ads:
UNIVERSIDADE FEDERAL DO RIO GRANDE DO SUL
INSTITUTO DE PESQUISAS HIDRÁULICAS
ESTUDO DO ESCOAMENTO A MONTANTE DE UM CILINDRO FIXADO
PERPENDICULARMENTE A UM FUNDO PLANO
MONICA CAMPOS SILVA
Dissertação submetida ao Programa de Pós-Graduação em Recursos
Hídricos e Saneamento Ambiental da Universidade Federal do Rio
Grande do Sul como requisito parcial para a obtenção do título de
Mestre em Recursos Hídricos e Saneamento Ambiental.
Orientador: Edith Beatriz Camaño Schettini
Banca Examinadora:
Prof. Dr. Acir Mércio Loredo-Souza PPGEC/UFRGS
Prof. Dr. Sérgio Viçosa Möller PROMEC/UFRGS
Prof. Dr. Marcelo Giulian Marques IPH/UFRGS
Porto Alegre, agosto de 2006
ads:
Livros Grátis
http://www.livrosgratis.com.br
Milhares de livros grátis para download.
Agradecimento
Agradeço aos órgãos financiadores da pesquisa: CNPQ, CAPES e a UFRGS, que tor-
naram possível esta pesquisa. Aos professores do Instituto, em especial a orientadora Edith
Beatriz Camaño Schettini. Aos grandes amigos do NETT, Diogo, Denise e Marcelo, que
acompanharam e ajudaram no desenvolvimento deste trabalho. Aos inestimáveis amigos
conquistados durante esta etapa.
ads:
Dedicatória
À pessoa que contribuiu desde o início, quando o mestrado ainda era apenas uma idéia,
prof. Doalcey Antunes Ramos. À mãe e ao querido irmão. À pessoa especial que conheci
durante esta jornada, Marcelo e àquela que por felicidade continua entre nós, pai.
Resumo
O sistema vórtice ferradura é o elemento chave do processo erosivo ao redor de obstá-
culos sobre leitos móveis. Por estar presente em muitas situações práticas da engenharia e
apresentar características tridimensionais e complexas, ainda é pouco compreendido e ex-
plorado. Esta pesquisa elucida a respeito do vórtice ferradura para o caso de leito fixo e obs-
táculo cilíndrico de seção circular, através de investigação experimental em túnel de vento,
realizada em duas etapas: uma relativa a aquisição dos dados no laboratório e a outra no seu
pós-processamento. A primeira etapa compreende a aquisição das imagens do escoamento
pela técnica de velocimetria por luz pulsada, com modo de operação PIV (Particle Image
Velocimetry), através de ensaios realizados no Laboratoire d’Etudes Aérodinamiques (da
Universidade de Poitiers, França). As imagens foram pré-processadas e consequentemente
foram obtidos os campos de vetores velocidade instantâneos. A segunda etapa, enfoque
deste trabalho, compreende o pós-processamento dos campos de velocidade bidimensionais
e consequentemente os campos de vorticidade, velocidade, energia cinética, intensidade de
turbulência, desvio padrão da velocidade e vorticidade com Re
D
variando de 4300 a 15600
(Re
δ
∗ = 450 a 860).
Para Re
D
= 4300 e 5500 observou-se que o (sistema) vórtice ferradura foi identificado
com maior freqüência nos campos instantâneos de vorticidade e velocidade. Conforme o
número de Reynolds aumenta, o vórtice é cada vez menos identificado e para Re
D
= 15600,
ele não foi detectado nos campos instantâneos.
Abstract
The system horseshoe vortex is a key element of the scour process around obstacles on
erodible beds. Although it is presented in many engineering practical situations and it has
three-dimensional and complex characteristics, it is still little understood and explored. This
research explains the horseshoe vortex in the case of the fixed plane plate and cylindrical
obstacle of circular section, through experimental research in wind tunnel, performed in two
stages: one related to the data aquisition in the laboratory and another to its post-processing.
The firt stage comprises the image acquisition, by the pulse light velocimetry technique with
the PIV operation (Particle Image Velocimetry), through experiments carried out at Labo-
ratoire d’Etudes Aérodinamiques (University of Poitiers, in France). The images have been
pre-processed and the fields of instantaneous velocity vectors obtained. The second stage,
which is the aim of this work, comprises the post-processing in the fields of two-dimensional
velocity and consequently the fields of vorticity, velocity, kinetic energy, intensity of turbu-
lence, root mean square of the velocity and vorticity with Re
D
varying from 4300 to 15600
(Re
δ
∗
= 450 to 860).
For Re
D
= 4300 and 5500, it was observed that the (system) horseshoe vortex has been
identified more often in the instantaneos fields of vorticity and velocity. As the Reynolds
number increase, the vortex is less and less identified; and for Re
D
= 15600, it has not been
detected in the instantaneous fields.
Conteúdo
Lista de Figuras
Lista de Tabelas
Lista de Símbolos p.16
1 Introdução p.18
1.1 Motivação . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.18
1.2 Objetivos . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.21
2 Conceitos Básicos p.23
2.1 Estruturas coerentes e vorticidade . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.23
2.2 Escoamento ao Redor de Corpos Imersos . . . . . . . . . . . . . . . . . p.25
2.2.1 Camada Limite . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.25
2.2.2 Gradiente de Pressão na Camada Limite . . . . . . . . . . . . . . p.30
3 Trabalhos Anteriores p.32
3.1 Formação . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.33
3.2 Vórtice ferradura laminar e vórtice ferradura turbulento . . . . . . . . . . p.35
3.3 Parâmetros do Escoamento . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.43
3.3.1 Distância horizontal do centro do obstáculo ao ponto de separação
(x
s
) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.45
3.3.2 Distância horizontal do centro do obstáculo ao centro do vórtice
ferradura x
v
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.50
3.3.3 Distância vertical do centro do vórtice ferradura ao fundo do canal
(y
v
) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.54
3.3.4 Número de Strouhal - S
t
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.55
3.4 Tensão de cisalhamento sobre uma placa plana . . . . . . . . . . . . . . p.56
4 Metodologia p.60
4.1 Método Experimental . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.64
4.2 Pós-Processamento dos Dados PIV . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.68
4.2.1 Validação dos dados brutos . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.68
4.2.2 Substituição dos dados incorretos . . . . . . . . . . . . . . . . . p.71
4.2.3 Suavização dos dados . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.71
4.2.4 Análise da informação . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.72
5 Resultados e Discussões p.80
5.1 Campos médios . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.81
5.1.1 Velocidades médias . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.81
5.1.2 Vorticidade média . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.85
5.1.3 Energia cinética turbulenta média . . . . . . . . . . . . . . . . . p.87
5.1.4 Intensidade de turbulência . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.88
5.1.5 Desvio padrão da flutuação da vorticidade . . . . . . . . . . . . . p.92
5.2 Localização do centro do vórtice ferradura . . . . . . . . . . . . . . . . . p.96
5.2.1 Localização horizontal do ponto de vorticidade mínima . . . . . . p.100
5.2.2 Localização vertical do ponto de vorticidade mínima . . . . . . . p. 111
5.3 Seqüência temporal do (sistema) vórtice ferradura . . . . . . . . . . . . . p. 116
5.4 Tensões de Reynolds . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.118
5.5 Tensão de cisalhamento sobre a placa plana . . . . . . . . . . . . . . . . p.128
5.5.1 Distribuição da tensão de cisalhamento média sobre a placa plana p.129
5.5.2 Distribuição da tensão de cisalhamento instantânea sobre a placa
plana . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.129
5.5.3 Valores mínimos da tensão de cisalhamento sobre a placa plana . p.133
5.6 Perfis instantâneos de velocidade e vorticidade transversal . . . . . . . . p.137
6 Conclusões e Recomendações para Trabalhos Futuros p.142
6.1 Conclusões . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.142
6.2 Recomendações para Trabalhos Futuros . . . . . . . . . . . . . . . . . . p. 144
Bibliografia p.146
Lista de Figuras
1.1 Visualização do vórtice ferradura. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.18
1.2 Erosão local ao redor das estruturas evidenciando a existência de vórtice
ferradura. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.19
1.3 Tipos de erosão que podem ocorrer em pontes. . . . . . . . . . . . . . . . p.20
1.4 Usina Hidrelétrica de Ilha Solteira. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.20
2.1 Trajetória de elementos fluidos em torno de um eixo comum. . . . . . . . p.24
2.2 Furacão Catarina. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.25
2.3 Escoamento viscoso, laminare incompressívelsobre umaplaca plana semi-
infinita. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.26
2.4 Representação esquemática da camada limite sobre uma placa plana. . . . p.27
2.5 Espessuras da camada limite. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.27
2.6 Perfis típicos de velocidade para os regimes laminar e turbulento do esco-
amento na camada limite sobre uma placa plana. . . . . . . . . . . . . . . p.29
2.7 Escoamento de camada limite com gradiente de pressão adverso. . . . . . p.31
2.8 Camada limite desenvolvida sobre a superfície de um cilindro. . . . . . . p.31
3.1 Regiões do escoamento próximo a um cilindro . . . . . . . . . . . . . . . p.32
3.2 Sistema vórtice ferradura: (a) resultados computacionais de Ballio et al.
(1998); (b) padrão do escoamento medido por Eckerle e Awad (1991). . . p.34
3.3 Vórtice ferradura . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.35
3.4 Padrão das linhas de corrente no plano de simetria do cilindro . . . . . . p.36
3.5 Variação no número de vórtices . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.37
3.6 Variação da posição dos vórtices de rotação horária. . . . . . . . . . . . . p.37
3.7 Seqüência do regime de separação ("Breakway"). . . . . . . . . . . . . . p.39
3.8 Seqüência de quatro imagens de partículas. . . . . . . . . . . . . . . . . p.41
3.9 Foto de curta exposição do escoamento turbulento com fumaça . . . . . . p.42
3.10 Foto de longa exposição do escoamento turbulento com fumaça . . . . . . p.43
3.11 Plano de simetria vertical a montante do cilindro. Distâncias característi-
cas do vórtice ferradura: x
s
, x
v
e y
v
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.44
3.12 Variação de x
s
/b com Re
δ
∗
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.47
3.13 Influência de
δ
∗
/b sobre x
s
/b para escoamento laminar . . . . . . . . . . p.48
3.14 Distância de separação como função de
δ
/D . . . . . . . . . . . . . . . . p.48
3.15 Variação do x
s
/b com h/b, para escoamentos turbulentose obstáculos sub-
mersos . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.49
3.16 Influência da forma da seção do obstáculo sobre x
s
/b . . . . . . . . . . . p.50
3.17 Variação de x
v
/b com Re
δ
∗, para camada limite laminar e turbulenta . . . p.51
3.18 Distância x
v
como função de Re
D
e D/
δ
∗
. . . . . . . . . . . . . . . . . p.52
3.19 Variação da posição do vórtice ferradura turbulento . . . . . . . . . . . . p.53
3.20 Efeito da forma da seção do obstáculo sobre x
v
/b em escoamento turbulento p.54
3.21 Variação de y
v
/b com Re
δ
∗ para escoamento laminar e turbulento . . . . . p.54
3.22 Efeito do Re
δ
∗ sobre T . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.57
3.23 Efeito de
δ
∗
/b sobre T . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.57
3.24 Tensão de cisalhamento no fundo no eixo de simetria do pilar . . . . . . . p.58
3.25 Tensão de cisalhamento adimensional no fundo . . . . . . . . . . . . . . p.59
4.1 Os três modos de concentração de partículas. . . . . . . . . . . . . . . . p.61
4.2 Arranjo experimental para PIV em um canal. . . . . . . . . . . . . . . . p.62
4.3 Dimensões da área de base (janela de interrogação) em relação à de busca. p.63
4.4 Área de base (janela de interrogação): (a) com sobreposição de 50%; (b)
com sobreposição de 75%. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.63
4.5 Técnicas de registro das imagens da partículas traçadoras de PIV. . . . . . p.64
4.6 Túnel de vento subsônico de recirculação do CEAT/LEA. . . . . . . . . . p.65
4.7 Esboço lateral e superior do experimento no túnel de vento do CEAT/LEA. p.65
4.8 Esquema da freqüência de aquisição das imagens e do pré-processamento. p.66
4.9 Fluxograma utilizado no pós-processamento dos dados de PIV. . . . . . . p.69
4.10 Malha adotada para o teste da Mediana. . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.69
4.11 Disponibilidade de dados vizinhos para substituição no ponto central. . . p.71
4.12 Área fechada correspondente ao contorno retangular utilizado no cálculo
da vorticidade no ponto (i,j). . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.77
5.1 Campo de velocidade média adimensional (
u/U
∞
, v/U
∞
), em função do
Re
D
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.82
5.2 Campo de velocidade média adimensional (u/U
∞
, v/U
∞
), em função do
Re
D
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.83
5.3 Isolinhas do módulo da velocidade média adimensional, em função do Re
D
. p.84
5.4 Isolinhas de vorticidade transversal média adimensional (
ω
z
D/U
∞
). . . . p.86
5.5 Detalhe do escoamento descendente médio (
u/U
∞
, v/U
∞
) adjacente a face
do cilindro com as isolinhas de vorticidade média para Re
D
= 4300 (Fig.
