numerico di Dv f (r) è massimo) si ha quando i vettori ∇f (r) e v sono paralleli in quanto, in
questo caso, il loro prodotto scalare si riduce al prodotto dei loro moduli. La direzione del
gradiente di f è, in definitiva, la direzione di massima crescita di f .
Si osservi che, quando si valuta la funzione f lungo una curva parametrica in R3 dipendente
dal parametro t, f diventa una funzione del solo parametro t: f (t) = f (x1 (t), x2 (t), x3 (t)) =
f (r(t)). La derivata totale rispetto a t è quindi
df
(t) =
dt
∂f
∂x1
(x1 (t), x2 (t), x3 (t)) ·
(t)+
∂x1
∂t
∂f
∂x2
(x1 (t), x2 (t), x3 (t)) ·
(t)+
∂x2
∂t
∂f
∂x3
(x1 (t), x2 (t), x3 (t)) ·
(t)
∂x3
∂t
= ∇f (r(t)) · r′ (t)
Se r(t) è una curva di livello di f , ossia una curva in R3 tale per cui la funzione f valutata
lungo di essa è costante,
f (r(t)) = f (x1 (t), x2 (t), x3 (t)) = c,
allora lungo la curva così definita si ha
df
(t) = 0 ⇐⇒ ∇f (r(t)) · r′ (t) ≡ 0
dt
∀ t ∈ R,
il che significa che il vettore gradiente è sempre ortogonale al vettore tangente r′ (t), ossia il
gradiente è sempre ortogonale alle linee di livello della funzione scalare f (r(t)).
In definitiva, il vettore gradiente può essere interpretato come la direzione di massima crescita di una funziona scalare e, al tempo stesso, come la direzione perpendicolare alle linee di
livello della funzione stessa.
B.2.2
La divergenza
Se con
ΦS (v) =
Z
S
v·n
ˆ dS
intendiamo il flusso del vettore v attraverso la superificie S di normale uscente (localmente)
n
ˆ , allora il teorema della divergenza (B.1.1) esprime il fatto che l’integrale su un volume della
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
B.2. SIGNIFICATO FISICO-GEOMETRICO DI GRADIENTE, DIVERGENZA E ROTORE155
divergenza di un vettore è pari a flusso uscente dello stesso vettore dalla superficie che ha come
contorno il volume in questione.
Dalla forma integrale del teorema della divergenza (B.1.1) si può risalire ad una forma
locale, che evidenzia il significato fisico/geometrico della divergenza. Consideriamo un intorno
del punto r0 avente volume V piccolo a piacere, i.e. V → 0, in modo tale che, al limite, il
volume si riduca al punto r0 . Sotto queste ipotesi, possiamo supporre che la divergenza del
campo v sia più o meno costante e pari al valore nel punto r0 , ∇ · v(r) ≈ ∇ · v(r0 ). Applicando
il teorema della divergenza (B.1.1) sotto l’ipotesi V → {r0 }, si ha
Z
Z
Z
Z
Z
dV = ∇ · v(r0 )V
∇ · v(r0 ) dV = ∇ · v(r0 )
v·n
ˆ dS ≈
∇ · v dV ⇒
v·n
ˆ dS =
S
V
V
V
S
da cui, passando dal particolare punto r0 al generico punto r, si ottiene l’espressione della
divergenza in r
Z
v·n
ˆ dS
ΦS (v)
S
∇ · v(r) = lim
⇐⇒
∇ · v(r) = lim
.
(B.3)
V
V
V →{r}
V →{r}
In conclusione, la divergenza di un vettore v calcolata nel punto r è una misura, per unità di
volume, del flusso del vettore v attraverso una superficie chiusa e infinitesima che racchiude il
punto r. Se la divergenza è positiva, allora si è in presenza di una sorgente e, di conseguenza, le
linee di campo (linee tangenti in ogni punto al campo v) divergono; viceversa, se la divergenza
è negativa si è in presenza di un pozzo e le linee di campo convergono. Se la divergenza è nulla
(campo solenoidale), allora non c’è variazione locale del flusso del vettore.
Nel caso particolare in cui il vettore v sia un campo di velocità u si ha
Z
Z
∆s
∆V
∂V
u·n
ˆ dS =
ΦS (u) =
·n
ˆ dS =
≈
,
∆t
∂t
S ∆t
S
ΦS (v)
si ottiene
V
V →{r}
pertanto, sfruttando la seconda delle (B.3), da ∇ · u(r) = lim
∇ · u(r) ≈
1 ∂V
.
V ∂t
Quindi la divergenza del vettore velocità rappresenta la variazione relativa di volume nel tempo
(relativa al volume stesso V ). Se la divergenza è positiva, allora il volume materiale dell’elemento di fluido aumenta con conseguente “dilatazione” dell’elemento di fluido; se la divergenza
è negativa allora l’elemento di fluido diminuisce di volume “contraendosi”, se la divergenza è
nulla il volume dell’elemento di fluido rimane costante, il che significa che se si dilata in una
direzione deve contrarsi delle altre e viceversa.
B.2.3
Il rotore
Se con
ΓC (v) =
I
C
v ·ˆ
t dℓ
denotiamo la circuitazione del vettore v lungo la linea chiusa e orientata C di versore tangente (locale) ˆ
t, allora possiamo ripetere lo stesso ragionamento proposto per l’interpretazione
fisico/geometrica della divergenza utilizzando, questa volta, la forma integrale del Teorema di
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
156
APPENDICE B. RICHIAMI SU ALCUNI TEOREMI FONDAMENTALI
Stokes (B.2). Consideriamo un processo di limite che porta l’area S e la curva C, che fa da
contorno ad essa, a tendere al punto stesso r0 . Sotto queste ipotesi, si ha
Z
Z
I
Z
I
ˆ
ˆ
dS
ˆ dS = (∇ × v(r0 )) · n
ˆ
v · t dℓ ≈ (∇ × v(r0 )) · n
ˆ dS, ⇒
v · t dℓ = (∇ × v) · n
S
S
C
S
C
da cui
(∇ × v(r)) · n
ˆ = lim
S→{r}
I
C
v ·ˆ
t dℓ
S
⇐⇒
(∇ × v(r)) · n
ˆ = lim
S→{r}
ΓC (v)
.
S
(B.4)
Pertanto, il rotore di un vettore v calcolato nel punto r è una misura, per unità di superficie,
della circuitazione del vettore v attraverso la linea orientata chiusa e infinitesima C che fa da
contorno ad S e che racchiude il punto r.
Nel caso particolare in cui il vettore v sia un campo di velocità u, il rotore di u prende il
nome di vorticità (indicata con ω),
∇ × u = ω,
e si dimostra (per i dettagli si veda la sezione 5.1) che
ω = 2Ω,
dove Ω è la velocità angolare dell’elemento di fluido. Inoltre, sempre nel caso particolare in
cui il vettore v sia un campo di velocità u, la circuitazione di u prende il nome di circolazione
(indicata con ΓC (v)) per cui, per la (B.4),
ΓC (u)
.
S
S→{r}
ω·n
ˆ = lim
La parola ‘circolazione’ rende bene l’idea di un meccanismo fisico che fa circolare del fluido come
attorno ad un vortice. In effetti la rotazione di un elemento di fluido su se stesso (misurata
da Ω) è originata dalla circolazione del vettore velocità che è direttamente proporzionale alla
vorticità locale. È, quindi, abbastanza intuitivo legare il rotore della velocità alla presenza di
vortici nella corrente. Una corrente con rotore della velocità nulla, i.e. priva di vorticità, prende
il nome di corrente irrotazionale. Nelle zone in cui il campo di moto è irrotazionale gli elementi
di fluido non ruotano ma traslano rigidamente.
B.3
Teorema di Leibniz
Data una funzione f (x, t) definita per ogni x, t ∈ R con t > 0, consideriamo il suo integrale
nello spazio su un dominio variabile nel tempo It = [a(t); b(t)] e dimostriamo quanto vale la
derivata di tale integrale rispetto al tempo, ossia il teorema di Leibniz :
d
dt
Z
b(t)
a(t)
f (x, t) dx =
Z
b(t)
a(t)
∂f (x, t)
db(t)
da(t)
dx + f (b(t), t)
− f (a(t), t)
.
∂t
dt
dt
Siccome la variabile di integrazione è spaziale, l’integrale è una funzione solo del tempo, pertanto
possiamo scrivere
Z b(t)
f (x, t) dx.
G(t) =
a(t)
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
B.3. TEOREMA DI LEIBNIZ
157
Applicando la definizione di derivata si ha
d
dt
Z
b(t)
G(t + ∆t) − G(t)
∆t→0
"Z ∆t
#
Z b(t)
b(t+∆t)
1
= lim
f (x, t + ∆t) dx −
f (x, t) dx .
∆t→0 ∆t
a(t+∆t)
a(t)
f (x, t) dx =
a(t)
lim
1
Riscriviamo ora il rapporto incrementale aggiungendo e sottraendo
∆t
G(t + ∆t) − G(t)
∆t
=
=
1
∆t
Z
"Z
b(t+∆t)
b(t+∆t)
a(t+∆t)
1
∆t
Z
f (x, t + ∆t) dx −
a(t+∆t)
Z
Z
b(t+∆t)
f (x, t) dx:
a(t+∆t)
#
b(t)
f (x, t) dx .
a(t)
f (x, t + ∆t) − f (x, t)
dx+
∆t
b(t+∆t)
a(t+∆t)
1
f (x, t) dx −
∆t
ed osserviamo che
Z b(t+∆t)
Z b(t)
1
1
f (x, t) dx −
f (x, t) dx =
∆t a(t+∆t)
∆t a(t)
1
∆t
Z
1
−
∆t
=
1
∆t
Z
Z
b(t)
f (x, t) dx,
a(t)
b(t)
f (x, t) dx +
a(t+∆t)
Z
a(t+∆t)
a(t)
b(t+∆t)
b(t)
1
∆t
b(t+∆t)
Z
f (x, t) dx+
b(t)
1
f (x, t) dx −
∆t
1
f (x, t) dx −
∆t
Z
Z
b(t)
f (x, t) dx
a(t+∆t)
a(t+∆t)
f (x, t) dx.
a(t)
Pertanto,
G(t + ∆t) − G(t)
∆t
=
Z
b(t+∆t)
a(t+∆t)
1
∆t
Z
f (x, t + ∆t) − f (x, t)
dx+
∆t
b(t+∆t)
b(t)
1
f (x, t) dx −
∆t
Z
a(t+∆t)
f (x, t) dx.
a(t)
Passando al limite per ∆t → 0, il primo termine di destra diventa
lim
Z
b(t+∆t)
∆t→0 a(t+∆t)
f (x, t + ∆t) − f (x, t)
dx =
∆t
Z
b(t)
a(t)
∂f (x, t)
dx,
∂x
mentre gli altri due termini dànno una forma indeterminata del tipo 0/0 e vanno, quindi,
ulteriormente elaborati. Ci concentriamo sul primo (il secondo è formalmente identico) e
introduciamo la funzione F (x, t) (una primitiva di f (x, t) rispetto allo spazio) tale che
∂F (x, t)
= f (x, t).
∂x
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
(B.5)
158
APPENDICE B. RICHIAMI SU ALCUNI TEOREMI FONDAMENTALI
Sotto queste ipotesi si ha
1
∆t
Z
b(t+∆t)
1
[F (b(t + ∆t), t) − F (b(t), t)] .
∆t
f (x, t) dx =
b(t)
Espandendo F (b(t + ∆t), t) come un polinomio di Taylor arrestato al prim’ordine (i.e. linearizzando), si ha
F (b(t + ∆t), t) = F (b(t), t) +
∂F (b(t), t)
[b(t + ∆t) − b(t)] = F (b(t), t) + f (b(t), t)[b(t + ∆t) − b(t)],
∂x
dove si è fatto uso della (B.5), per cui
1
∆t
Z
b(t+∆t)
1
[F (b(t + ∆t), t) − F (b(t), t)]
∆t
f (x, t) dx =
b(t)
1
[F (b(t), t) + f (b(t), t)[b(t + ∆t) − b(t)] − F (b(t), t)]
∆t
=
= f (b(t), t)
b(t + ∆t) − b(t)
.
∆t
Passando al limite si ha quindi
1
lim
∆t→0 ∆t
Z
b(t+∆t)
f (x, t) dx = lim f (b(t), t)
b(t + ∆t) − b(t)
db(t)
= f (b(t), t)
.
∆t
dt
f (x, t) dx = lim f (a(t), t)
a(t + ∆t) − a(t)
da(t)
= f (a(t), t)
.
∆t
dt
∆t→0
b(t)
Analogamente,
1
lim
∆t→0 ∆t
a(t+∆t)
Z
∆t→0
a(t)
In conclusione,
d
dt
Z
b(t)
f (x, t) dx =
a(t)
Z
b(t)
a(t)
∂f (x, t)
db(t)
da(t)
dx + f (b(t), t)
− f (a(t), t)
.
∂t
dt
dt
Introducendo le velocità di variazione degli estremi di integrazione
va (t) =
da(t)
dt
e
vb (t) =
db(t)
,
dt
si ottiene
d
dt
Z
b(t)
f (x, t) dx =
a(t)
Z
b(t)
a(t)
∂f (x, t)
dx + [f (b(t), t)vb (t) − f (a(t), t)va (t)] .
∂t
(B.6)
Questa forma mette in evidenza il termine f (b(t), t)vb (t) − f (a(t), t)va (t) che è semplicemente il
flusso netto di f uscente dal dominio It = [a(t); b(t)], pertanto il teorema di Leibniz può essere
riarrangiato a parole dicendo che la derivata rispetto al tempo dell’integrale di una funzione
su un dominio variabile nel tempo è uguale all’integrale sul dominio al tempo t della derivata
parziale della funzione rispetto al tempo più il flusso netto uscente dal dominio al tempo t.
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
B.4. TEOREMA DEL TRASPORTO DI REYNOLDS
B.4
B.4.1
159
Teorema del trasporto di Reynolds
Il caso di una funzione scalare
Data una funzione scalare f (r, t) differenziabile e definita per ogni r ∈ R3 e t ∈ R con t > 0,
consideriamo il suo integrale nello spazio su un dominio variabile nel tempo Vt avente come
superficie di contorno St = ∂Vt e dimostriamo il teorema di Reynolds:
d
dt
Z
f (r, t) dV =
Vt
Z Vt
∂f
+ ∇ · (f u) dV,
∂t
dove u = u(r, t) è un campo di velocità tale per cui tutti i punti del volume Vt e della superficie
chiusa St che fa da frontiera ad esso hanno proprio la velocità u.
Per dimostrare il teorema dimostriamo dapprima il seguente teorema, che stabilisce quanto
vale la derivata rispetto al tempo di un integrale di volume esteso ad un dominio variabile nel
tempo
Z
Z
Z
d
∂f (r, t)
dV +
f (r|S , t)u(r|S , t) · n
ˆ (r|S ) dS,
f (r, t) dV =
dt Vt
∂t
St
Vt
dove il vettore r|S indica la posizione sulla superficie di contorno St = ∂Vt variabile nel tempo.
È facile intuire che esso è l’estensione tridimensionale del teorema di Leibniz, pertanto la
sua dimostrazione segue più o meno gli stessi passi. Si osservi che l’integrale sul volume Vt è
una funzione solo del tempo, ossia
G(t) =
Z
f (r, t) dV,
Vt
per cui
d
dt
Z
G(t + ∆t) − G(t)
∆t→0
"Z ∆t
#
Z
1
f (r, t + ∆t) dV −
f (r, t) dV
= lim
∆t→0 ∆t
Vt+∆t
Vt
f (r, t) dV =
Vt
lim
Attraverso un processo di linearizzazione simile all’espansione di Taylor nella dimostrazione del
teorema di Leibniz, dividiamo il volume al tempo t + ∆t in due parti, il volume al tempo t più
l’incremento di volume ∆V t che si ottiene quando il tempo varia da t a t + ∆t
Vt+∆t = Vt + ∆V t ,
e riscriviamo il rapporto incrementale come
G(t + ∆t) − G(t)
∆t
=
=
1
∆t
"Z
1
∆t
Z
Vt+∆t
f (r, t + ∆t) dV −
f (r, t + ∆t) dV +
Vt
Z
Z
f (r, t) dV
Vt
∆V t
#
f (r, t + ∆t) dV −
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
Z
f (r, t) dV .
Vt
160
APPENDICE B. RICHIAMI SU ALCUNI TEOREMI FONDAMENTALI
1
Aggiungendo e togliendo
∆t
G(t + ∆t) − G(t)
∆t
=
=
Z
f (r, t) dV il rapporto incrementale diventa
∆V t
1
∆t
Z
1
∆t
Z
Z
f (r, t + ∆t) − f (r, t)
dV +
∆t
1
∆t
Z
Vt
f (r, t + ∆t) dV +
Vt
Z
∆V t
1
f (r, t) dV −
∆t
∆V t
Z
f (r, t + ∆t) dV −
Z
f (r, t) dV +
Vt
f (r, t) dV
∆V t
Z
∆V t
f (r, t + ∆t) − f (r, t)
dV+
∆t
f (r, t) dV.