5.4.a). . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.87
5.6 Isolinhas de energia cinética turbulenta média adimensional (
k
′
/U
2
∞
). . . . p.89
5.7 Isolinhas de energia cinética turbulenta média adimensional (
k
′
/U
2
∞
). . . . p.90
5.8 Isolinhas de Intensidade de turbulência I
u
. . . . . . . . . . . . . . . . . . p.91
5.9 Perfil horizontal do módulo da intensidade de turbulência (I) em y/D =
1,4066. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.93
5.10 Isolinhas de Intensidade de turbulência I
v
. . . . . . . . . . . . . . . . . . p.94
5.11 Isolinhas do desvio padrão da flutuação da vorticidade transversal adimen-
sional. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.95
5.12 Isolinhas de freqüência relativa da posição
ω
zmin
D/U
∞
(x/D,y/D) para
todos números de Reynolds. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.98
5.13 Isolinhas de freqüência relativa da posição de
ω
zmin
D/U
∞
para todos nú-
meros de Reynolds. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.99
5.14 Esquema da metodologia de cálculo a partir dos campos instantâneos de
vorticidade à isolinhas de freqüência e histogramas de freqüência rela-
tiva das posições x/D e y/D dos pontos de
ω
zmin
D/U
∞
, para Re
D
= 4300
(Re
δ
∗ = 450). . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.100
5.15 Histograma de freqüência relativa da posição x/D dos pontos de
ω
zmin
D/U
∞
.p.101
5.16 Histograma de freqüênciarelativada posição x/D dospontos de
ω
zmin
D/U
∞
para Re
D
= 15600 (Re
δ
∗
= 860). . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.102
5.17 Localização horizontal (x/D) do ponto de mínima vorticidade instantânea
(
ω
zmin
D/U
∞
), para Re
D
= 4300 (Re
δ
∗
= 450). Os pontos selecionados
estão marcados por uma estrela. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p. 103
5.18 Isolinhas de vorticidade instantânea (
ω
z
D/U
∞
) correspondentes aos pon-
tos ”a”, ”b” e ”c” localizados na Figura 5.17. . . . . . . . . . . . . . . . p. 104
5.19 Isolinha de vorticidade instantânea (
ω
z
D/U
∞
) correspondentes aos pontos
”d”, ”e” e ”f” localizados na Figura 5.17. O símbolo ”∗” representa o
ponto com mínima vorticidade. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p. 105
5.20 Detalhe do vórtice ferradura: isolinhas de vorticidade (
ω
z
D/U
∞
) e campo
de velocidades instantâneas, relativo ao Ponto ”a”, da Figura 5.17 (Re
D
=
4300). . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p. 106
5.21 Detalhe do escoamento: isolinhas de vorticidade (
ω
z
D/U
∞
) e campo de
velocidades instantâneas, relativo ao ponto ”f” localizado na Figura 5.17
(Re
D
= 4300). . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.106
5.22 Localização horizontal (x/D) do ponto de mínima vorticidade instantânea
(
ω
zmin
D/U
∞
), para Re
D
= 5500 (Re
δ
∗ = 510). . . . . . . . . . . . . . . . p. 107
5.23 Isolinhas de vorticidade instantânea (
ω
z
D/U
∞
) correspondentes aos pon-
tos ”a”, ”b” localizados na Figura 5.22 (Re
D
= 5500). . . . . . . . . . . . p. 108
5.24 Detalhe do campo com isolinhas de vorticidade (
ω
z
D/U
∞
) e vetores velo-
cidade instantâneos, relativo ao ponto ”a”, da Figura 5.22 (Re
D
= 5500). . p. 108
5.25 Localização horizontal (x/D) do ponto de mínima vorticidade instantânea
(
ω
zmin
D/U
∞
), para Re
D
= 7100 (Re
δ
∗ = 580). . . . . . . . . . . . . . . . p. 109
5.26 Isolinhas de vorticidade instantânea (
ω
z
D/U
∞
) correspondentes aos pon-
tos ”a”, ”b” e ”d” localizados na Figura 5.25 (Re
D
= 7100). . . . . . . . . p. 110
5.27 Localização horizontal (x/D) do ponto de mínima vorticidade instantânea
(
ω
zmin
D/U
∞
), para Re
D
= 10200 (Re
δ
∗ = 700). . . . . . . . . . . . . . . p.111
5.28 Isolinhas de vorticidade instantânea (
ω
z
D/U
∞
) correspondentes aos pon-
tos ”a” e ”d” localizados na Figura 5.27 (Re
D
= 10200). . . . . . . . . . p.112
5.29 Localização horizontal (x/D) do ponto de mínima vorticidade instantânea
(
ω
zmin
D/U
∞
), para Re
D
= 15600 (Re
δ
∗ = 860). . . . . . . . . . . . . . . p.113
5.30 Isolinhas de vorticidade instantânea (
ω
z
D/U
∞
) correspondente ao ponto
”a” da Figura 5.29 (Re
D
= 15600). . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.113
5.31 Localização vertical (y/D) dos pontos de mínima vorticidade instantânea
(
ω
zmin
D/U
∞
) em função de Re
δ
∗. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.114
5.32 Histograma de freqüência relativa da posição y/D do ponto de
ω
zmin
D/U
∞
em função do Re
δ
∗. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.115
5.33 Histograma de freqüência relativa da posição y/D do ponto de
ω
zmin
D/U
∞
para Re
δ
∗ = 860 (Re
D
= 15600). . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.115
5.34 Comparação dos resultados do presente trabalho da variação de y
v
/b com
Re
δ
∗
(Tab. 5.4) com os do estudo de Ballio et al. (1998). . . . . . . . . . p.116
5.35 Seqüência temporal do sistema vórtice ferradura para Re
D
= 4300. O
tempo entre campos de linhas de isovorticidade transversal possuem in-
tervalo de 1/15s. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p. 119
5.36 Seqüência temporal do sistema vórtice ferradura para Re
D
= 5500. O
tempo entre campos de linhas de isovorticidade transversal possuem in-
tervalo de 1/15s. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p. 120
5.37 Isolinhas de tensão normal de Reynolds adimensional (
u
′
u
′
/U
2
∞
). . . . . . p.121
5.38 Isolinhas de tensão normal de Reynolds adimensional (
u
′
u
′
/U
2
∞
). . . . . . p.122
5.39 Isolinhas de tensão normal de Reynolds adimensional (
v
′
v
′
/U
2
∞
). . . . . . p.123
5.40 Isolinhas de tensão normal de Reynolds adimensional (
v
′
v
′
/U
2
∞
). . . . . . p.124
5.41 Isolinhas de tensãonormal de Reynolds adimensional(
v
′
v
′
/U
2
∞
) para Re
D
=
15600 (Re
δ
∗ = 860). . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p. 125
5.42 Isolinhas de tensão de Reynolds u
′
v
′
/U
2
∞
. . . . . . . . . . . . . . . . . . p.126
5.43 Isolinhas de tensão de Reynolds
u
′
v
′
/U
2
∞
. . . . . . . . . . . . . . . . . . p.127
5.44 Isolinhas de tensão de Reynolds
u
′
v
′
/U
2
∞
. . . . . . . . . . . . . . . . . . p.128
5.45 Distribuição da tensão de cisalhamento média adimensional sobre a placa
plana. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.130
5.46 Distribuição do coeficiente de atrito superficial sobre a placa plana. . . . . p.131
5.47 Distribuiçãolongitudinal da tensão decisalhamento instantânea (C
f
) sobre
a placa plana ; Respectivos campos de vorticidade transversal (
ω
z
D/U
∞
) e
velocidade instantâneos (u/U
∞
,v/U
∞
), para Re
D
= 7100. . . . . . . . . . p.133
5.48 Distribuiçãolongitudinal da tensão decisalhamento instantânea (C
f
) sobre
a placa plana; Respectivos campos de vorticidade transversal (
ω
z
D/U
∞
) e
velocidade instantâneos (u/U
∞
,v/U
∞
), para Re
D
= 4300. . . . . . . . . . p.134
5.49 Localização horizontal (x/D) do ponto de mínima tensão de cisalhamento
T
min
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p. 135
5.50 Localização horizontal (x/D) do ponto de mínima tensão de cisalhamento
Cf
min
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.136
5.51 Comparação dos resultados do presente trabalho de T em função do Re
δ
∗. p.137
5.52 Perfis instantâneos de velocidade e vorticidade a diferentes distâncias do
cilindro, da Figura 5.48, com Re
D
= 4300. . . . . . . . . . . . . . . . . . p.139
Lista de Tabelas
4.1 Tempo entre dois pares de imagens. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.66
4.2 Valores característicos da camada limite e parâmetros do escoamento dos
experimentos. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.67
4.3 Funções-m desenvolvidas em Matlab para pós-processamento dos dados
de PIV. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.70
5.1 Valores de f
rel.max
identificados por ’*’ na Figura 5.12, em função do nú-
mero de Reynolds. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.97
5.2 Valores de f
rel.max
identificados por ’*’ na Fig. 5.13, em função do número
de Reynolds. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.97
5.3 Comparação entre os dados experimentais do presente trabalho (histogra-
mas da Fig. 5.15) com a correlação proposta por Ballio et al. (1998) (Eq.
3.15). . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p.103
5.4 Maiores freqüências da posição y/D do ponto de
ω
zmin
D/U
∞
. . . . . . . . p. 116
5.5 Regiões em x/D onde as grandezas no escoamento apresentaram concen-
trações. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . p. 141
16
Lista de Símbolos
Símbolo Grandeza Dimensão
b Espessura do obstáculo L
C
f
Coeficiente da tensão de cisalhamento sobre uma placa
plana (
τ
w
/(0,5
ρ
U
2
∞
)) -
D Diâmetro do cilindro L
D
e
Diâmetro equivalente L
f Freqüência t
−1
h Altura do obstáculo L
H Fator de forma do perfil de velocidade (
δ
∗
/
θ
) -
k
′
Energia cinética turbulenta por unidade de massa L
2
/t
2
l Altura do obstáculo L
L Comprimento característico -
M Massa -
M
med
Módulo do valor da mediana L/t
M
Pc
Módulo do valor do ponto central L/t
Re Número de Reynolds (U
∞
L/
ν
) -
Re
b
Número de Reynolds baseado na espessura do obstáculo
(U
∞
b/
ν
) -
Re
D
Número de Reynolds baseado no diâmetro do cilindro
(U
∞
D/
ν
) -
Re
δ
∗ Número de Reynolds baseado na espessura de deslocamento
da camada limite (U
∞
δ
∗
/
ν
) -
Re
X
Número de Reynolds baseado na distância do perfil à
extremidade a montante da placa (U
∞
X/
ν
) -
S
t
Número de Strouhal (fL/U) -
t Tempo
T Coeficiente da tensão de cisalhamento sobre uma placa
plana (
τ
w
/
τ
∞
) -
u Velocidade instantânea na direção longitudinal do escoamento L/t
17
Símbolo Grandeza Dimensão
u
′
Flutuação da velocidade na direção longitudinal do escoamento L/t
U Velocidade característica L/t
U
∞
Velocidade do escoamento livre L/t
−→
V Vetor velocidade (u,v,w) (L/t,L/t,L/t)
v Velocidade instantânea na direção vertical do escoamento L/t
v
′
Flutuação da velocidade na direção vertical do escoamento L/t
−→
V
′
Vetor da flutuação da velocidade instantânea L/t
x Distância longitudinal com origem no centro do obstáculo L
x
c
Distância vertical do núcleo do vórtice ferradura à superfície
do fundo L
x
s
Distância longitudinal da linhas de separação do vórtice
ferradura ao centro do obstáculo L
x
v
Distância longitudinal do núcleo do vórtice ferradura ao
centro do obstáculo L
X Distância do perfil de velocidade à extremidade da placa
plana L
y Distância vertical com origem na superfície da placa plana L
w Velocidade instantânea na direção transversal do escoamento L/t
w
′
Flutuação da velocidade instantânea na direção transversal
do escoamento L/t
δ
Espessura da camada limite L
δ
∗
Espessura de deslocamento da camada limite L
η
Distância adimensional à parede -
µ
Viscosidade dinâmica do fluido ML
2
/t
∇ Operador Nabla -
ν
Viscosidade cinemática do fluido L
2
/t
ω
Vorticidade t
−1
ω
z
Vorticidade transversal ao escoamento t
−1
−→
ω
Vetor vorticidade (t
−1
,t
−1
,t
−1
)
ρ
Massa específica do fluido M/L
3
τ
w
Tensão de cisalhamento na superfície da placa ML
2
/t
2
τ
∞
Tensão de cisalhamento da camada limite não perturbada ML
2
/t
2
θ
Espessura da quantidade de movimento da camada limite L
18
1 Introdução
1.1 Motivação
O vórtice ferradura é formado a partir da separação tridimensional da camada limite
do escoamento de aproximação na junção do obstáculo com a placa plana. Esta separação é
seguida porum enrolamento da camada limite separada em forma de sistema de redemoinhos
(Fig. 1.1.a). O sistema, por sua vez, estica-se ao redor da base do obstáculo e assume a forma
característica de uma ferradura (Fig. 1.1.b).
(a) Vista lateral de um vórtice ferradura. (b) Vista superior de outro vórtice ferradura.
Figura 1.1: Visualização do vórtice ferradura formado ao redor de um obstáculo
(www.eng.chula.ac.th).
A formação do vórtice ferradura e sua dinâmica são influenciadas pelas características da
camada limite do escoamento de aproximação que o gerou, pela seção e altura do obstáculo
e pela velocidade do escoamento.
Inúmeros são os exemplos nos quais podem ser encontrados este fenômeno: ao redor
de uma plataforma fixa de petróleo em águas rasas (Fig. 1.2.a), na junção da asa de uma
aeronave com a sua fuselagem, ao redor dos rebites das aeronaves, ao redor de postes como
os de telegrafia (Fig. 1.2.b), nas turbomáquinas na junção das pás com o rotor, ao redor de
uma planta (Fig. 1.2.c), ao redor das construções (prédios, por exemplo), ao redor de pilares
de pontes, entre outros.
19
(a) Representação da erosão global e local ao redor de um modelo
de plataforma fixa de petróleo (Whitehouse (1998)).
(b) Erosão local na neve ao redor de um (c) Erosão local na areia ao redor de uma
poste (www.berksky.com). planta (http://ethesis.helsinki.fi).
Figura 1.2: Erosão local ao redor das estruturas evidenciando a existência de vórtice ferra-
dura.
A presença de pilares de ponte no leito de um rio, provoca mudanças nos padrões do
escoamento nas regiões circunvizinhas aos pilares. Esta estrutura produz um aumento da
velocidade do escoamento na vizinhança do pilar e, também, um aumento da intensidade
de turbulência (WHITEHOUSE, 1998). Além da formação do vórtice ferradura a montante
do pilar, forma-se a jusante dele a esteira de vórtices. A ação de ambas estruturas compõe
o mecanismo que provoca a erosão local (DARGAHI, 1990) ao redor de pilares de pontes
(Fig. 1.3). Embora a erosão local ocorra primeiro na região da esteira (DARGAHI, 1990), o
elemento chave para o processo erosivo é o vórtice ferradura (SUMER; FREDSOE, 2002).
Este vórtice pode erodir uma quantidade significativa de sedimentos, devido à amplificação
das tensões de cisalhamento locais no fundo e à contração das linhas de corrente próximas
ao pilar (GRAF; YULISTIYANTO, 1998).
Na Usina Hidrelétrica de Ilha Solteira, localizada no rio Paraná (divisa entre os estados
20
Figura 1.3: Tipos de erosão que podem ocorrer em pontes (Adaptado de Sumer e Fredsoe
(2002)).
de São Paulo e Mato Grosso do Sul) os blocos dissipadores de energia construídos sobre o
vertedouro da barragem (Fig. 1.4.a), induziam à formação do vórtice ferradura (Fig. 1.4.b),
quando as comportas estavam abertas. O vórtice ferradura estava erodindo o concreto da
superfície do vertente, na região de junção entre este e o dissipador. Na Figura 1.4.a, podem
ser observadas as obras de reforço realizadas na estrutura.
(a) Blocos Dissipadores (b) Vista do vertedor da Usina
Figura 1.4: Usina Hidrelétrica de Ilha Solteira: (a) Detalhe dos blocos dissipadores de
energia (b) Imagem dos 18 blocos dissipadores de energia sobre o vertedor da usina.
(www.novomilenio.inf.br/real/ed122n.htm).
Muitos trabalhos foram desenvolvidos ao redor de obstáculos específicos, como: ci-
lindros circulares (BAKER, 1979, 1980; BALLIO, 1995; DARGAHI, 1989; ECKERLE;
AWAD, 1991; GRAF; YULISTIYANTO, 1998), asas de avião (PIERCE; SHIN, 1992) e
21
cilindros retangulares (LIN et al., 2003; SEAL et al., 1995, 1997), todos montados sobre
uma placa plana. Apesar de existirem diversas pesquisas na literatura, ele ainda é um sis-
tema que necessita ser extensivamente explorado por apresentar características complexas,
tridimensionais e uma grande quantidade de variáveis que influenciam seu comportamento.
1.2 Objetivos
Em termos gerais, esta pesquisa propõe analisar o escoamento com a presença de um
obstáculo cilíndrico circular vertical, fixado sobre um fundo plano, perpenticular à direção
principal do escoamento. A região do escoamento estudada neste trabalho compreende a
região a montante do obstáculo na junção do cilindro com o fundo plano.
Para realizar este trabalho, os dados experimentais foram adquiridos a partir de expe-
rimentos em túnel de vento no Laboratoire d’Etudes Aérodynamiques (da Universidade de
Poitiers, França), variando apenas o número de Reynolds, utilizando a técnica de PIV (Velo-
cimetria por Imagem de Partícula) para a aquisição dos dados. As imagens resultantes foram
pré-processadas após os experimentos. Para o pós-processamento, neste trabalho, foram
desenvolvidos programas em linguagem Matlab.
Atendendo ao objetivo principal, este trabalho procura responder às seguintes questões:
• Há vórtice ferradura no escoamento a montante do cilindro para todos os números de
Reynolds investigados?
• Caso o vórtice seja indentificado no escoamento, ele se classifica em qual regime pro-
posto pela bibliografia?
• O ponto de mínima vorticidade instantânea coincide com a localização do núcleo do
vórtice ferradura?
• Qual é a tendência da localização do núcleo do vórtice ferradura com o aumento no nú-
mero de Reynolds? Esta tendência é a mesma das correlações experimentais propostas
na literatura?
• Onde se concentram as maiores tensões de Reynolds no escoamento a montante do
cilindro? Elas estão relacionadas com o vórtice ferradura?
• Paraque número de Reynoldsas grandezas do escoamento como: tensões deReynolds,
energia cinética média e intensidade de turbulência apresentam os maiores valores e
22
com maior dispersão espacial no escoamento?
• Existe relação entre a região com maior energia cinética média e a posição do núcleo
do vórtice ferradura?
• Para quais números de Reynolds a distribuição da tensão de cisalhamento média sobre
o fundo do túnel apresenta perfil semelhante ao descrito pela literatura?
• A posição do núcleo do vórtice ferradura coincide com a da mínima tensão de cisalha-
mento instantânea sobre o fundo do túnel?
Para alcançar o objetivo proposto, a região de junção entre o cilindro e o fundo foi in-
vestigada através da análise de campos médios e instantâneos das grandezas do escoamento.
O presente trabalho está dividido da seguinte forma:
• O capítulo 2 descreve alguns conceitos básicos necessários para o estudo do vórtice
ferradura como: estruturas coerentes, desenvolvimento da camada limite sobre uma
superfície e suas grandezas características.
• No capítulo 3 apresenta-se uma revisão de alguns trabalhos anteriores sobre o vórtice
ferradura, suas classificações, bem como as análises dimensionais descritas na litera-
tura.
• No capítulo 4 são apresentados: a descrição da técnica de medição PIV, aspectos
da aquisição dos dados no túnel de vento e a metodologia empregada para o pós-
processamento dos dados de PIV.
• No capítulo 5 são apresentados os resultados referentes a: posição do vórtice ferra-
dura no escoamento, tensão de cisalhamento sobre a placa plana, tensões de Reynolds,
intensidade de turbulência, energia cinética turbulenta e perfis de velocidade e vortici-
dade.
• No capítulo 6 são apresentadas as conclusões e as recomendações para trabalhos futu-
ros.
23
2 Conceitos Básicos
Uma vasta gama de escoamentos encontrados na natureza e na vida cotidiana são turbu-
lentos. A palavra turbulência lembra, de imediato, as viagens de avião conturbadas devido
à trepidação do avião. Os escoamentos turbulentos podem ser encontrados em diversas es-
calas e em diversas situações práticas. A atmosfera dos planetas Júpiter e Saturno, a atmos-
fera solar, núcleo externo da Terra, magnetosfera externa da Terra, correntes atmosféricas
e oceânicas, escoamento de um rio, são alguns dos exemplos de escoamentos turbulentos
encontrados na natureza.
Os escoamentos turbulentos são caracterizados pela imprevisibilidade, pois pequenas
mudanças de condições iniciais torna impossível a previsão determinística precisa de sua
evolução. Nestes escoamentos, a propriedade de mistura é potencializada se comparada aos
processos de difusão molecular.
2.1 Estruturas coerentes e vorticidade
Nos escoamentos turbulentos, podem ser identificadas estruturas conhecidas como coe-
rentes. Elas apresentam alto grau de organização, com preservação de forma e imprevisibi-
lidade.
Para que uma estrutura coerente seja classificada como vórtice coerente necessariamente
as três condições abaixo devem existir (LESIEUR, 1997):
• exista vorticidade concentrada o suficiente para que as trajetórias das partículas do
fluido possam girar ao redor;
• haja conservação das características de forma durante um tempo de existência maior
do que o seu tempo de giro total, da ordem de
ω
−1
; e
• que as estruturas sejam imprevisíveis no sentido de que sua dinâmica possua alta sen-
sibilidade às condições iniciais do escoamento, tornando impossível repetir o mesmo
24
experimento e adquirir os mesmos resultados.
Da primeira condição de existência de vórtices coerentes, observa-se que a existência do
vórtice sempre está associada à existência de vorticidade. A vorticidade
−→
ω
é uma grandeza
vetorial definida por (LESIEUR, 1997):
−→
ω
= ∇×
−→
V , (2.1)
sendo, ∇ o operador nabla e
−→
V o vetor velocidade de componentes (u,v,w). Ela representa o
movimento de rotação, com ou sem deformação, de um elemento de fluido, gerado a partir
do grandiente das componentes da velocidade sobre as faces do elemento de fluido. Sendo
assim, a vorticidade é utilizada para descrever as características rotacionais do fluido.
Entretanto, a existência de vorticidade no escoamento nem sempre está associada a um
vórtice. Por exemplo, em um escoamento próximo a uma placa plana, onde há gradiente de
velocidade na camada limite, há vorticidade, todavia não necessariamente existe um vórtice
na região.
O vórtice pode ser descrito como uma estrutura na qual os elementos de fluido que a
compõem giram ao redor de um centro comum, podendo o mesmo ser simétrico ou assi-
métrico (Fig. 2.1). Conjuntamente ao movimento de rotação do elemento ao redor do eixo
comum, ele também poderá transladar e/ou se deformar.
(a) (b)
Figura 2.1: Trajetória de elementos fluidos em torno de um eixo comum: (a) Vórtice circular
concêntrico; (b) Vórtice assimétrico (Lugt (1996)).
O vórtice pode ser classificado como plano ou espacial. Para ser considerado plano, os
padrões das linhas das trajetórias dos elementos fluidos devem ser os mesmos em diferentes
planos transversais ao eixo de rotação do vórtice. E para ser considerado espacial, os padrões
são distintos nos diferentes planos transversais. Exemplos cotidianos de vórtices espaciais
25
podem ser encontrados na água que escoa de uma pia e nos ciclones na atmosfera como o
furacão Catarina (Fig. 2.2).
Figura 2.2: Furacão Extratropical Catarina que em março de 2004 atingiu a região sul do
Brasil (http://rapidfire.sci.gsfc.nasa.gov).
2.2 Escoamento ao Redor de Corpos Imersos
Escoamentos de fluido em torno de corpos imersos podem ser encontrados nas mais
variadas situações cotidianas: o escoamento de ar ao redor de aviões e automóveis, o de
água ao redor de submarinos e peixes. Em algumas situações os corpos não estão totalmente
envolvidos pelo fluido, como é o caso de edifícios e casas, e são denominados submersos.
Seja para corpos imersos ou submersos, a camada limite viscosa está livre para se expandir
(MUNSON et al., 1997; WHITE, 2002).
Como em muitas situações reais a camada limite sedesenvolve sobresuperfícies longas e
essencialmente planas (FOX; MCDONALD,1998), como no presente trabalho, a abordagem
sobre camada limite será realizada a partir do caso mais simples: sobre uma placa plana (Fig.
2.3).