∆V t
Passando al limite per ∆t → 0, i primi due termini di destra diventano rispettivamente
Z
Z
f (r, t + ∆t) − f (r, t)
∂f (r, t)
lim
dV =
dV,
∆t→0 Vt
∆t
∂t
Vt
Z
Z
∂f (r, t)
f (r, t + ∆t) − f (r, t)
dV = lim
dV = 0
lim
∆V t →0 ∆V t
∆t→0 ∆V t
∆t
∂t
∂f (r, t)
è finita (per ipotesi f (r, t) è differenziabile, pertanto le sue derivate parziali
∂t
sono sempre finite) e l’integrale esteso ad un volume che tende a zero di una funzione limitata
tende a zero. Vediamo ora come interpretare il limite dell’ultimo termine,
Z
1
lim
f (r, t) dV.
∆t→0 ∆t ∆V t
in quanto
Con riferimento alla figura B.1, se chiamiamo dSt un elemento infinitesimo della superficie di
contorno del volume al tempo t, che indichiamo con St , e se vs è la velocità di spostamento
di dSt , allora l’elemento infinitesimo di superficie subisce, nell’intervallo di tempo ∆t, uno
spostamento ∆s = vs ∆t. Il volumetto infinitesimo spazzato da dSt in tale intervallo di tempo
è il parallepipedo che ha per base dSt e per altezza la proiezione dello spostamento ∆s lungo
il versore normale alla superficie n
ˆ . Pertanto,
dV = dS · (vs ∆t) · n
ˆ
e
1
lim
∆t→0 ∆t
Z
∆V t
f (r, t) dV = lim
Z
∆t→0 St
1
f (r, t) dS · (vs ∆t) · n
ˆ=
∆t
Z
St
f (r, t)vs · n
ˆ dS.
Se la superficie St si muove solidale alla corrente, ovvero se vs = u(r|S , t), allora l’integrale
diventa
Z
Z
1
lim
f (r, t) dV =
f (r|S , t)u(r|S , t) · n
ˆ (r|S ) dS,
∆t→0 ∆t ∆V t
St
e la derivata rispetto al tempo dell’integrale di volume esteso ad un volume variabile nel tempo
diventa quanto volevamo dimostrare:
Z
Z
Z
∂f (r, t)
d
dV +
f (r, t) dV =
f (r|S , t)u(r|S , t) · n
ˆ (r|S ) dS.
dt Vt
∂t
St
Vt
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
B.4. TEOREMA DEL TRASPORTO DI REYNOLDS
161
^
n
vs
∆s
dSt + ∆t
dSt
Figura B.1: Evoluzione da t a t + ∆t dell’elemento infinitesimo della superficie di contorno quando il volume passa da Vt a Vt+∆t : l’incremento infinitesimo di volume è dato
dal volume del solido che ha per base dSt e per altezza la proiezione del vettore spostamento ∆s = vs ∆t lungo il versore normale alla superficie n
ˆ , essendo vs la velocità di
spostamento della superficie.
Utilizzando il teorema della divergenza si ha
d
dt
Z
f (r, t) dV =
Vt
Z
∂f (r, t)
dV +
∂t
Z
f (r|S , t)u(r|S , t) · n
ˆ (r|S ) dS
Z
∂f (r, t)
dV +
∂t
Z
∇ · (f (r, t)u(r, t)) dV
Vt
=
Vt
=
Z Vt
St
Vt
∂f (r, t)
+ ∇ · (f (r, t)u(r, t)) dV.
∂t
Allegerendo la notazione, la conclusione è
d
dt
Z
Vt
f (r, t) dV =
Z Vt
∂f
+ ∇ · (f u) dV,
∂t
noto anche come teorema del trasporto di Reynolds.
B.4.2
Il caso di un campo vettoriale
Quanto visto in precedenza si estende senza troppe difficoltà al caso di un campo vettoriale
f (r, t). Infatti, se ei sono i versori lungo gli assi xi , i = 1 . . . 3 e fi sono le tre componenti del
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
162
APPENDICE B. RICHIAMI SU ALCUNI TEOREMI FONDAMENTALI
campo vettoriale f (r, t), si ha
Z
Z
Z
Z
d
d
d
d
f (r, t) dV =
e1 f1 (r, t) dV +
e2 f2 (r, t) dV +
e3 f3 (r, t) dV
dt Vt
dt Vt
dt Vt
dt Vt
d
dt
= e1
3
X
=
i=1
Z
f1 (r, t) dV + e2
Vt
d
ei
dt
Z
d
dt
Z
f2 (r, t) dV + e3
Vt
d
dt
Z
f3 (r, t) dV
Vt
fi (r, t) dV.
Vt
Concentriamoci su una singola componente fi . Siccome per essa vale in teorema del trasporto
di Reynolds si ha
Z
Z Z ∂fi ∂fi uj
∂fi
d
+ ∇ · (fi u) dV =
+
fi (r, t) dV =
dV,
(B.7)
dt Vt
∂t
∂t
∂xj
Vt
Vt
dove nell’ultimo passaggio si è fatto uso della notazione di Einstein
3
X ∂fi uj
∂fi uj
∂fi u1 ∂fi u2 ∂fi u3
=
=
+
+
= ∇ · (fi u).
∂xj
∂xj
∂x1
∂x2
∂x3
j=1
Utilizzando l’uguaglianza (B.7) si ha
d
dt
Z
f (r, t) dV =
Vt
3
X
d
ei
dt
3
X
ei
i=1
=
=
Z Vt
In conclusione
d
dt
Z
f (r, t) dV =
Vt
Z Vt
fi (r, t) dV
Vt
Z Vt
i=1
Z
∂fi ∂fi uj
+
∂t
∂xj
dV
∂f
+ ∇ · (f ⊗ u) dV.
∂t
∂f
+ ∇ · (f ⊗ u) dV,
∂t
dove il simbolo ⊗ denota il prodotto tensoriale tra f e u e la divergenza di questo prodotto,
∇ · (f ⊗ u), va letta in notazione di Einstein come
(∇ · (f ⊗ u))i =
∂fi uj
,
∂xj
i = 1 . . . 3.
⇐⇒
∇ · (f ⊗ u) = ei
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
∂fi uj
.
∂xj
Appendice C
Richiami di termodinamica classica e
trasmissione del calore
C.1
Termodinamica classica
La termodinamica classica studia, dal punto di vista macrosocopico, sistemi in equilibrio, ossia
sistemi in cui tutte le proprietà meccaniche, fisiche e termiche sono (idealmente) indipendenti
dallo spazio e dal tempo. Essa può essere applicata direttamente ai fluidi in quiete nei quali le
proprietà fisiche siano uniformi, mentre non può essere applicata direttamente ai fluidi in moto
che sono, evidentemente, sistemi non in equilibrio. Fortunatamente, però, si osserva che, per
quanto i fluidi in moto possano sembrare molto lontani dall’equilibrio, in realtà ad essi sono
applicabili tutte le considerazioni sulla termodinamica classica in quanto gli effetti dovuti al
non equilibrio sono, praticamente, trascurabili.
C.1.1
Sistema termodinamico in equilibrio
Per sistema termodinamico indendiamo una parte di Universo. Sottraendo all’Universo il sistema termodinamico si ottiene l’ambiente esterno. Il sistema e l’ambiente esterno sono separati
da una superficie di controllo che può essere reale o immaginaria, rigida o deformabile. Un
sistema si dice:
• aperto se consente lo scambio, con l’ambiente esterno, sia di massa che di energia
(quest’ultima può essere sotto forma di calore o lavoro);
• chiuso se consente lo scambio di energia con l’ambiente esterno ma non di massa;
• isolato se non consente lo scambio né di massa né di energia con l’ambiente esterno.
Lo stato di un sistema termodinamico è univocamente determinato da variabili termodinamiche
(o di stato) come pressione, temperatura, volume, composizione chimica, o altre. Esse possono
essere estensive se dipendono dalle dimensioni del sistema (tipicamente massa, volume, capacità
termica) o intensive se non dipendono dalle dimensioni del sistema (pressione e temperatura).
Spesso tra le variabili di stato può sussistere una relazione detta equazione di stato, che costituisce un vincolo tra le variabili e, pertanto, riduce i gradi di libertà necessari a descrivere
compiutamente il sistema. Ad esempio per descrivere un sistema termodinamico semplice (costituito da una sola sostanza che non subìsce né reazioni chimiche né cambiamenti di stato) sono
sufficienti tre variabili di stato, tipicamente pressione, volume e temperatura. Una relazione
163
164
APPENDICE C. TERMODINAMICA E TRASMISSIONE DEL CALORE
f (p, v, T ) = 0 che lega queste variabili riduce il numero di gradi di libertà a due, in quanto
permette di determinare la terza variabile note le altre due (come esempio di equazione di stato
si veda la legge dei gas perfetti (C.8)).
Per poter definire le variabili di stato come caratterizzanti il sistema, quest’ultimo deve
necessariamente essere in equilibrio termodinamico. Si dice che un sistema è in equilibrio termodinamico se le sue variabili termodinamiche sono ben definite e non variano nel tempo. Nei
sistemi non in equilibrio le variabili termodinamiche non sono in genere definibili: per esempio
ad un gas in equilibrio in un recipiente possiamo assegnare come volume quello del recipiente che
lo contiene, ma non ha senso parlare del volume del gas che sta uscendo da una bombola. Affinché un sistema sia in equilibrio termodinamico devono essere verificate contemporaneamente
queste quattro condizioni:
• equilibrio meccanico: c’è equilibrio tra tutte le forze applicate (la somma vettoriale delle
forze applicate al sistema è nulla) e tutti i momenti applicati (la loro somma è nulla);
• equilibrio termico: non ci sono flussi di calore, la temperatura è costante nel tempo ed è
la stessa in ogni punto del sistema;
• equilibrio chimico: non avvengono reazioni chimiche o fenomeni di diffusione, la composizione chimica è costante nel tempo ed è la stessa in ogni punto del sistema;
• equilibrio nucleare: non avvengono fissioni, cioè reazioni nucleari in cui atomi sono divisi
in frammenti in un processo che libera energia, o fusioni nucleari, dove vi è l’unione di
due nuclei leggeri per formare un nucleo più pesante.
Evidentemente, un fluido in moto e nel quale avvengono scambi di calore non può essere in
equilibrio termodinamico globale in quanto le variabili termodinamiche cambiano sia nello spazio, sia nel tempo. Definiamo un sistema in equilibrio termodinamico globale se le variabili
termodinamiche non cambiano né nel tempo né nello spazio (sono costanti). Tuttavia, per un
fluido in moto si può pensare che nell’intorno di un punto le variabili termodinamiche varino di
poco, sia nel tempo che nello spazio. In pratica, su piccola scala, si può assumere che il fluido
sia in equilibrio termodinamico locale. Questo significa che le variabili termodinamiche possono
variare nel tempo e nello spazio, ma lo fanno molto lentamente.
C.1.2
Funzioni di stato
Una funzione di stato è una grandezze termodinamica che dipende unicamente dallo stato del
sistema, ossia che non risente della storia del sistema o da come si è arrivati a quella particolare
configurazione. Il lavoro ed il calore non sono funzioni di stato in quanto, generalmente, essi
dipendono dalla storia che ha portato da uno stato all’altro (si pensi al lavoro contro la forza
di attrito, che dipende evidentemente dal particolare percorso seguito). Per questo motivo
indichiamo le variazioni infinitesime di lavoro e calore rispettivamente con 6 dW e 6 dQ, dove il
simbolo 6 dg esprime il fatto che il differenziale della funzione g non è necessariamente esatto,
ossia l’integrale di 6 dg lungo una linea chiusa non è necessariamente nullo. Al contrario, il
differenziale di una funzione di stato f è indicato con la notazione ordinaria df , utilizzata per
un differenziale esatto, in quanto f dipende unicamente dallo stato iniziale e finale e quindi
l’integrale di df lungo una linea chiusa è certamente nullo. Le funzioni di stato sufficienti per
lo studio della dinamica dei fluidi sono l’energia interna E, l’entalpia H e l’entropia S.
• Energia interna. L’energia interna E include tutte le forme di energia contenute, a
livello microscopico, all’interno del sistema termodinamico e dovute al moto casuale delle
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
C.1. TERMODINAMICA CLASSICA
165
molecole o alla struttura interna delle stesse. In pratica, l’energia interna è riconducibile ad
energia cinetica delle molecole del sistema (traslazione, rotazione e vibrazione) ed energia
potenziale associata ad energia di tipo “statico” dovuta alle forze che tengono assieme la
sostanza (forze elettrostatiche tra gli atomi, tra le molecole o tra i cristalli e forze nucleari).
L’energia interna di un sistema può essere cambiata scambiando con esso calore o lavoro,
come previsto dal primo principio della termodinamica (pagina 166). L’energia interna
si misura in joule (simbolo J). Spesso si utilizza l’energia interna specifica (per unità di
massa) definita come
E
e= ,
(C.1)
m
le cui unità di misura sono J/kg.
• Entalpia. Si definisce entalpia la quantità
(C.2)
H = E + pV,
dove E è l’energia interna del sistema, p la pressione termodinamica e V il volume occupato
dal sistema. L’unità di misura è, come per l’energia interna, il joule (simbolo J). Anziché
l’entalpia, in termodinamica si utilizza molto spesso l’entalpia specifica (per unità di
massa) definita come
H
h=
= e + pv,
(C.3)
m
dove e è stata definita in (C.1) e v = V /m = 1/ρ è il volume specifico, ossia l’inverso della
densità ρ, e si misura in m3 /kg. Le unità di misura dell’entalpia specifica h sono J/kg.
• Entropia. Si definisce entropia la quantità
dS =
6 dQrev
,
T
(C.4)
dove 6 dQrev è il calore scambiato durante un processo reversibile e T la temperatura alla
quale viene scambiato. Un processo si dice reversibile se, dopo aver avuto luogo, può
essere invertito riportando sia il sistema sia l’ambiente esterno alle condizioni iniziali (tipicamente questo accade in processi che avvengono lentamente, attraverso una infinita
serie di trasformazioni, dette quasistatiche, dove il sistema passa attraverso infiniti stati
di equilibrio senza perdita di energia). È interessante notare, nella definizione (C.4), che
mentre l’entropia dS è un differenziale esatto, il calore scambiato durante una trasformazione reversibile 6 dQrev non è un differenziale esatto. Pertanto è la divisione per la
temperatura a rendere 6 dQ/T un differenziale esatto.
Nel caso il processo non sia reversibile, una definizione di entropia più generale è
dS =
6 dQ
+ dSirr
T
con
dSirr ≥ 0,
(C.5)
dove 6 dQ è il calore infinitesimo scambiato (sia esso reversibile o irreversibile, non importa)
e dSirr è il contributo alla variazione di entropia dovuto fenomeni irreversibili interni
al sistema, che accadono sempre nel mondo reale e che sono dovuti alla viscosità, alla
conducibilità termica, alla diffusione di massa, ecc. Evidentemente per fenomeni reversibili
si ha dSirr ≡ 0. Integrando tra lo stato iniziale ‘i’ e lo stato finale ‘f’, si ottiene
Z Sf
Z f
Z f
6 dQrev
6 dQ
∆S = Sf − Si =
dS =
=
+ ∆Sirr .
T
T
Si
i
i
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
166
APPENDICE C. TERMODINAMICA E TRASMISSIONE DEL CALORE
L’unità di misura dell’entropia è il joule (simbolo J), tuttavia si preferisce utilizzare
l’entropia specifica (per unità di massa) definita come
s=
S
,
m
le cui unità di misura sono J/kg.
Dal primo principio della termodinamica (pagina 166), per processi reversibili si ha 6 dQ =
6 dQrev = dE + 6 dW , pertanto
dS =
6 dQrev
T
⇒
T dS = 6 dQrev = dE + 6 dWrev = dE + p dV,
dove si è utilizzato il fatto che il lavoro reversibile 6 dWrev fatto dal sistema è 6 dWrev = Frev ·
dx = pA · dx = p dV , essendo A la superficie (orientata) sulla quale agisce la pressione
p e dV la variazione infinitesima di volume causata dalla pressione stessa. Passando alle
grandezze specifiche per unità di massa si ha
T ds = de + p dv,
(C.6)
da cui, utilizzando la relazione (C.3),
T ds = dh − v dp.
(C.7)
Una trasformazione che avviene senza variazione di entropia si dice isoentropica. Evidentemente, dalla relazione (C.5) si conclude che una trasformazione isoentropica è necessariamente adiabatica (6 dQrev ≡ 0) e reversibile ( dSirr ≡ 0).
C.1.3
I princìpi della termodinamica
Principio zero
Se il corpo A è in equilibrio termodinamico con il corpo B ed il corpo B è in equilibrio termodinamico con il corpo C, allora A e C sono in equilibrio termodinamico tra loro. In pratica, questo
principio assicura che corpi in equilibrio termodinamico raggiungono la stessa temperatura (se
si lascia loro il tempo sufficiente per raggiungere l’equilibrio).
Primo principio
Il calore dato dall’ambiente ad un sistema termodinamico si trasforma in parte in lavoro fatto
dal sistema sull’ambiente esterno ed in parte in aumento di energia interna al sistema. In
pratica, questo principio assicura la conservazione dell’energia. Si osservi la convenzione dei
segni: il calore è positivo se è fornito al sistema, nagativo se è sottratto al sistema; il lavoro è
positivo se è compiuto dal sistema, nagativo se è subìto dal sistema. Una trasformazione che
avviene senza scambio di calore si dice adiabatica.