2.2.1 Camada Limite
Na Figura 2.3 observa-se através de um esquema o escoamento de aproximação com
velocidade média uniforme, U
∞
. Como o fluido é viscoso, ao encontrar a placa plana esta-
cionária, o perfil de velocidades médias, que antes era uniforme, apresenta uma região com
gradiente longitudinal e vertical de velocidade nas proximidades da placa. No perfil repre-
sentado no ponto X1, a velocidade média longitudinal do escoamento varia de zero (ponto
A) à velocidade média U
∞
(ponto B). No ponto A, a velocidade é nula devido à condição
26
de não-deslizamento, ou seja, o fluido em contato direto com a placa tem a mesma veloci-
dade que ela. O perfil de velocidades médias apresenta um gradiente vertical do ponto A
ao ponto B e, conseqüentemente, nesta região se desenvolvem tensões de cisalhamento no
escoamento. A partir do ponto B, a velocidade média U
∞
permanece inalterada. Pode-se,
desta maneira, dividir o escoamento em duas regiões distintas. A região adjacente à placa,
onde as tensões de cisalhamento estão presentes e os efeitos da viscosidade não podem ser
desprezados, é chamada de camada limite (alguns autores denominam região viscosa). A
outra região, fora da camada limite, conhecida por região não viscosa, onde o gradiente de
velocidades médias é nulo e a tensão de cisalhamento é muito menor (FOX; MCDONALD,
1998).
Figura 2.3: Escoamento viscoso, laminar e incompressível sobre uma placa plana semi-
infinita (Fox e McDonald (1998)).
Na camada limite, tanto as forças viscosas quanto as de inércia são importantes. Como o
número de Reynolds representa a razão entre ambas forças, ele é considerado um parâmetro
significativo na caracterização dos escoamentos de camada limite. O número de Reynolds
para a camada limite é definido por:
Re =
U
∞
L
ν
, (2.2)
sendo U
∞
uma velocidade característica; L um comprimento característico e
ν
a viscosidade
cinemática do fluido. Para o cálculo do número de Reynolds, o comprimento característico
pode ser adotado como a distância, no sentido do escoamento principal, medida desde o
bordo de ataque da placa (X) ou alguma das espessuras que caracterizam a camada limite.
Para efeito de notação, o subíndice que acompanha o número de Reynolds indica o compri-
mento característico utilizado. Em uma mesma posição X, quanto mais alto for o número de
Reynolds Re
X
, mais fina será a camada limite.
27
A camada limite desenvolvida sobre uma placa plana finita, representada na Figura 2.4,
pode apresentar três regiões distintas. Uma próxima ao bordo de ataque, definida como
camada limite laminar. Outra mais a jusante, definida por camada limite turbulenta, e a
intermediária conhecida por camada limite de transição.
Figura 2.4: Representação esquemática da camada limite sobre uma placa plana (a espessura
vertical está exagerada) (Fox e McDonald (1998)).
Dentre as espessuras que caracterizam a camada limite, uma delas é a própria espessura
δ
da camada limite. Ela é definida como sendo igual à distância Y onde a componente hori-
zontal da velocidade u é igual a 99%U
∞
(Fig. 2.5.a) (FOX; MCDONALD, 1998; MUNSON
et al., 1997).
U
h
U
h
u=0,99
Y
d
(a)
(b)
U
h
b
b’
U
h
-u
u=U(Y)
U
h
a
u=
a’
U
h
d
*
Áreasiguais
a”
Figura 2.5: Espessuras da camada limite: (a) espessura normal
δ
e (b) espessura de desloca-
mento
δ
∗
.
Juntamente com a espessura
δ
da camada limite, outras duas espessuras podem ser uti-
lizadas para caracterizá-la: a espessura de deslocamento da camada limite,
δ
∗
(Fig. 2.5.b) e
a espessura da quantidade de movimento da camada limite,
θ
.
28
A espessura
δ
∗
é a distância vertical à que deve ser deslocada a placa plana para que a
vazão que passa pela seção aa", perfil uniforme de velocidade onde não há efeitos viscosos,
seja igual à da seção bb’, perfil de velocidade em escoamento viscoso (Fig. 2.5). Sendo
assim, a espessura de deslocamento da camada limite (
δ
∗
) pode ser expressa por:
δ
∗
≈
δ
0
1−
u
U
∞
dy. (2.3)
Como a vazão na seção bb’ é menor do que na seção aa’, igualmente o fluxo da quanti-
dade de movimento da camada limite também é menor na seção bb’. Este déficit de vazão
pode ser representado através do fluxo da quantidade de movimento resultante de uma es-
pessura
θ
para uma camada de velocidade uniforme (U
∞
). Sendo assim, a espessura da
quantidade de movimento da camada limite,
θ
, fica:
θ
≈
δ
0
u
U
∞
1−
u
U
∞
dy. (2.4)
Neste trabalho, os valores de
δ
∗
e
θ
serão calculados a partir das Equações 2.3 e 2.4.
A razão entre a espessura de deslocamento (
δ
∗
) e a quantidade de movimento (
θ
) define
o fator de forma do perfil, dado por (WHITE, 2002):
H =
δ
∗
θ
. (2.5)
Como foi citado anteriormente, a camada limite sobre uma placa plana pode ser classi-
ficada segundo o tipo de escoamento que nela se desenvolve: regime laminar ou turbulento
(Fig. 2.4). Entre os dois regimes observa-se um fenômeno denominado transição. Especi-
ficamente para camada limite laminar, Blasius (SCHLICHTING, 1979) propôs uma solução
exata para o cálculo do perfil de velocidade adimensional u/U
∞
, função apenas de uma única
variável adimensional,
η
, definida por:
η
= y
U
∞
ν
X
. (2.6)
Como o valor de u/U
∞
se aproxima de um apenas quando y se aproxima do ∞, utiliza-
se comumente u = 0,99U
∞
para o cálculo da espessura da camada limite (
δ
). Através de
cálculos realizados por Blasius, para esta velocidade o valor de
η
é aproximadamente 5,0 e
a espessura
δ
é definida por:
29
δ
=
5,0X
√
Re
X
(2.7)
Sendo assim, a espessura de deslocamento e de quantidade de movimento da camada
limite laminar fica:
δ
∗
=
1,7208X
√
Re
X
(2.8)
e
θ
=
0,664X
√
Re
X
. (2.9)
A camada limite laminar se torna turbulenta a partir de uma certa distância do bordo da
placa, o que, conseqüentemente, modifica o perfil de velocidades (Fig. 2.4). As diferenças
existentes entre perfis típicos de velocidade em diferentes regimes são melhor identificadas
na Figura 2.6. Observa-se que o perfil de velocidade se torna mais achatado, à medida que a
camada limite laminar se torna turbulenta.
Figura 2.6: Perfis típicos de velocidade para os regimes laminar e turbulento do escoamento
na camada limite sobre uma placa plana (Adaptado de Munson et al. (1997)).
30
Em escoamentos sobre placa plana não há definição de um número de Reynolds especí-
fico que determine o limite entre a camada limite laminar e a turbulenta, porque o número
de Reynolds de transição (Re
X,trans
) depende da rugosidade da superfície da placa, da inten-
sidade das perturbações existentes no escoamento externo à camada limite e do gradiente de
pressão. Este valor de número de Reynolds de transição pode variar de 5×10
5
a 3×10
6
(WHITE, 2002) e a região de transição pode ser mais ou menos extensa (MUNSON et al.,
1997).
Para escoamento de camada limite turbulenta sobre placa plana não existe uma formu-
lação exata. A transição da camada limite laminar para turbulenta pode ocorrer para valores
de Re
X
> 2×10
5
e Re
X
< 6×10
5
(SCHLICHTING, 1979).
2.2.2 Gradiente de Pressão na Camada Limite
O desenvolvimento da camada limite sobre uma placa plana apresentado até o momento,
pressupõe como condição que o gradiente de pressão é nulo ao longo de todo o escoamento,
ou seja, o campo de pressão na camada limite é uniforme.
Ao inserirmos no escoamento um obstáculo perpendicular à placa plana, o campo de
pressões na camada limite não será mais uniforme. O campo apresentará um gradiente de
pressão adverso em conseqüência da desaceleração da velocidade do escoamento a montante
do obstáculo. O gradiente de pressão atingirá tal valor que a camada limite se descolará e
apresentará uma região de contrafluxo próxima à placa, conforme verifica-se na Figura 2.7.
31
Y
Gradientedepressão
nulo:
Nãoháseparaçãoda
camadalimite,PIna
parede.
X
PI
PI
PI
PI
u
u
u
u
U
h
U
h
U
h
U
h
t
w
=0
Pontodeseparação
Contrafluxo
Fracogradientede
pressãoadverso:
Nãoháseparaçãoda
camadalimite,PIno
escoamento.
Gradienteadverso
crítico:
PontodeSeparação
dacamadalimite.
Gradienteadverso
excessivo:
Contrafluxopróximo
àparede.
Regiãodeescoamento
separado.
dp
dx
dU dpe
dxdx
=
0
=
0
<
0
>
0
dU dpe
dxdx
> 0
Figura 2.7: Escoamento de camada limite com gradiente de pressão adverso (a escala vertical
foi exagerada (Fox e McDonald (1998)).
Para um cilindro circular de eixo perpendicular à direção longitudinal do escoamento
(Fig. 2.8.a), a camada limite se desenvolve ao longo da superfície do corpo, do ponto A ao
D, sendo que no ponto D, a camada limite se descola da superfície do cilindro. A camada
limite ao redor do cilindro está submetida a um gradiente de pressão favorável seguida por
uma pequena região de gradiente de pressão adverso antes da separação no ponto D. O
escoamento separado, a jusante do obstáculo, é denominado esteira de vórtices.
Figura 2.8: Camada limite desenvolvida sobre a superfície de um cilindro. (Adaptado de
Munson et al. (1997)).
32
3 Trabalhos Anteriores
Este capítulo contém uma revisão dos trabalhos anteriormente publicados, objetivando
esclarecer alguns aspectos de formação, classificação e comportamento do (sistema) vórtice
ferradura existente a montante de um cilindro vertical fixo sobre uma placa plana.
Ao redor deste tipo de obstáculo, tem-se a formação de duas estruturas hidrodinâmicas:
a esteira de vórtices a jusante do cilindro e o (sistema) vórtice ferradura na junção do cilindro
com a placa a montante do mesmo, como pode ser observado na Figura 3.1.
Figura 3.1: Regiões do escoamento próximo a um cilindro (Ferreira (2003)).
A esteira de vórtices é formada a partir do descolamento da camada limite sobre a su-
perfície do cilindro, com conseqüente desprendimento de vórtices. A esteira pode ser classi-
ficada simplificadamente em regime laminar e em regime turbulento. Entre os dois regimes
encontra-se o fenômeno de transição. A existência de regiões da esteira em regimes distin-
tos e com a presença da transição entre o regime laminar e o turbulento também podem ser
encontrados (ZDRAVKOVICH, 1997).
No caso do cilindro estar montado verticalmente sobre uma placa plana (Fig. 3.1), a es-
33
teira de vórtices é influenciada pela camada limite da placa, a partir de certo número de Rey-
nolds, adquirindo um comportamento completamente tridimensional (DARGAHI, 1989).
Por outro lado, o vórtice ferradura é formado a partir da separação tridimensional da
camada limite desenvolvida sobre o fundo plano, quando a mesma se aproxima do cilindro
adquirindo o formato tridimensional de uma ferradura.
3.1 Formação
O vórtice ferradura pode ser classificado de uma maneira mais abrangente em dois tipos:
vórtice ferradura laminar e vórtice ferradura turbulento. Esta classificação é dependente do
regime da camada limite, que se aproxima do obstáculo, que o gerou. Sendo assim, se esta
camada limite for laminar, o vórtice será classificado como laminar e se for turbulenta, o
vórtice será classificado como turbulento (BAKER, 1979, 1980).
Estes dois tipos de vórtice apresentam comportamentos distintos ao longo do tempo. O
vórtice ferradura em regime laminar começa a se formar no plano de simetria a montante do
obstáculo (Fig. 3.2.a). Este plano, para alguns autores, é considerado o plano de origem do
vórtice. Conseqüentemente, muitas pesquisas se restringiram apenas a estudos bidimensio-
nais neste plano (BAKER, 1979, 1980, 1985, 1991; BALLIO et al., 1998; LIN et al., 2003;
SEAL et al., 1995, 1997). Apesar de alguns trabalhos para o vórtice ferradura turbulento
terem sido realizados no plano de simetria a montante do obstáculo (BAKER, 1980), me-
dições de Eckerle e Awad (1991) mostraram que o vórtice ferradura não chega a se formar
no plano de simetria para Re
D
> 6,62×10
4
ou para (Re
D
)
1/3
(D/
δ
∗
) > 1000. Nestes casos,
eles definiram como padrão o vórtice representado na Figura 3.2.b, na qual observa-se que
a sua formação se dá a partir dos planos adjacentes ao de simetria. Em contrapartida, para
valores de (Re
D
)
1/3
(D/
δ
∗
) < 1000 foi encontrado vórtice no plano de simetria.
Consideremos o caso da formação do vórtice ferradura a partir do plano de simetria a
montante de um obstáculo. Conforme a camada limite desenvolvida sobre uma placa plana,
se aproxima de um cilindro vertical, é criado um gradiente de pressão na região de junção
do cilindro com o fundo. Forma-se uma região de baixa pressão no escoamento próximo ao
fundo e uma de alta pressão no escoamento acima. Esta diferença de pressão conduz o esco-
amento de cima para baixo na face a montante do cilindro (WHITEHOUSE, 1998). Quando
este fluxo descendente encontra o fundo como barreira, ele se dirigirá de jusante para mon-
tante (ou contrafluxo). Ao se defrontar com o escoamento da camada limite de aproximação,
será forçado a retomar o mesmo sentido do escoamento principal. Como continuamente o
34
(a)
(b)
Figura 3.2: Sistema vórtice ferradura: (a) resultados computacionais de Ballio et al. (1998);
(b) padrão do escoamento medido por Eckerle e Awad (1991).
35
contrafluxo é alimentado pelo fluxo descendente, há concentração de vorticidade no local e
o fluido começa a girar nesta região.
Da interação deste vórtice com a superfície da placa plana (fundo) pode ser gerada uma
região com concentração de vorticidade com sinal oposto ao do primeiro vórtice (DOLI-
GALSKI et al., 1994). O conjunto de vórtices ou sistema assim formado, é arrastado para
jusante pelo escoamento, ao mesmo tempo em que ele se enrola ao redor do cilindro, adqui-
rindo o formato tridimensional de uma ferradura (Figs. 1.1 e 3.3) (WHITEHOUSE, 1998).
A linha que delimita o vórtice ferradura tridimensional, ou seja, a região de separação
da camada limite está representada pela linha tracejada S na Figura 3.3.
Figura 3.3: Vórtice ferradura. S: linha de separação associada com a camada limite do fluxo
de aproximação (Sumer e Fredsoe (2002)).
3.2 Vórtice ferradura laminar e vórtice ferradura turbu-
lento
O vórtice ferradura pode ser classificado em laminar ou turbulento. O vórtice ferradura
laminar, formado a montante de um obstáculo cilíndrico circular, pode ser subdividido em
três tipos (BAKER, 1979):
1. Sistema de vórtice ferradura permanente, com dois, quatro ou seis vórtices, onde o
número dos vórtices aumenta conforme aumenta o Re
D
;
2. Sistema de vórtice ferradura que exibe um movimento oscilatório regular;
36
3. Sistema de vórtice ferradura o qual exibe um comportamento irregular não perma-
nente.
Esta classificação refere-se ao sistema de vórtice ferradura, pois ele é composto por mais
de um vórtice, correspondendo a um conjunto de vórtices ferradura.
Na Figura 3.4 estão representados os padrões de linhas de corrente para baixos números
de Reynolds com dois, quatro ou seis vórtices permanentes.
(a)
(b)
(c)
Figura 3.4: Padrão de linha de corrente no plano de simetria do cilindro: (a) sistema com
dois vórtices; (b) sistema com quatro vórtices; (c) sistema com seis vórtices. S, ponto de
separação; A, ponto de junção; SP, ponto de estagnação (Baker (1979)).
A quantidade de vórtices do sistema vórtice ferradura laminar presentes no escoamento
a montante de um obstáculo, irá variar conforme a variação do número de Re
D
. A Figura 3.5
mostra os resultados dos experimentos de Baker (1979) a respeito da variação da quantidade
de vórtices. Observa-se que para Re
D
suficientemente altos e D/
δ
∗
> 10, o sistema vórtice
37
ferradura laminar torna-se não permanente e começa a oscilar (ZDRAVKOVICH, 2003).
Baker (1979) estudou o movimento oscilatório regular do sistema vórtice ferradura laminar.
A Figura 3.6, indica a variação da posição dos três vórtices de rotação horária (vórtices 1, 2
e 3, Fig. 3.4.c) em 14 instantes de tempo analisados. Os vórtices 2 e 3 oscilam dependendo
da influência do movimento do vórtice 1 (vórtice primário) sobre eles (BAKER, 1979).
Figura 3.5: Variação no número de vórtices (x indica a posição das observações experimen-
tais no plano Re
D
, D/
δ
∗
e D/l = 2,40. Sendo l a altura do obstáculo e U a velocidade do
escoamento livre (Adaptado de Baker (1979)).
Figura 3.6: Variação da posição dos vórtices de rotação horária, instantes analisados de 1 a
14, para Re
D
= 5200, D/
δ
∗
= 23,2 e D/l = 2, 0 (Adaptado de Baker (1979)).
Outras pesquisas apresentam uma subdivisão mais detalhada do comportamento do vór-
tice ferradura laminar e de transição em cinco regimes (SEAL et al., 1995, 1997):
1. Permanente ("Steady");
38
2. Oscilatório ("Oscilation");
3. Amalgamento ("Amalgation");
4. Separação ("Breakway");
5. Transição ("Transition").
O comportamento permanente descrito acima é o mesmo apresentado por Baker (1979).
Neste, o número de vórtices aumenta conforme o número de Reynolds cresce. O regime os-
cilatório, também estudado por Baker (1979), é aquele em que os vórtices oscilam periodica-
mente, sendo que sua freqüência aumenta conforme o crescimento do número de Reynolds
(SEAL et al., 1995, 1997).
O regime de amalgamento ocorre quando o vórtice se funde ao adjacente e de mesmo
sentido de rotação, formando desta maneira um novo vórtice. A fusão ocorre em eventos pe-
riódicos sendo que a sua freqüência de ocorrência aumenta conforme o aumento do número
de Reynolds (SEAL et al., 1995, 1997).
Nas Figuras 3.7 pode ser observado o sistema vórtice ferradura em regime de separação
("Breakway"). O vórtice primário provêm da organização da vorticidade na camada limite
do escoamento de aproximação (Fig. 3.7, t = 0,0s). Este vórtice, quanto mais fortalecido,
transporta-se para jusante, aglomerando ainda mais vorticidade da camada limite (Fig. 3.7,
t = 0 a 3s). Simultaneamente, da interação do vórtice com a superfície da placa, é gerada
uma região com vorticidade de sinal oposto e adjacente ao vórtice, a montante do vórtice
primário. Esta região de vorticidade positiva aumenta, tornando-se forte o suficiente para
adentrar a camada limite ao mesmo tempo em que o vórtice primário cresce (Fig. 3.7, t = 0
a 3s). A região de vorticidade positiva efetivamente separa o vórtice primário da sua região
de formação (Fig. 3.7, t = 5 e 6s). O vórtice acelera de tal maneira que translada em direção
ao obstáculo, onde finalmente se funde (amalga) ao vórtice mais próximo ao cilindro (vórtice
de canto).
Não há uma descrição mais detalhada na literatura sobre o (sistema) vórtice ferradura na
transição entre os regimes laminar e turbulento.
Para o sistema de vórtice ferradura turbulento, Baker (1980), através de visualização
de escoamento de óleo, observou a existência de quatro vórtices, para os seguintes limites:
4×10
3
< Re
D
< 9×10
4
e 4 < D/
δ
∗
< 30. Experimentos de Hunt et al. (1978) confirma-
ram a existência de quatro vórtices, com dois pares de vórtices contra-rotativos (PIERCE;
39
Figura 3.7: Seqüência do regime de separação ("Breakway"). Contornos de vorticidade: as
linhas tracejadas indicam vorticidade negativa e linhas contínuas indicam vorticidade posi-
tiva. Sendo b a espessura do corpo rombudo retangular. Intervalosdo contornos de ±1 a ±33
s
−1
. Re
X
= 3×10
4
e Re
δ
∗ = 2,98×10
2
. Sentido do escoamento da esquerda para a direita
e o corpo rombudo localiza-se à direita do escoamento (Adaptado de Seal et al. (1997)).
40
SHIN, 1992). Entretanto, as pesquisas de Eckerle e Langston (1987) e de Pierce et al. (1987)
demonstraram que o modelo de quatro vórtices indicado por Baker (1980) não é o mais apro-
priado para o caso de vórtice ferradura turbulento. Eckerle e Awad (1991) afirmaram que a
camada limite no experimento de Baker (1980) não era completamente turbulenta, porque o
fator de forma H (Eq. 2.5) era de 1, 75. Nos experimentos de Eckerle e Awad (1991), o fator
de forma variou de 1, 34 a 1,42. Estes últimos são mais próximos do fator de forma turbu-
lento para camada limite desenvolvida sobre placa plana (H < 1, 30 segundo White (2002))
do que o utilizado por Baker (1980).
O sistema vórtice ferradura turbulento, segundo Seal et al. (1997), apresenta comporta-
mento permanente, apresentando variação aleatória na sua posição e tamanho.
Quando a espessura da camada limite turbulenta de aproximação é relativamente fina,
o escoamento livre no plano de simetria a montante do cilindro, não forma uma região de
recirculação, estagnando na junção do cilindro com o fundo antes da reversão (Fig. 3.2.b).
Em plano próximo e paralelo ao de simetria, o escoamento se enrola formando o vórtice.
Sendo assim, para que o escoamento reverso forme o vórtice no plano de simetria, a camada
limite deverá ser mais espessa e a quantidade de movimento do escoamento livre deverá ser
menor.
Experimentos de Eckerle e Awad (1991), em túnel de vento, indicaram que, para valores
de (Re
D
)
1/3
(D/
δ
∗
) maiores que 10
3
, nenhum vórtice foi criado no plano de simetria a mon-
tante do cilindro, sendo que U
∞
variou de 3,5 a 22 m/s; H de 1, 34 a 1,42 e (Re
D
)
1/3
(D/
δ
∗
)
de 9,6×10
2
a 2,05×10
3
. Conseqüentemente, dois tipos de separação da camada limite
turbulenta foram identificadas: se U
∞
for alto, o vórtice pode nem se formar no plano de
simetria a montante do cilindro, e para baixos valores de U
∞
o escoamento apresenta um
único vórtice. Este único vórtice é pequeno e encontra-se na junção do cilindro com o fundo
(ECKERLE; AWAD, 1991). Este vórtice, individual e dominante, apresenta caráter caótico,
comparativamente ao vórtice laminar (DOLIGALSKI et al., 1994).
Segundo Seal et al. (1993), em geral, o vórtice ferradura turbulento também induz a ge-
ração de um vórtice secundário (VS na Fig. 3.8.a e 3.8.b), com vorticidade de sinal oposto.
Com o tempo, este vórtice, localizado próximo à superfície e adjacente ao vórtice que o
gerou, é comprimido e ejetado da superfície (Fig. 3.8.c). Este vórtice ejetado se restabe-
lece em uma região acima da anterior e ainda adjacente ao vórtice dominante (Fig. 3.8.d)
(DOLIGALSKI et al., 1994).
41
Figura 3.8: Seqüência de quatro imagens de partículas do escoamento na junção de um corpo
retangular com o fundo plano, demonstrando a interação do vórtice ferradura turbulentoVF
com o vórtice secundário VS para Re
θ
= 700. Direção do escoamento: da esquerda para a
direita, com o corpo retangular à direita da imagem. As imagens foram adquiridas a cada
0,25s. (Adaptado de Doligalski et al. (1994)).
42
Apesar da contradição existente entre os padrões do vórtice ferradura turbulento publi-
cadas por Baker (1980) e por Eckerle e Awad (1991), Baker (1980) mostrou, através de fotos
de curta e longa exposição do escoamento a montante de um cilindro, que os turbilhões pre-
sentes na foto de curta duração não podem ser observados na de longa duração. Utilizando
visualização de fumaça em túnel de vento, pôde detectar, através de fotografia de curta ex-
posição, que estas estruturas inclinavam-se 40
o
com relação ao fundo do túnel (Estrutura A
na Fig. 3.9). As estruturas mais próximas do obstáculo aumentavam seu ângulo de incli-
nação para 90
o
(Estrutura B na Fig. 3.9). Estas estruturas se assemelham com o formato
de um grampo de cabelo, sendo elas comumente chamadas de vórtices "hairpin". Todavia,
estes vórtices não foram identificados quando a visualização empregada foi por fotografia
com longa exposição. Este tipo de exposição mostrou apenas a posição média do vórtice
ferradura no plano de simetria, conforme ilustrado na Figura 3.10 (BAKER, 1980).
Figura 3.9: Foto de curta exposição do escoamento turbulento com fumaça: Re
D
= 7,65×
10
3
, D/
δ
∗
= 7, H = 1,75. ”A” indica o vórtice "hairpin"com ângulo de inclinação de 40
o
e
”B” indica o vórtice "hairpin"com ângulo de inclinação de 90
o
(Adaptado de Baker (1980)).
Os detalhes do vórtice ferradura turbulento não podem ser identificados a partir de
padrões médios, porque estes não representam o escoamento instantâneo não permanente
(SIMPSON, 2001). Doligalski et al. (1994) perceberam que a interação do vórtice secun-
dário ejetado pelo vórtice principal dominante (Fig. 3.8) não é revelado a partir de medidas
médias.
Apesar das dificuldades encontradas no estudo do vórtice ferradura turbulento, ele ainda
é um caso interessante de estudar, pois é o mais freqüente encontrado na prática (SUMER;
FREDSOE, 2002).
43
Figura 3.10: Foto de longa exposição do escoamento turbulento com fumaça: Re
D
= 7, 65×
10
3
, D/
δ
∗
= 7, H = 1, 75 (Adaptado de Baker (1980)).