Secondo principio
Esistono varie formulazioni equivalenti:
• È impossibile realizzare una trasformazione il cui unico risultato sia il trasferimento di calore da un corpo più freddo ad uno più caldo senza l’apporto di lavoro esterno (formulazione
di Clausius).
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
C.1. TERMODINAMICA CLASSICA
167
• È impossibile realizzare una trasformazione ciclica il cui unico risultato sia la trasformazione in lavoro di tutto il calore assorbito da un’unica sorgente a temperatura costante
(formulazione di Kelvin-Planck).
• È impossibile realizzare una macchina termica il cui rendimento sia pari al 100% (formulazione di Kelvin-Planck).
In pratica, questo principio sancìsce la possibilità o meno che avvengano certi processi in modo
naturale.
Terzo principio
Non è possibile raggiungere lo zero assoluto tramite un numero finito di trasformazioni termodinamiche. In pratica, questo principio impedisce il raggiungimento dello zero assoluto
(−273.15◦ C).
C.1.4
I gas perfetti
Un gas perfetto (o gas ideale) è un modello che prevede l’assenza di forze di interazione a
distanza tra le molecole del gas (molecole non interagenti). In pratica questo accade se sono in
buona approssimazione verificate le seguenti ipotesi:
• le molecole del gas sono identiche tra loro e indistinguibili;
• le molecole possono essere considerate puntiformi;
• la distanza tra le molecole è molto maggiore del diametro medio delle molecole;
• le molecole interagiscono tra loro e con le pareti del recipiente esclusivamente mediante
urti perfettamente elastici, ossia senza perdita di energia durante gli urti.
Si osservi che, a conseguenza di queste ipotesi, un gas perfetto non può essere liquefatto per
sola compressione.
Per un gas perfetto vale l’equazione di stato nota come legge dei gas perfetti
pV = nRT,
(C.8)
dove p è la pressione termodinamica del gas, V il volume occupato dal gas, n il numero di moli
del gas1 , R = 8.314 J/(K mol) la costante universale dei gas e T la temperatura nella scala
assoluta (Kelvin). Si osservi che, ricavando dall’equazione (C.8) la pressione p, si ottiene
da cui l’equazione di stato
m
R
nR
m R
M
p=
T =
T =
T = ρRT,
V
V
V M
p = ρRT,
1
(C.9)
Si ricordi che la mole è una quantità in grammi pari al peso molecolare o atomico della sostanza. Per
esempio, 3.2 kg di O2 contengono n = 3200
= 100 moli di ossigeno molecolare. Si ricordi anche che una mole di
32
sostanza contiene un numero di Avogadro NA = 6.022 · 1023 mol−1 molecole (o atomi, nel caso la molecola sia
monoatomica) di quella sostanza
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
168
APPENDICE C. TERMODINAMICA E TRASMISSIONE DEL CALORE
dove ρ = m/V è la densità del gas (rapporto tra la massa ed il volume occupato) e R = R/M
è la costante dei gas divisa per il peso molecolare del gas. Evidentemente, R non è costante ma
varia da gas a gas. Per l’aria, essendo Maria = 29 g/mol,
Raria =
C.1.5
R
8.314 J/(K mol)
8314 J
=
=
= 287 J/(kg K).
Maria
29 g/mol
29 kg K
Calori specifici, relazioni di Maxwell e altri coefficienti termodinamici
Calori specifici a pressione e volume costante
Definiamo calore specifico a pressione costante il calore necessario per far aumentare di un grado
(Celsius o Kelvin) la massa di un kilogrammo di una sostanza quando la pressione è mantenuta
costante. Analogamente, definiamo calore specifico a volume costante il calore necessario per far
aumentare di un grado (Celsius o Kelvin) la massa di un kilogrammo di una sostanza quando
il volume è mantenuto costante. In formule,
6 dq
6 dq
cp =
e
cv =
,
dT p=cost
dT v=cost
dove q = Q/m è il calore per unità di massa e si misura in J/kg. Consideriamo il calore specifico
a pressione costante: dalla definizione di entropia ricaviamo 6 dq = T ds, mentre per il calcolo del
differenziale esatto ds, ricordiamo che le variabili di stato indipendenti sufficienti a descrivere
un sistema sono solo due per cui possiamo scegliere s = s(p, T ). Differenziando si ha
∂s
∂s
∂s
+ dp
= dT
+0
ds(p, T ) = dT
∂T p=cost
∂p T =cost
∂T p=cost
da cui
6 dq = T ds = T dT
∂s
∂T
p=cost
⇒
cp =
6 dq
dT
=T
p=cost
∂s
∂T
.
p=cost
Analogamente, per il cv consideriamo l’entropia funzione del volume specifico v e della temperatura, s = s(v, T ), e differenziamo:
∂s
∂s
∂s
+ dv
= dT
+0
ds(v, T ) = dT
∂T v=cost
∂v T =cost
∂T v=cost
da cui
6 dq = T ds = T dT
∂s
∂T
v=cost
⇒
6 dq
dT
cv = T
cv =
=T
v=cost
∂s
∂T
.
p=cost
In conclusione,
cp = T
∂s
∂T
p=cost
e
∂s
∂T
.
(C.10)
p=cost
Si osservi che, sfruttando le relazioni (C.6) e (C.7), si ottiene
∂e
∂h
e
cv =
.
cp =
∂T p=cost
∂T v=cost
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
(C.11)
C.1. TERMODINAMICA CLASSICA
169
In generale cp e cv sono funzioni della temperatura. Un gas si dice caloricamente perfetto se i
calori specifici cp e cv non dipendono dalla temperatura. In questo caso, se indichiamo con γ il
loro rapporto
cp
γ= ,
(C.12)
cv
si può dimostrare la relazione
cp − cv = R.
Utilizzando le ultime due relazioni, si ottiene
cp =
γR
γ−1
e cp =
R
γ−1
(C.13)
Per un gas perfetto, i calori specifici ed il rapporto γ sono costanti (quindi è anche caloricamente
perfetto) e valgono
gas monoatomico gas biatomico
cp
5
R
2
7
R
2
cv
3
R
2
5
R
2
5
= 1.667
3
7
= 1.4
5
γ=
cp
cv
(C.14)
Relazioni di Maxwell
Ricordiamo (senza ricavarle) quattro utili relazioni termodinamiche note come relazioni di
Maxwell :
∂p
∂T
∂v
∂T
=−
,
=
,
∂s v
∂v s
∂s p
∂p s
(C.15)
∂s
∂p
∂s
∂v
=−
,
=
.
∂T p
∂p T
∂T v
∂v T
Alcuni coefficienti
Definiamo coefficiente di espansione termica a pressione costante
1
β=
V
∂V
∂T
p=cost
1
=
v
∂v
∂T
p=cost
1
=−
ρ
∂ρ
∂T
.
p=cost
Si osservi che, sfruttando le relazioni di Maxwell (C.15) ed il fatto che 1/v = ρ, si ha
1
β=
v
∂v
∂T
p=cost
= −ρ
∂s
∂p
T =cost
⇒
∂s
∂p
T =cost
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
β
=− .
ρ
(C.16)
170
APPENDICE C. TERMODINAMICA E TRASMISSIONE DEL CALORE
Utilizzando quest’ultima conclusione e l’espressione (C.10) per il cp , differenziando l’entropia
per unità di massa s = s(T, p), si ottengono le equivalenze
∂s
∂s
ds = dT
+ dp
∂T p=cost
∂p T =cost
=
" #
dT
∂s
∂s
T
+ dp
T
∂T p=cost
∂p T =cost
=
dT
β
cp − dp .
T
ρ
L’importanza della relazione
β
dT
cp − dp
(C.17)
T
ρ
appena trovata risiede nel fatto che tutti i termini di destra sono misurabili direttamente.
Definiamo coefficiente di comprimibilità isoterma
1 ∂v
1 ∂ρ
1 ∂V
=−
=
(C.18)
τT = −
V ∂p T =cost
v ∂p T =cost ρ ∂p T =cost
ds =
e coefficiente di comprimibilità isoentropica (o adiabatica)
1 ∂V
1 ∂v
1 ∂ρ
τs = −
=−
=
.
V ∂p s=cost
v ∂p s=cost ρ ∂p s=cost
(C.19)
Si osservi che dei cinque coefficienti termodinamici introdotti, cp , cv , β, τT e τs , ne bastano solo
tre per descrivere la sostanza in questione mentre gli altri possono essere ricavati. Ad esempio,
se scegliamo di esprimere tutto in funzione di cp , β e τT , che si trovano tabulati in funzione
della temperatura e della pressione per molte sostanze, cv e τs sono
cv = cp −
T β2
ρτT
e τs = τT −
T β2
,
ρcp
dove la densità ρ si ricava dall’equazione di stato ρ = ρ(T, p).