3.3 Parâmetros do Escoamento
Parâmetros adimensionais são expressões resultantes do agrupamento das variáveis que
envolvem o problema em questão e que são capazes de caracterizar situações particulares.
Eles facilitam a apresentação de dados experimentais, de soluções analíticas ou os resultados
de modelos computacionais de maneira compacta.
Os parâmetros podem ser encontrados a partir do método da análise dimensional ou pela
adimensionalização das equações básicas da mecânica dos fluidos (WHITE, 2002).
Em suas pesquisas, Baker (1979, 1980) realizou análises dimensionais para determinar
os parâmetros a serem considerados no estudo do vórtice ferradura.
Para o caso de separação de camada limite laminar, o sistema vórtice ferradura pode ser
caracterizado em sistema vórtice ferradura permanente (com 2, 4 ou 6 vórtices), no plano de
simetria, por (BAKER, 1979):
x
v
D
= F(Re
D
,
D
δ
∗
,
l
D
,H). (3.1)
sendo x
v
a distância do centro do obstáculo ao núcleo do vórtice no plano de simetria (Fig.
3.11); D o diâmetro do cilindro;
δ
∗
a espessura de deslocamento da camada limite; F a
relação funcional entre as variáveis; Re
D
o número de Reynolds baseado no diâmetro do
cilindro; l a altura do obstáculo e H o fator de forma da camada limite.
Quando o estudo do vórtice ferradura utiliza apenas um obstáculo de geometria fixa, com
altura muito maior do que o seu diâmetro (l/D > 3,0) e com fator de forma da camada limite
44
(H) variando pouco, de tal maneira que sua variação não afete os valores de x
v
, a expressão
3.1 pode ser reescrita por:
x
v
D
= F(Re
D
,
D
δ
∗
). (3.2)
D
y
x
x
S
V
V
S
Pontodemáxima
tensãode
cisalhamento
Pontode
separação
dacamada
limite
Escoamento
l
Figura 3.11: Plano de simetria vertical a montante do cilindro. Distâncias características do
vórtice ferradura: x
s
, x
v
e y
v
.
O mesmo raciocínio se aplica para a distância x
s
, no plano de simetria, do centro do
obstáculo ao ponto de separação da camada limite (Fig. 3.11) e para o número de Strouhal St,
os quais também caracterizam o vórtice ferradura laminar, e são expressos respectivamente
por (BAKER, 1979):
x
s
D
= F(Re
D
,
D
δ
∗
), (3.3)
S
t
= F(Re
D
,
D
δ
∗
), (3.4)
As distâncias x
s
e x
v
correspondem, respectivamente, à posição do ponto de separação
primário (Ponto S) e ao ponto de máxima tensão de cisalhamento sob o vórtice principal
(Fig. 3.11) (BAKER, 1985).
O número de Strouhal é outro parâmetro adimensional do escoamento que, juntamente
com o número de Reynolds, caracteriza os escoamentos oscilatórios (WHITE, 2002). Ele é
definido pela expressão:
St =
fL
U
, (3.5)
45
sendo f a freqüência de desprendimento de vórtices, U a velocidade característica e L um
comprimento característico.
Já para o caso de separação de camada limite turbulenta, o sistema vórtice ferradura
pode ser caracterizado pelas Equações 3.2 e 3.3 (BAKER, 1980) com as mesmas hipóteses
consideradas no caso de vórtice ferradura laminar. Entretanto, o número de Strouhal não é
apresentado pelo autor como um valor que caracterize o vórtice ferradura turbulento. Mas
Devenport e Simpson (1990) notaram que o vórtice ferradura turbulento apresenta uma baixa
freqüência de oscilação.
Para a caracterização do (sistema) vórtice ferradura, seja laminar, de transição ou tur-
bulento, o parâmetro Re
δ
∗ (número de Reynolds baseado na espessura de deslocamento da
camada limite) é indicado por Ballio et al. (1998) como o mais adequado, comparativamente
ao Re
D
(número de Reynolds baseado no diâmetro do cilindro), pois o primeiro se relaciona
com as características da camada limite do escoamento de aproximação, enquanto o segundo
tem principal domínio sobre a esteira de vórtices a jusante do cilindro, sendo a esteira fraca-
mente correlacionada com os padrões de escoamento a montante do obstáculo.
A análise dimensional apresentada nos parágrafos anteriores considera como hipótese
que a geometria do obstáculo é fixa. Quando a geometria varia (altura e/ou seção) ela pode
influenciar as variáveis adimensionais (x
s
/D e x
v
/D) que caracterizam o vórtice ferradura,
tanto no regime laminar quanto no turbulento.
3.3.1 Distância horizontal do centro do obstáculo ao ponto de separa-
ção (x
s
)
A distância x
s
representa o comprimento do centro do obstáculo à linha de separação,
ponto S na Figura 3.11, no plano vertical de simetria. Algumas correlações experimentais
em função do número de Reynolds foram determinadas por pesquisadores, visando encontrar
um padrão de comportamento do valor de x
s
/b, sendo b a espessura do obstáculo. Para o
caso do sistema vórtice ferradura laminar, Baker (1985) propôs a seguinte correlação:
x
s
b
= 0,5+ 0,338
δ
∗
b
Re
δ
∗
0,48
Re
δ
∗ = 210
0,045 ≤
δ
∗
/b ≤ 0, 17,
(3.6)
e Belik (1973)
46
x
s
b
= 0, 5+ 35,5(Re
b
)
−0,424
1,2×10
3
≤ Re
b
≤ 4, 7×10
3
(3.7)
sendo Re
b
o número de Reynolds baseado na espessura do obstáculo.
Igualmente, para o caso do sistema vórtice ferradura turbulento, correlações experimen-
tais foram propostas por Baker (1985), Belik (1973) e Monti (1994). Baker (1985), apud
Ballio et al. (1998), propôs as seguintes expressões:
x
s
b
= 0,5+ 0,46Re
δ
∗
0,033
Re
δ
∗
= 1,5×10
3
≤ Re
δ
∗
≤ ×10
4
,
(3.8)
x
s
b
= 0, 5+ 15,6Re
δ
∗
−0,35
1×10
4
≤ Re
δ
∗
≤ 1, 8×10
4
.
(3.9)
e
x
s
b
−0,5 = tanh
3
h
b
x
s
b
−0,5
h
b
→∞
0,03 ≤ h/b ≤2,5.
(3.10)
Na Equação 3.8, o coeficiente 0, 46, originalmente era 0,373, na equação do autor Baker
(1985). Ballio et al. (1998) alteraram para 0,46 porque com o valor 0,373, a equação não
ajustava aos valores experimentais do trabalho de Baker (1985).
Através da Equação 3.8 observa-se a tendência de aumento dos valores de x
s
/b para
Re
δ
∗ < 10
4
. Esta tendência se inverte através da Equação 3.9 para Re
δ
∗ > 10
4
(Baker (1985)
apud Ballio et al. (1998)).
Belik (1973) apresentou as seguintes correlações para o vórtice ferradura turbulento:
x
s
b
= 0,5+ 0,57(2×10
−5
Re
δ
)
0,19
1,4×10
4
≤ Re
δ
≤ 1, 3×10
5
3,6×10
4
≤ Re
b
≤ 2, 2×10
5
(3.11)
e
x
s
b
= 0, 5+ (0, 516+ 0,111×10
−5
Re
b
)(2×10
−5
Re
δ
)
0,19
1,4×10
4
≤ Re
δ
≤ 1, 3×10
5
3,6×10
4
≤ Re
b
≤ 2, 2×10
5
.
(3.12)
47
E, finalmente, Monti (1994) apud Ballio et al. (1998) apresentaram:
x
s
b
= 0,48−6,35×10
−6
Re
b
+ 0,005Re
0,5
b
1×10
4
≤ Re
b
≤ 1×10
5
.
(3.13)
Ballio et al. (1998) agruparam seus resultados e os de trabalhos anteriores (Fig. 3.12),
mostrando que a transição entre o sistema de vórtice ferradura laminar para turbulento ocorre
na faixa de 4×10
2
< Re
δ
∗ < 10
3
. O vórtice ferradura turbulento é representado pelos limites
de 10
3
< Re
δ
∗ < 10
7
. Observa-se na mesma figura, que os dados estão dispersos na faixa de
valores correspondentes ao vórtice ferradura laminar.
Figura 3.12: Variação de x
s
/b com Re
δ
∗, escoamentos laminar e turbulento, h/b > 0, 6. As
linhas A (Eq. 3.8) e B (Eq. 3.9) estão tracejadas fora dos limites de validade das fórmulas.
Sendo: (a) Peake e Galway (1992), Re
δ
∗
= 217, 0,047 ≤
δ
∗
/b ≤ 0,17; (b) Ballio, 107 ≤
Re
δ
∗ ≤ 815,
δ
∗
/b = 0,094; (c) Ballio, Re
δ
∗ = 409, 0,037 ≤
δ
∗
/b ≤ 0,3. (Adaptado de
Ballio et al. (1998))
Na tentativa de observar uma tendência da variação de x
s
/b, alguns valores foram plo-
tados em função de
δ
∗
/b (Fig. 3.13). Pode-se observar uma correlação positiva de x
s
/b em
relação a
δ
∗
/b das linhas contínua e tracejada (Eq. 3.6) e dos dados de Peake e Galway
(1992). No entanto, os dados encontrados através de simulação numérica por Ballio et al.
(1998) apresentam um fraco crescimento, comparativamente aos demais.
Quanto menor a distância x
s
menor será o tamanho do vórtice ferradura pois menor é
a espessura da camada limite (
δ
) do escoamento de aproximação (Fig. 3.14). Para valores
de
δ
muito pequenos, é possível que não haja a formação do vórtice ferradura (SUMER;
FREDSOE, 2002).
Todavia, para o caso do vórtice ferradura turbulento, na Figura 3.12, com Re
δ
∗
entre 10
3
e 2×10
4
, observa-se que não há nenhuma relação de dependência de x
s
/b com Re
δ
∗.
48
Figura 3.13: Influência de
δ
∗
/b sobre x
s
/b, escoamento laminar; comparação com a
Eq.(3.6): linha tracejada - Re
δ
∗ = 217 e linha sólida - Re
δ
∗ = 409 (Dados coletados por
Ballio et al. (1998) de outros autores).
Figura 3.14: Distância de separação como função de
δ
/D (Adaptado de Sumer e Fredsoe
(2002)).
49
Dargahi (1989) verificou que para Re
D
de 8,4×10
3
a 4,6×10
5
(ou Re
δ
∗ = 6,6×10
3
a
6,5×10
4
), o valor de x
s
decresce de x/D = −0,73 a −0,93, ou seja, a distância x
s
aumenta
em relação ao centro do cilindro. Especificamente para Re
D
de 3,9×10
4
, a posição da linha
de separação primária oscila em torno de uma localização média de x/D de −0,83 ao longo
do plano de simetria. Para o mesmo Re
D
, Belik (1973) e Meville (1975) encontraram valores
de −0,72 e −0,85 (DARGAHI, 1989).
A altura do obstáculo, tanto para camada limite laminar quanto para turbulenta, é des-
prezível para obstáculos totalmente submersos quando a razão entre a altura e a espessura
do obstáculo é maior do que 1 (h/b > 1). E para valores menores do que 1, há um decrés-
cimo no valor de x
s
(Fig. 3.15) (BALLIO et al., 1998). Isto se deve ao fato de que quanto
menor é a altura do obstáculo, menor será o gradiente de pressão adverso criado por ele e,
conseqüentemente, menor será o tamanho do vórtice ferradura (SUMER; FREDSOE, 2002).
Figura 3.15: Variação do x
s
/b com h/b, para escoamentos turbulentos e obstáculos submer-
sos. [x
s
/b]
h/b→∞
= 1,3 na Eq. (3.10). Larousse et al. (1991): prisma, Re
δ
∗ = 3,1×10
3
,
0,0052 ≤
δ
∗
/b ≤ 0,25; Baker (1980): cilindro, Re
δ
∗ = 9,5×10
3
,
δ
∗
/b = 0,066 (Dados
coletados por Ballio et al. (1998) de outros autores).
Quanto maior a seção transversal do obstáculo que se opõe ao escoamento, maior será o
gradiente de pressão adverso criado por ele e por sua vez maior será a distância x
s
/b. Ballio
et al. (1998) procurou encontrar alguma influência da seção transversal do obstáculo sobre o
valor de x
s
/b a inúmeros números de Reynolds (Fig. 3.16). Observa-se na mesma figura que
para aerofólios em Re
D
= 10
4
, x
s
/b varia de 0, 9 a 1,0 para 7×10
4
≤ Re
δ
∗
≤ 6×10
4
. Para
as demais seções, não está claramente identificada a influência da seção do obstáculo sobre
a distância x
s
/b.
50
Figura 3.16: Influência da forma da seção do obstáculo sobre x
s
/b (Dados coletados por
Ballio et al. (1998) de outros autores).