Definiamo velocità del suono in un determinato mezzo l’espressione
s dp
,
a=
dρ s=cost
per cui
a= √
1
.
ρτs
Questo significa che la velocità del suono è in qualche modo una misura “pratica” della comprimibilità di un fluido o di un mezzo materiale. Infatti a è molto elevata nei solidi, che sono
comunque in qualche modo comprimibili in quanto deformabili, e nei liquidi (a sarebbe infinita
nel caso limite τs = 0), mentre è piuttosto bassa nei gas. Per i gas perfetti si ha
p
a = γRT ,
dove γ = cp /cv (per l’aria γ = 1.4 ), R = R/M con R = 8.314 J/(K mol) e M è il peso
molecolare espresso in kilogrammi. Per l’aria R = 287 J/(kg K).
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
C.2. TRASMISSIONE DEL CALORE
C.2
171
Trasmissione del calore
Il primo principio della termodinamica introduce il concetto di calore. Esso viene spesso definito
come una forma di energia in transito, pertanto si misura in joule ed esiste solo nel momento
in cui è trasferito: mentre l’energia può essere posseduta da un sistema termodinamico (o da
un corpo, se si parla di meccanica), il calore non è mai posseduto da un sistema. Piuttosto,
il calore è scambiato tra un sistema termodinamico e l’ambiente esterno. Questo scambio di
calore può avvenire solo se esiste una differenza di temperatura tra il sistema e l’ambiente. I
meccanismi che lo permettono sono riconducibili a fenomeni meccanici di tipo miscroscopico
e vengono comunemente classificati come trasmissione del calore: conduzione, convezione ed
irraggiamento.
C.2.1
Conduzione
La conduzione richiede un contatto tra i corpi che scambiano calore tra di loro. Si può quindi
intuire che la trasmissione di calore per conduzione avvenga grazie ad interazioni di tipo molecolare, a livello miscroscopico, il cui effetto macroscopico è il passaggio di calore da temperature
più alte a temperature più basse attraverso la materia (solida o fluida).
A titolo di esempio si può pensare alla conduzione di calore attraverso una parete di spessore
d e superficie S le cui facce si trovino una ad alta temperatura TA e una a bassa temperatura
TB . È plausibile che il calore che attraversa la parete nell’unità di tempo sia direttamente
proporzionale alla superficie della parete (se la superficie raddoppia, anche il calore che ci passa
attraverso dovrebbe raddoppiare) e alla differenza di temperatura (se questa raddoppia, anche
il calore che ci passa attraverso dovrebbe raddoppiare), e che sia inversamente proporzionale
allo spessore della parete (un po’ come succede per la seconda legge di Ohm), in formule
6 dQ
S∆T
=κ
,
∆t
d
dove κ è la costante di proporzionalità a cui viene dato il nome di conducibilità termica e le
cui dimensioni sono W/(m K). Come detto, il calore passa dalla temperatura più alta a quella
più bassa, pertanto il flusso di calore Q˙ = 6 dQ/ dt è un vettore (e non uno scalare, come risulta
dalla precedente equazione) la cui direzione è la stessa del gradiente di temperatura ∇T ed il
˙ le cui unità
verso opposto. Introducendo il flusso di calore per unità di massa e di superficie q,
di misura sono W/m2 , si può scrivere
q˙ = −κ∇T,
(C.20)
nota anche come legge di Fourier, dove κ è la conducibità termica (che dipende dal materiale)
ed il segno ‘−’ mette in risalto il fatto che il calore si muove in direzione opposta al gradiente di
temperatura. Se le proprietà di conducibilità termica della materia non fossero isotrope, ossia
non fossero indipendenti dalla direzione, allora la legge sarebbe (in notazione tensoriale)
q˙i = −κij
∂T
,
∂xj
dove κij è un tensore doppio.
In genere i materiali che sono buoni conduttori di calore sono anche buoni conduttori di
corrente elettrica. La tabella C.1 riporta la conducibilità termica per alcune sostanze comuni
(si ricordi che, in generale, essa dipende dalla temperatura).
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
172
APPENDICE C. TERMODINAMICA E TRASMISSIONE DEL CALORE
Sostanza
diamante
argento
rame
oro
alluminio
ottone
platino
quarzo
κ [W/(m k)]
1600
460
350
320
260
111
70
8
Sostanza
vetro
laterizi
acqua distillata
idrogeno
olio minerale
lana
polistirolo espanso
aria secca (a 300 K, 100 kPa)
κ [W/(m k)]
1
0,8
0,6
0,172
0,15
0,05
0,045
0,026
Tabella C.1: conducibilità termica di alcune sostanze comuni.
C.2.2
Convezione
La convezione è un meccanismo di trasmissione del calore piuttosto complesso in quanto comporta il trasporto di calore per mezzo di un fluido in moto. Per una descrizione completa della
convezione è quindi necessario risolvere le equazioni di Navier-Stokes nel caso di corrente comprimibile. Senza entrare troppo nel dettaglio, si intuisce che alla base della convezione ci sia
la diffusione (su scala microscopica) dovuta al moto disordinato delle molecole di fluido e il
trasporto (su scala macroscopica) dovuto al moto della corrente nel fluido. Dipendentemente
dalla causa all’origine del moto del fluido, la convezione può essere naturale o forzata.
La convezione naturale è associata al moto di masse di fluido dovuto essenzialmente al
galleggiamento (spinta di Archimede) come conseguenza di variazioni di densità provocate da
variazioni di temperatura. Pertanto, masse di fluido caldo tendono a salire e masse di fluido più
freddo a scendere, con il conseguente trasporto di calore da un punto ad un altro dello spazio.
Alcuni esempi sono la circolazione di aria in una stanza provocata da termosifoni accesi oppure
le correnti ben visibili quando si scalda dell’acqua in una pentola. I moti di masse di fluido
dovuti alla convezione naturale vengono detti moti convettivi.
La convezione forzata è associata al trasporto di calore indotto dal moto di un fluido su
un corpo. In pratica, la corrente esterna sottrae calore al corpo o lo riscalda, dipendentemente
dalle temperature del corpo e del fluido. Chiaramente, se la corrente è laminare la diffusione e
il rimescolamento sono molto limitati per cui anche la trasmissione di calore risulta limitata. Al
contrario, se la corrente è tubolenta il rimescolamento è molto accentuato e gli scambi di calore
sono favoriti. Alcuni esempi di convezione forzata sono la sensazione di refrigerio indotta da un
ventilatore o il tentativo di raffreddare una bevanda molto calda soffiandoci sopra.
C.2.3
Irraggiamento
Per irraggiamento si intende il trasferimento di calore tra due corpi a temperature diverse per
mezzo di onde elettromagnetiche. Ogni corpo, per il fatto che si trova ad una certa temperatura
superiore allo zero assoluto (T > 0 K), emette potenza termica secondo la legge di StefanBoltzmann
P = SεσT 4 ,
(C.21)
dove:
• P è la potenza termica (in W), ossia il calore scambiato nell’unità di tempo;
• S è l’estensione della superficie del corpo (in m2 );
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
C.2. TRASMISSIONE DEL CALORE
173
• ε è una costante positiva, adimensionale, minore o uguale ad uno, detta emissività del
corpo, che dipende essenzialmente dalla finitura della superficie del corpo, debolmente
dalla temperatura, dall’angolo e dalla lunghezza d’onda; ε = 1 per i corpi neri, ossia quei
corpi che, a parità di temperatura, assorbono o emettono la massima radiazione termica
possibile (un corpo nero assorbe tutta la radiazione che incide su di esso e la ri-irradia
completamente senza che ne vada persa);
• σ = 5.67 × 10−8 W/(m2 K4 ) è la costante di Stefan-Boltzmann;
• T è la temperatura del corpo nella scala Kelvin.
Siccome l’irraggiamento sfrutta il trasporto di energia tramite onde elettromagnetiche, che come
noto si propagano anche nel vuoto, esso non dipende dalla presenza di materia e non necessita
di un contatto tra corpi o masse a temperature diverse, come avviene invece per conduzione e
convezione. Chiaramente, lo scambio di calore avviene sempre tra corpi a temperature diverse.