3.3.2 Distância horizontal do centro do obstáculo ao centro do vórtice
ferradura x
v
A distância x
v
representa o comprimento do centro do obstáculo ao núcleo do vórtice
ferradura no plano vertical de simetria. Esta posição também corresponde à localização da
máxima tensão de cisalhamento no fundo (BAKER, 1985) (Fig. 3.11).
Para determinar a localização do ponto de máxima tensão de cisalhamento (distância x
v
)
Baker (1979, 1980, 1985) e Dargahi (1989) utilizaram a distribuição da pressão (coeficiente
de pressão) na linha de simetria a montante de um cilindro. No primeiro trabalho, a posição
do valor mínimo de pressão correspondia, aproximadamente, à posição do núcleo do vórtice
principal x
v
. O trabalho de Dargahi (1989) não continha apenas um valor mínimo de pressão,
mas um platô, o qual correspondia às posições do núcleo do vórtice principal e do vórtice
adjacente.
Um caso curioso foi reportado por Eckerle e Awad (1991) utilizando visualização do
escoamento, campo de vetores velocidade próximos ao fundo e a distribuição da pressão
no plano de simetria. Os autores verificaram que, para o (sistema) vórtice ferradura turbu-
lento, a localização da pressão mínima local não correspondia ao núcleo do vórtice principal.
Também observaram que o valor da pressão mínima local, para o (sistema) vórtice ferradura
turbulento, estava associado com o encontro dos escoamentos reverso do vórtice e o de apro-
ximação (distância x
s
).
Algumas correlações experimentais foram propostas por vários pesquisadores, visando
determinar um padrão no comportamento do valor de x
v
/b. Para o caso do sistema vórtice
ferradura laminar, Baker (1985) propôs a seguinte correlação:
51
x
v
b
= 0,5+ 0,013(Re
δ
∗)
0,67
90 ≤ Re
δ
∗ ≤ 300,
0,03 ≤
δ
∗
/b ≤ 0, 09,
(3.14)
e Ballio et al. (1998) propuseram uma correção de coeficientes da Equação (3.14) para o
seguinte limite:
x
v
b
= 0, 5+ 0,038(Re
δ
∗)
0,45
90 ≤ Re
δ
∗
≤ 800.
(3.15)
Na tentativa de caracterizar o comportamento de x
v
em função do número de Reynolds
para o sistema vórtice ferradura turbulento, Baker (1985) desenvolveu a seguinte expressão
a partir de dados experimentais:
x
v
b
= 0, 5+ 0,10Re
δ
∗
0,10
1×10
3
≤ Re
δ
∗
≤ 1×10
4
.
(3.16)
Ballio et al. (1998) agruparam vários dados experimentais e numéricos disponíveis na
literatura (Fig. 3.17), e identificaram a transição entre os sistemas vórtice ferradura laminar
e turbulento, para Re
δ
∗ entre 3×10
2
e 5×10
2
.
Figura 3.17: Variação de x
v
/b com Re
δ
∗, para camada limite laminar e turbulenta. As linhas
A
1
(Eq. 3.14) e C
1
(Eq. 3.16) estão tracejadas fora dos limites das fórmulas. A linha B
1
(Eq. 3.15) é a correção da Equação 3.14 sugerida por Ballio et al. (1998) com correção dos
coeficientes (Adaptado de Ballio et al. (1998)).
A correlação entre a posição do núcleo do vórtice (x
v
) em relação a Re
δ
∗
, para vórtice
ferradura laminar é maior do que foi observado para a posição do ponto de separação primá-
rio (x
s
) (Fig. 3.12).
Baker (1979) correlacionou D/
δ
∗
com o número de Reynolds (Re
D
), para vórtice ferra-
52
dura laminar, usando x
v
/D como parâmetro (Fig. 3.18). A posição x
v
/D foi determinada a
partir da localização do valor de mínima pressão a montante do cilindro na linha de simetria
do obstáculo. Para tanto, foram realizados vários ensaios com um cilindro de diâmetro cons-
tante variando a velocidade do escoamento e a posição do cilindro relativa a quatro tomadas
de pressão fixas no fundo do túnel. As distâncias x
v
/D, correspondentes à pressão mínima,
foram plotadas na Figura 3.18, onde as linhas tracejadas correspondem à localização das
pressões mínimas observadas na mesma tomada de pressão. Por sua vez, as linhas contínuas
são linhas de interpolação dos valores experimentais.
Pode-se observar na Figura 3.18 que, para um valor fixo de D/
δ
∗
, conforme o número
de Reynolds (Re
D
) diminui o valor de x
v
/D também diminui, sendo assim, menor será o
tamanho do vórtice ferradura (SUMER; FREDSOE, 2002). Em contrapartida, para um de-
terminado valor de Re
D
fixo, conforme o valor de D/
δ
∗
aumenta, o valor de x
v
/D diminui e
conseqüentemente menor será o tamanho do vórtice ferradura.
Figura 3.18: Distância x
v
como função de Re
D
e D/
δ
∗
(Baker (1979)).
Para o caso do sistema de vórtice ferradura turbulento, Baker (1980) correlacionou D/
δ
∗
com Re
D
usando x
v
/D como parâmetro (Fig. 3.19). Os dados de x
v
não apresentam muita
precisão pois foram obtidos com o valor mínimo da pressão. Durante os ensaios, uma haste
de 4mm
2
de área transversal, horizontal e perpendicular à direção principal do escoamento,
foi colocada amontantedo cilindro na saídado convergentedo túnel, para perturbar acamada
limite de aproximação. O cilindro, por sua vez, foi fixado a duas distâncias diferentes da
53
haste: a 3, 7m (longa extensão) e a 1, 6m (curta extensão). Quando o cilindro estava sobre
o fundo falso, a haste foi subtituída por uma haste cilíndrica de 1mm de diâmetro, e ele foi
posicionado a 0,5m da haste. Observa-se, a partir da Figura 3.19, que para casos diferentes o
valor de x
v
/D varia de 0,75 a 0, 80. Baker (1980) concluiu que a distância x
v
/D (em módulo)
diminui à medida que D/
δ
∗
aumenta.
Figura 3.19: Variação da posição do vórtice ferradura turbulento formado a montante de
um obstáculo cilíndrico, sendo: △, curta extensão e ◦, longa extensão utilizando a haste de
4mm
2
; , fundo falso utilizando a haste de 1mm de diâmetro Baker (1980).
Kubo e Takezawa (1988) sugerem valores quase constantes de x
v
/b (x
v
/b = −0, 65 para
Re
b
variando de 5×10
3
a 3, 5×10
5
). Cálculos de Lai e Makomaski (1989) mostraram que
para um cubo, o valor de x
v
/b = 0,80 para Re
δ
∗ variando de 5×10
2
a 3,5×10
3
(BALLIO
et al., 1998).
A altura do também influencia a distância x
v
. Para o sistema de vórtice ferradura laminar,
o efeito da geometria do obstáculo é análogo ao representado na Figura 3.15, na qual x
v
/b
decresce com a redução da altura do obstáculo (h/b < 1). Para h/b maior do que 1, a
distância x
v
/b tende a um valor constante. Para Re
δ
∗
= 409 e
δ
∗
/b = 0,094, o valor de x
v
/b
tende a 1,70 para h/b > 1 (BALLIO et al., 1998). Para o caso do vórtice turbulento, a forma
da seção do obstáculo não apresentou uma influência clara sobre o valor de x
v
(Fig. 3.20).
Existe a tendência de se ter valores mais altos de x
v
/b para os obstáculos com formato de
prismas cúbicos, mas os cilindro apresentam uma gama mais ampla de valores.
54
Figura 3.20: Efeito da forma da seção do obstáculo sobre x
v
/b em escoamento turbulento
(Adaptado de Ballio et al. (1998)).
3.3.3 Distância vertical do centro do vórtice ferradura ao fundo do ca-
nal (y
v
)
O parâmetro y
v
é a distância vertical do núcleo do vórtice primário (principal) em relação
à placa plana (fundo do canal ou túnel de vento). A Figura 3.21 agrupa alguns valores da
literatura para o sistema de vórtice ferradura em regime laminar e turbulento.
Os valores referentes ao vórtice ferradura laminar encontram-se no intervalo de Re
δ
∗ de
10
2
a 10
3
, observando-se uma extensa dispersão de y
v
/b entre 0,02 e 0,14. Estes estudos
sugerem que não há dependência dos valores de y
v
com o Re
δ
∗
, para vórtice ferradura no
regime laminar (BALLIO et al., 1998).
Figura 3.21: Variação de y
v
/b com Re
δ
∗
, escoamento laminar e turbulento. Letras indicam:
(a) e (b) dados de Ballio (1995), cilindro,
δ
∗
/b = 0,094 e
δ
∗
/b = 0,031; (c) e (d) dados de
Lai e Makomaski (1989), prisma, 0,17 ≤
δ
∗
/b ≤0,18 e 0,073 ≤
δ
∗
/b ≤0,074 (Adaptado
de Ballio et al. (1998)).
55
Os pontosexperimentais referentesao vórtice ferradura turbulento(Fig. 3.21) encontram-
se, na sua maioria, no intervalo de Re
δ
∗ maior do que 10
3
e os limites de y
v
/b variam de
0,028 a 0,073, sem nenhuma evidência de dependência deste ao número de Reynolds (BAL-
LIO et al., 1998). Kubo e Takezawa (1988) identificaram a mesma independência de y
v
/b
em relação ao Re
b
, sendo que os valores y
v
/b variaram de 0,028 a 0,038 para o intervalo de
Re
b
de 5×10
3
a 3,5×10
5
(BALLIO et al., 1998).
3.3.4 Número de Strouhal - S
t
Conforme comentado anteriormente (Seção 3.2), o vórtice ferradura pode apresentar
caráter permanente ou oscilatório. Para o estudo de um escoamento com comportamento
oscilatório, dois parâmetros são utilizados para descrevê-lo: o número de Reynolds e o nú-
mero de Strouhal (WHITE, 2002). Conforme Equação 3.4, o número de Strouhal pode ser
caracterizado como função do número de Re
D
e do valor de D/
δ
∗
, para uma geometria fixa
do obstáculo (BAKER, 1991).
Baker (1991) concentrou seu estudo no comportamento oscilatório do vórtice ferradura
em regime de transição. Este regime está compreendido entre o sistema de vórtice ferradura
laminar permanente, o qual ocorre a baixo número de Reynolds, e o sistema de vórtice
ferradura turbulento, o qual ocorre a altos números de Reynolds.
As oscilações foram classificadas em dois tipos: primárias e secundárias. As primeiras
relacionam-se ao movimento oscilatório do sistema vórtice ferradura devido à oscilação do
conjunto completo do escoamento separado a montante do cilindro. As segundas referem-se
à oscilação devido ao movimento do núcleo do vórtice primário, considerado pelo autor o
maior vórtice (BAKER, 1991).
Para altos valores de D
e
/
δ
∗
(D
e
é o diâmetro equivalente, o qual corresponde a uma
porcentagem do diâmetro do obstáculo), conforme o número de Re
D
aumenta, ocorre pri-
meiro as oscilações secundárias, para valores acima de Re
δ
∗ = 1,5×10
2
e com freqüência
de oscilação f
δ
∗
/U
∞
= 0, 01. Para escoamentos com U
∞
(
δ
∗
D
e
)
0,5
/
ν
maiores do que 10
3
,
as oscilações secundárias parecem desencadear uma forte oscilação primária, a qual persiste
até U
∞
(
δ
∗
D
e
)
0,5
/
ν
= 1,6×10
3
, quando o vórtice ferradura se torna completamente turbu-
lento, com uma freqüência de oscilação f
δ
∗
/U
∞
≈ 0, 08. Para valores abaixo de D
e
/
δ
∗
,
as oscilações tanto primárias quanto secundárias são próximas, o que resulta em apenas um
freqüência simples de oscilação (BAKER, 1991).
56
3.4 Tensão de cisalhamento sobre uma placa plana
A tensão de cisalhamento sobre uma placa plana é um importante aspecto considerado
no estudo da erosão local (SUMER; FREDSOE, 2002). Esta tensão, juntamente com a
velocidade média do escoamento, é considerada uma das grandezas básicas no estudo da
erosão local (SIMONS; SENTüRK, 1977).
Para investigar o comportamento da tensão de cisalhamento sobre uma placa plana, exis-
tem dois parâmetros adimensionais típicos utilizados pela literatura: a tensão de cisalha-
mento adimensional (T) e o coeficiente de atrito superficial (C
f
), expressos por (BALLIO et
al., 1998):
T =
τ
w
τ
∞
=
τ
w
µ
U
∞
δ
∗
(3.17)
e,
C
f
=
τ
w
0,5
ρ
U
∞
2
, (3.18)
sendo
τ
w
a tensão de cisalhamento na superfície da placa com a presença do obstáculo no
escoamento;
τ
∞
a tensão de cisalhamento da camada limite não perturbada, ou seja, sem a
presença do obstáculo;
µ
a viscosidade dinâmica e
ρ
a massa específica.