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
174
APPENDICE C. TERMODINAMICA E TRASMISSIONE DEL CALORE
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
Appendice D
Equazioni di Navier-Stokes in
coordinate cartesiane, cilindriche e
sferiche
D.1
Equazioni di Navier-Stokes in coordinate cartesiane
Si consideri un sistema di coordinate cartesiane ortogonali in cui il vettore posizione è r =
(x, y, z) ed il vettore velocità u = (u, v, w). Le equazioni complete di Navier-Stokes sono:
∂ρ ∂(ρu) ∂(ρv) ∂(ρw)
+
+
+
∂t
∂x
∂y
∂z
∂u
∂u
∂u
∂u
+u
+v
+w
ρ
∂t
∂x
∂y
∂z
∂v
∂v
∂v
∂v
ρ
+u
+v
+w
∂t
∂x
∂y
∂z
∂w
∂w
∂w
∂w
ρ
+u
+v
+w
∂t
∂x
∂y
∂z
= 0
∂p ∂τxx ∂τyx ∂τzx
−
−
−
+ ρgx
∂x
∂x
∂y
∂z
∂τyy
∂τzy
∂p ∂τxy
−
−
−
+ ρgy
= −
∂y
∂x
∂y
∂z
∂τyz
∂τzz
∂p ∂τxz
−
−
−
+ ρgz
= −
∂z
∂z
∂y
∂z
= −
con
τxy
τxz
τyz
∂u 2
τxx = −µ 2
− ∇·u
∂x 3
∂v 2
τyy = −µ 2
− ∇·u
∂y 3
∂w 2
τzz = −µ 2
− ∇·u
∂z
3
∂u ∂v
= τyx = −µ
+
∂y
∂x
∂u ∂w
+
= τzx = −µ
∂z
∂x
∂v ∂w
= τzy = −µ
+
∂z
∂y
∂u ∂v ∂w
+
+
∇·u =
∂x ∂y
∂z
175
176
APPENDICE D. COORDINATE CARTESIANE, CILINDRICHE E SFERICHE
Nel caso particolare di corrente incomprimibile, le equazioni si riducono a:
2
∂u
∂u
∂u
∂p
∂ u ∂2u ∂2u
∂u
+u
+v
+w
+µ
+
+
= −
+ ρgx
∂t
∂x
∂y
∂z
∂x
∂x2
∂y 2
∂z 2
2
∂p
∂v
∂v
∂v
∂2v ∂2v
∂v
∂ v
ρ
= −
+ ρgy
+u
+v
+w
+µ
+
+
∂t
∂x
∂y
∂z
∂y
∂x2 ∂y 2 ∂z 2
2
∂p
∂w
∂w
∂w
∂w
∂ w ∂2w ∂2w
ρ
= −
+ ρgz
+u
+v
+w
+µ
+
+
∂t
∂x
∂y
∂z
∂z
∂x2
∂y 2
∂z 2
ρ
D.2
Equazioni di Navier-Stokes in coordinate cilindriche
Si consideri un sistema di coordinate cilindriche ortogonali in cui il vettore posizione è r =
(r, θ, z) ed il vettore velocità u = (ur , uθ , uz ). Le equazioni complete di Navier-Stokes sono:
∂ρ 1 ∂
1 ∂
∂
+
(ρrur ) +
(ρuθ ) +
(ρuz )
∂t
r ∂r
r ∂θ
∂z
u2θ
∂ur
∂ur
uθ ∂ur
∂ur
+ ur
+
−
+ uz
ρ
∂t
∂r
r ∂θ
r
∂z
∂uθ
uθ ∂uθ
ur uθ
∂uθ
∂uθ
+ ur
+
+
+ uz
ρ
∂t
∂r
r ∂θ
r
∂z
∂uz
∂uz
uθ ∂uz
∂uz
ρ
+ ur
+
+ uz
∂t
∂r
r ∂θ
∂z
= 0
1 ∂
1 ∂τrθ
τθθ
∂τrz
∂p
−
(rτrr ) +
−
+
= −
+ ρgr
∂r
r ∂r
r ∂θ
r
∂z
1 ∂p
1 ∂τθθ
∂τθz
1 ∂ 2
= −
−
(r τrθ ) +
+
+ ρgθ
r ∂θ
r2 ∂r
r ∂θ
∂z
1 ∂
1 ∂τθz
∂τzz
∂p
−
(rτrz ) +
+
= −
+ ρgz
∂z
r ∂r
r ∂θ
∂z
con
τrr =
τθθ =
τzz =
τrθ = τθr =
τrz = τzr =
τθz = τzθ =
∇·u =
∂ur
2
−µ 2
− ∇·u
∂r
3
1 ∂uθ
ur
2
−µ 2
+
− ∇·u
r ∂θ
r
3
2
∂uz
− ∇·u
−µ 2
∂z
3
∂ uθ 1 ∂ur
−µ r
+
∂r r
r ∂θ
∂uz
∂ur
−µ
+
∂r
∂z
∂uθ
1 ∂uz
−µ
+
∂z
r ∂θ
1 ∂
1 ∂uθ
∂uz
(rur ) +
+
r ∂r
r ∂θ
∂z
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
D.3. EQUAZIONI DI NAVIER-STOKES IN COORDINATE SFERICHE
177
Nel caso particolare di corrente incomprimibile, le equazioni si riducono a:
1 ∂
1 ∂uθ
∂uz
(rur ) +
+
=0
r
∂r
r ∂θ
∂z
u2θ
∂ur
uθ ∂ur
∂ur
∂p
∂ur
+ ur
+
−
+ uz
=−
ρ
∂t
∂r
r ∂θ
r
∂z
∂r
2
∂ 1 ∂
1 ∂ ur
2 ∂uθ
∂ 2 ur
+µ
(rur ) + 2
− 2
+
+ ρgr
∂r r ∂r
r ∂θ2
r ∂θ
∂z 2
∂uθ
uθ ∂uθ
ur uθ
∂uθ
∂uθ
1 ∂p
+ ur
+
+
+ uz
ρ
=−
∂t
∂r
r ∂θ
r
∂z
r ∂θ
2
∂ 1 ∂
1 ∂ uθ
2 ∂ur
∂ 2 uθ
+µ
(ruθ ) + 2
+ 2
+
+ ρgθ
∂r r ∂r
r ∂θ2
r ∂θ
∂z 2
∂uz
∂uz
uθ ∂uz
∂uz
∂p
+ ur
+
+ uz
ρ
=−
∂t
∂r
r ∂θ
∂z
∂z
2
2
1 ∂
∂uz
1 ∂ uz
∂ uz
r
+ 2
+
+ ρgz
+µ
r ∂r
∂r
r ∂θ2
∂z 2
D.3
Equazioni di Navier-Stokes in coordinate sferiche
Si consideri un sistema di coordinate sferiche ortogonali in cui il vettore posizione è r = (r, θ, φ)
ed il vettore velocità u = (ur , uθ , uφ ). Le equazioni complete di Navier-Stokes sono:
∂ρ
1 ∂
∂
1 ∂
1
ρr2 ur +
+ 2
(ρuθ sin θ) +
(ρuφ ) = 0
∂t
r ∂r
r sin θ ∂θ
r sin θ ∂φ
!
u2θ + u2φ
uφ ∂ur
∂ur
∂p
∂ur
uθ ∂ur
ρ
=−
+ ur
+
+
−
∂t
∂r
r ∂θ
r sin θ ∂φ
r
∂r
1 ∂
1 ∂τrφ τθθ + τphiφ
1 ∂
2
+ ρgr
r τrr +
(τrθ sin θ) +
−
− 2
r ∂r
r sin θ ∂θ
r sin θ ∂φ
r
uφ ∂uθ
uθ uφ uφ cot θ
1 ∂p
∂uθ
∂uθ
uθ ∂uθ
ρ
=−
+ ur
+
+
+
−
∂t
∂r
r ∂θ
r sin θ ∂φ
r
r
r ∂θ
τφφ cot θ
1 ∂τθφ τrθ
1 ∂
1 ∂
2
+ ρgθ
r τrθ +
(τθθ sin θ) +
+
−
− 2
r ∂r
r sin θ ∂θ
r sin θ ∂φ
r
r
∂uφ
∂uφ uθ ∂uφ
uφ ∂uφ uφ ur
uθ uφ cot θ
1 ∂p
ρ
+ ur
+
+
+
+
=−
∂t
∂r
r ∂θ
r sin θ ∂φ
r
r
r sin θ ∂φ
τ
2τ
cot
θ
∂τ
∂τ
1
1
1 ∂
rφ
θφ
θφ
φφ
r2 τrφ +
+
+
+
+ ρgφ
− 2
r ∂r
r ∂θ
r sin θ ∂φ
r
r
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
178
APPENDICE D. COORDINATE CARTESIANE, CILINDRICHE E SFERICHE
con
τrr =
τθθ =
τφφ =
τrθ = τθr =
τrφ = τφr =
τθφ = τφθ =
∇·u =
2
∂ur
− ∇·u
−µ 2
∂r
3
1 ∂uθ
ur
2
−µ 2
+
− ∇·u
r ∂θ
r
3
1 ∂uφ ur
uθ cot θ
2
−µ 2
+
+
− ∇·u
r sin θ ∂φ
r
r
3
∂ uθ
1 ∂ur
−µ r
+
∂r r
r ∂θ
1 ∂ur
∂ uφ −µ
+r
r sin θ ∂φ
∂r r
uφ
sin θ ∂
1 ∂uθ
−µ
+
r ∂θ sin θ
r sin θ ∂φ
1 ∂
1 ∂uφ
1 ∂ 2
(r ur ) +
(uθ sin θ) +
2
r ∂r
r sin θ ∂θ
r sin θ ∂φ
Nel caso particolare di corrente incomprimibile, le equazioni si riducono a:
1 ∂ 2
1 ∂
1 ∂uφ
(r ur ) +
(uθ sin θ) +
=0
2
r ∂r
r sin θ ∂θ
r sin θ ∂φ
!
u2θ + u2φ
uφ ∂ur
∂ur
∂p
∂ur
uθ ∂ur
ρ
=−
+ ur
+
+
−
∂t
∂r
r ∂θ
r sin θ ∂φ
r
∂r
∂ur
1
1
∂
1 ∂2 2 ∂ 2 ur
sin θ
+ 2 2
+ ρgr
+µ 2 2 r ur + 2
r ∂r
r sin θ ∂θ
∂θ
r sin θ ∂φ2
uφ ∂uθ
uθ uφ uφ cot θ
1 ∂p
∂uθ
∂uθ
uθ ∂uθ
ρ
=−
+ ur
+
+
+
−
∂t
∂r
r ∂θ
r sin θ ∂φ
r
r
r ∂θ
∂ 2 uθ
1 ∂
∂uθ
1 ∂
1
1 ∂
r2
+ 2
(uθ sin θ) + 2 2
+µ 2
r ∂r
∂r
r ∂θ sin θ ∂θ
r sin θ ∂φ2
2 cos θ ∂uφ
2 ∂ur
+ ρgθ
− 2 2
+ 2
r ∂θ
r sin θ ∂φ
∂uφ
∂uφ uθ ∂uφ
uφ ∂uφ uφ ur
uθ uφ cot θ
1 ∂p
ρ
+ ur
+
+
+
+
=−
∂t
∂r
r ∂θ
r sin θ ∂φ
r
r
r sin θ ∂φ
∂ 2 uφ
∂uφ
1 ∂
1 ∂
1
1 ∂
r2
+ 2
(uφ sin θ) + 2 2
+µ 2
r ∂r
∂r
r ∂θ sin θ ∂θ
r sin θ ∂φ2
2 cos θ ∂uθ
2 ∂ur
+ ρgφ
− 2 2
+ 2
r sin θ ∂φ
r sin θ ∂φ
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
Indice analitico
Levi-Civita, simbolo di, 149
Approccio
Euleriano, 5, 15, 25
Lagrangiano, 5, 15, 25
Calore, 171
conduzione, 171
legge di Fourier, 171
specifico, 168
a pressione costante, 168
a volume costante, 168
trasmissione, 171
Circolazione, 39, 156
Circuitazione, 155
Coefficiente
di comprimibilità, 170
adiabatica, 170
isoentropica, 170
isoterma, 170
di espansione termica, 169
Coefficiente di attrito, 74
Conducitilità
termica, 171
Conservazione
della massa, 15, 17
Convezione, 172
forzata, 172
moti convettivi, 172
naturale, 172
Corpo nero, 173
Corrente, 5
barotropica, 37
comprimibile, 35, 172
conduttrice, 33
ideale, 34
incomprimibile, 35
irrotazionale, 39, 156
isoentropica, 34
laminare, 172
non conduttrice, 33
non stazionaria, 33
non viscosa, 33
omoentropica, 34
rotazionale, 39, 156
solenoidale, 155
stazionaria, 33
turbolenta, 172
viscosa, 33
Costante
dei gas, 167
di Stefan-Boltzmann, 173
Crocco
forma di, 40
Densità, 2
Derivata
lagrangiana, 26
materiale, 26
sostanziale, 26
Diffusione, 172
Divergenza, 154
teorema di, 5, 153
Emissività, 173
Energia
cinetica, 19, 165
interna, 19, 164
potenziale, 165
totale, 19
Entalpia, 29, 31, 165
equazione, 29
Entropia, 165
Equazione
dell’energia, 23, 27
dell’energia cinetica, 28
dell’energia interna, 28
dell’entalpia, 29
dell’entropia, 29
della quantità di moto, 23, 27
della temperatura, 30
di Blasius, 71, 72
179
180
INDICE ANALITICO
di continuità, 23, 27
di stato, 163
integrale di von Kàrmàn, 78
Equazioni di
Eulero, 38
Navier-Stokes, 23
adimensionali, 30
con derivata sostanziale, 27
in coordinate cartesiane, 175
in coordinate cilindriche, 176
in coordinate sferiche, 177
in forma conservativa, 23
in forma convettiva, 27
Fattore di forma, 74, 76
Fluido, 2, 4
definizione, 2
isotropo, 11
newtoniano, 11
Flusso, 4, 154
Forze
di superficie, 7
di volume, 7
Funzione di stato, 164
Gas
caloricamente perfetto, 169
costante universale, 167
ideale, 167
perfetto, 167
caloricamente, 169
Gauss
teorema di, 5, 153
Gradiente, 154
di un vettore, 145, 150
di uno scalare, 144, 150
Ipotesi di Stokes, 13
Irraggiamento, 172
Kronecker, simbolo di, 149
Legge
dei gas perfetti, 167
di Fourier, 171
di Stefan-Boltzmann, 172
Leibniz
teorema di, 156, 159
Linea
di corrente, 5
di fumo, 5
traiettoria, 5
Maxwell
relazioni, 169
Mole, 167
Numero
di Avogadro, 167
di Eckert, 31
di Knudsen, 2, 23
di Mach, 37
di Péclet, 31
di Prandtl, 31
di Reynolds, 31
Particella di fluido, 5
Potenziale cinetico, 39
Pressione, 2, 11
statica, 11
termodinamica, 11
Principio
primo principio della termodinamica, 166
secondo della termodinamica, 166
terzo della termodinamica, 167
zero della termodinamica, 166
Processo
adiabatico, 166
irreversibile, 165
isoentropico, 166
reversibile, 165
Prodotto
scalare, 142
tensoriale, 142
vettoriale, 142
Punto di ristagno, 5
Relazioni
costitutive, 11
di Maxwell, 169
Resistenza di attrito, 74
Rotore, 155
Sforzo, 1
di taglio, 10
normale, 2, 10
pressione, 2
tangenziale, 2, 10
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015
INDICE ANALITICO
181
unità di misura, 1
Sistema
in equilibrio termodinamico, 21, 164
globale, 21, 164
locale, 21, 164
termodinamico, 163
aperto, 163
chiuso, 163
isolato, 163
Spessore
di quantità di moto, 74, 76
di spostamento, 74, 75
di strato limite, 73
Stokes
ipotesi di, 13
Strato limite, 63
di Blasius, 68
di Prandtl, 63
su lamina piana, 68
equazione integrale di von Kàrmàn, 77
Suono
velocità, 170
di Green, 5, 153
di Leibniz, 18, 156
dimostrazione, 156
di Ostrogradsky, 5, 153
di Reynolds, 159, 161
del trasporto, 159, 161
dimostrazione, 159
di Stokes, 153
dimostrazione, 153
Termodinamica
primo principio, 19, 166
per i fluidi, 19
principio zero, 166
secondo principio, 166
terzo principio, 167
Traiettoria, 5
Trasformazione
adiabatica, 166
irreversibile, 165
isoentropica, 166
reversibile, 165
Trasporto, 172
Tensione superficiale, 4
Tensori, 148
simbolo di Kronecker, 149
simbolo di Levi-Civita, 149
Teorema
del momento angolare, 9
del momento della quantità di moto, 9
del rotore, 153
dimostrazione, 153
del tetraedro di Cauchy, 8
del trasporto, 159, 161
di Reynolds, 159, 161
del trasporto di Reynolds, 161
caso scalare, 159
caso vettoriale, 161
della divergenza, 5, 153
dimostrazione, 153
della quantità di moto, 8
di Bernoulli, 40
irrotazionale, 41
irrotazionale e stazionario, 41
lungo linea di corrente, 41
lungo linea vorticosa, 41
stazionario, 40
di Gauss, 5, 153
Velocità
del suono, 170
Vettori
prodotto
scalare, 142
tensoriale, 142
vettoriale, 142
versore normale alla superificie, 2
Viscosità, 3
cinematica, 3
di volume, 12
dinamica, 3
secondo coefficiente, 12
Volume
fisso, 15
in moto con il fluido, 15, 17
Vorticità, 39, 156
Simone Zuccher, Note di Fluidodinamica – Versione del 7 aprile 2015