Dos dois pode-se extrair a seguinte relação:
T
C
f
=
1
2
Re
∗
δ
. (3.19)
Nas Figuras 3.22 e 3.23 observa-se que, para o sistema de vórtice ferradura laminar, o
valor de T parece estar correlacionado positivamente com Re
δ
∗ e
δ
∗
/b, respectivamente. En-
tretanto, para sistemas turbulentos, com apenas três valores de C
f
(Fig. 3.22) não é possível
chegar a nenhuma conclusão (BALLIO et al., 1998).
A distribuição da tensão de cisalhamento adimensional (T) no fundo, no plano de si-
metria a montante do obstáculo pode apresentar um aumento superior a 5 vezes a tensão de
cisalhamento da camada limite não perturbada (sem a presença do cilindro) (Fig. 3.24).
Analisando o campo de T entorno do cilindro (Fig. 3.25), pode-se observar que as
máximas tensões de cisalhamento adimensionais estão localizadas fora do plano de simetria
57
Figura 3.22: Efeito do Re
δ
∗
sobre T. Cilindro, h/b ≥ 0,6. Letras indicam dados de Ballio:
(a)
δ
∗
/b = 0,094; (b) 0, 037 ≤
δ
∗
/b ≤ 0,30 (Dados coletados por Ballio et al. (1998) de
outros autores).
Figura 3.23: Efeito de
δ
∗
/b sobre T, escoamento laminar. Cilindros circulares, h/b ≥ 0, 6.
Letras indicam dados de Ballio: (a) Re
δ
∗ = 409; (b) 107 ≤Re
δ
∗ ≤ 815 (Dados coletados por
Ballio et al. (1998) de outros autores).
58
Figura 3.24: Tensão de cisalhamento no fundo no eixo de simetria do pilar (Sumer e Fredsoe
(2002)).
(regiãoA), alcançando um valor máximo T
max
= 11. Este fato ocorre pela ação combinada do
vórtice ferradura com a contração das linhas de corrente do escoamento nas bordas laterais
do cilindro.
Para o caso de obstáculos sobre fundos móveis, a amplificação das tensões nas vizi-
nhanças do cilindro podem transportar uma quantidade de sedimentos na frente e ao lado do
cilindro, dependendo também do diâmetro do grão e da sua massa específica, surgindo cavi-
dades nestas duas regiões em um curto período de exposição (SUMER; FREDSOE, 2002).
59
Figura 3.25: Tensão de cisalhamento adimensional no fundo (T). D = 7,5cm, U
∞
= 30cm/s,
δ
/D = 2,7, Re
D
= 2,3×10
4
(Adaptado de Sumer e Fredsoe (2002)).
60
4 Metodologia
Um grande avanço na investigação dos escoamentos ocorreu quando foi substituída a
simples observação passiva da natureza pelos experimentos cuidadosamente planejados, dos
quais eram extraídos informações pela técnica da visualização. Ludwig Prandtl, em 1904,
utilizou a técnica da visualização para o estudo de escoamentos, em túnel de vento, ao redor
de asas e outros objetos. Ele obteve muitas características básicas destes escoamentos, mas
restrigindo-se apenas a descrições qualitativas de campos de velocidade (RAFFEL et al.,
1998).
Com o progresso tecnológico e científico adquirido nas últimas décadas, técnicas óti-
cas, eletrônicas, de vídeo (câmaras de vídeo de alta resolução), lasers e computacionais (alta
capacidade de armazenamento e processamento digital de imagens), tornou viável a trans-
formação da visualização qualitativa em quantitativa, com nível de exatidão comparável às
técnicas de medição pontuais atualmente existentes (AZEVEDO; ALMEIDA, 2002; RAF-
FEL et al., 1998).
As técnicas óticas são também denominadas Velocimetria de Luz Pulsada. Elas utili-
zam planos de luz pulsada e equipamentos fotográficos ou eletrônicos para o registro das
imagens de partículas traçadoras inseridas no fluido, com concentrações das mesmas apro-
priadas às diferentes técnicas de análise das imagens (AZEVEDO; ALMEIDA, 2002). As
partículas traçadoras podem ser sólidas, gasosas ou líquidas, dependendo do fluido no qual
serão inseridas. Na Figura 4.1 são apresentados os diferentes tipos de concentração de par-
tículas traçadoras, correspondentes a um dos três modos de operação, possíveis de serem
empregados na análise das imagens, para determinação dos campos de vetores velocidade:
Velocimetria por Trajetória de Partícula (Fig. 4.1.a), por Imagem de Partícula (Fig. 4.1.b) e
por Speckle de Laser (Fig. 4.1.c) (RAFFEL et al., 1998).
A baixa concentração de partículas (Fig. 4.1.a), possibilita a identificação clara na ima-
gem das partículas individuais em um único pulso de luz. Em diferentes pulsos de luz as
imagens correspondentes à mesma partícula também podem ser detectadas. Sendo assim,
61
utiliza-se o método da trajetória das partículas, ou seja, a Velocimetria por Trajetória de
Partículas ("Particle Tracking Velocimetry- PTV), para a avaliação das imagens com baixa
concentração de partículas. Para a concentração média de partículas (Fig. 4.1.b), as imagens
das partículas individuais são detectadas visualmente. Entretanto, a respectiva localização
dos seus pares, em mais de um pulso de luz, não o são. Para a avaliação destas imagens
aplicam-se técnicas estatísticas padrões. O modo de operação, neste caso, denomina-se Ve-
locimetria por Imagem de Partículas ("Particle Image Velocimetry- PIV). Entretanto, quando
a concentração de partículas é alta (Fig. 4.1.c), não é possível a identificação visual das par-
tículas individuais porque elas se sobrepõem, em muitos casos, formando manchas de luz.
Para a avaliação destas imagens adota-se a Velocimetria por Speckles de Laser ("Laser Spec-
kle Velocimetry- LSV) (RAFFEL et al., 1998).
(a) (b) (c)
Figura 4.1: Os três modos de concentração de partículas: (a) baixa (Velocimetria por Traje-
tória de Partícula), (b) média (Velocimetria por Imagem de Partícula) e (c) alta (Velocimetria
por Speckle de Laser Raffel et al. (1998).
Um esquema de sistema de velocimetria de luz pulsada, Velocimetria por Imagem de
Partícula, pode ser observado na Figura 4.2. Um plano de luz, gerado por um tipo de laser,
incide sobre uma região do escoamento, onde as partículas traçadoras são iluminadas por
duas vezes em um curto intervalo de tempo (t e t + ∆t). A luz espalhada pelas partículas
iluminadas é armazenada, via lentes de alta qualidade, em um negativo fotográfico simples
(quadro simples) ou em dois quadros ("frames") separados através de sensor eletrônico de
imagem (sensor CCD - "Charged Coupled Device"). O negativo fotográfico é então digitali-
zado a partir de um scanner e a saída do sensor eletrônico CCD é armazenado em tempo real
diretamente no computador (RAFFEL et al., 1998).
Com o objetivo de extrair as informações sobre os deslocamentos das partículas e o
campo de velocidade desejado, os quadros com as partículas traçadoras correspondentes a
dois pulsos de luz sucessivos (nos tempos t e t + ∆t) são dividos em pequenas sub-áreas. A
62
Figura 4.2: Arranjo experimental para PIV em um canal Raffel et al. (1998).
sub-área do quadro do tempo t é chamada de área de base ou janela de interrogação. A sub-
área do quadro posterior (t+∆t) é denominada área de busca. As dimensões da área de busca
(M ×N pixels) são maiores que as da área de base (m×n pixels) (Fig. 4.3) (AZEVEDO;
ALMEIDA, 2002).
Para o cálculo da função de correlação entre as duas áreas, desloca-se a área de base
(janela de interrogação) sobre a área de busca (Fig. 4.3). Quando a área de base se desloca
sobre a área de busca em intervalos menores do que a sua dimensão (m×n), ocorre a sobre-
posição ("overlap"). Nas Figuras 4.4.a e 4.4.b estão representados os deslocamentos da área
de base com sobreposição de 50% e 75%, respectivamente.
A partir do cálculo da função de correlação, variando a posição da área de base em rela-
ção à de busca, o maior valor da função indica a localização das partículas fluidas, contidas
na área de base, no segundo quadro. A distância entre o centro da área de base (janela de
interrogação) no primeiro quadro (tempo t) e a localização do pico da função de correlação
sobre a área de busca, corresponde ao deslocamento do conjunto de partículas contidas na
janela de interrogação, entre os quadros nos tempos t e t + ∆t. Este deslocamento entre o
primeiro e o segundo quadro pressupõe que todas as partículas contidas na área de busca
63
preservam a sua posição relativa umas em relação às outras, nas duas imagens consecutivas
(AZEVEDO; ALMEIDA, 2002).
Este método estatístico de cálculo entre dois quadros é conhecido como correlação cru-
zada e é empregado para o caso de quadro duplo/pulso único (Fig. 4.5.a), ou seja, cada
quadro é adquirido a partir de um pulso de luz distinto. Há casos em que as imagens das
partículas traçadoras de pulso duplo são registradas em um único quadro (Fig. 4.5.b). Neste
caso emprega-se o método estatístico de auto-correlação (AZEVEDO; ALMEIDA, 2002;
RAFFEL et al., 1998).
Figura 4.3: Dimensões da área de base (janela de interrogação) em relação à de busca.
(a) (b)
Figura 4.4: Área de base (janela de interrogação): (a) com sobreposição de 50%; (b) com
sobreposição de 75%.
No método estatístico de correlação cruzada, o campo de vetores velocidade é calculado
a partir do vetor deslocamento das diversas sub-áreas de busca, entre os quadros dos tempos
t e t + ∆t, dividido pelo intervalo de tempo entre os quadros (∆t).
A técnica de velocimetria de luz pulsada é considerada um método não intrusivo, as-
sumindo que as partículas traçadoras introduzidas no escoamento não modificam a sua di-
nâmica. Esta técnica propicia a sua aplicação em escoamentos de altas velocidades ou em
64
(a) (b)
Figura 4.5: Técnica de registro das imagens da partículas traçadoras de PIV. (a) uma das
técnicas de múltiplos quadros: quadro duplo/pulso único; (b) uma das técnicas de quadro
simples: quadro único/pulso duplo (Raffel et al. (1998)).
escoamentos próximos a paredes, onde o escoamento poderia ser perturbado pela presença
de sondas, como por exemplo tubos de pressão ou fio quente. Sua principal vantagem é
apresentar uma resolução espacial grande, já que é uma técnica que permite um registro de
imagens de regiões do campo de escoamento em uma variedade de aplicações em meio lí-
quido e gasoso. Entretanto, a sua resolução temporal é limitada, devido à restrição que existe
na taxa de registro de imagens (quadros), pois a mesma depende da velocidade de aquisição
de imagens da câmera CCD e da freqüência de geração de pulsos de luz laser.
Neste trabalho, a investigação experimental para estudar o escoamento a montante de
um cilindro circular vertical, fixado perpendicularmente a uma placa plana, foi realizada
utilizando o método de velocimetria por luz pulsada e modo de operação de Velocimetria
por Imagem de Partícula (PIV).
4.1 Método Experimental
As imagens do escoamento com partículas traçadoras foram registradas a partir de ex-
perimentos em túnel de vento, realizados pela pesquisadora doutora Edith Beatriz Camaño
Schettini noCEAT/LEA (Centre d’Études Aérodynamiqueset Thermiques/ Laboratoire d’Etude
Aérodynamiques), da Universidade de Poitiers, França, no período de dezembro de 2001 a
janeiro de 2002. A técnica utilizada foi a de velocimetria de luz pulsada e o modo de opera-
ção a Velocimetria por Imagem de Partícula (PIV).
O experimento foi realizado em um túnel de vento subsônico de recirculação (Fig. 4.6),
cuja seção de ensaios é de 300 mm × 300 mm × 2000 mm. A parede na seção de teste é
lisa. A velocidade no túnel varia de 2 a 35 m/s, e sua intensidade de turbulência varia de 3%,
para os menores números de Reynolds, a 1% para os maiores. Nele foi fixado verticalmente
65
um cilindro de 15mm de diâmetro e 300mm de altura, a uma distância longitudinal de 240
mm medida a partir do fim do convergente (Fig. 4.7). O traçador inserido no escoamento foi
fumaça produzida a partir de um aparelho comercial de fumaça para festas.
1000mm
7730
2000
1600
2100
Ø700
730x730
730x730
1000x1000
1000x1000
Ø700
Ø700
Ø700
Ø700
Ø700
300x300
300x300
Figura 4.6: Túnel de vento subsônico de recirculação do CEAT/LEA.
D
240mm
300mm
U
h
U
h
U
h
z
x
Domínio
deestudo
x
x
y
Fimdo
convergente
Figura 4.7: Esboço lateral e superior do experimento no túnel de vento do CEAT/LEA.
As imagens adquiridas das partículas traçadoras localizavam-se a montante do cilindro,
no eixo de simetria (Fig. 4.7). Os eixos cartesianos tridimensionais (x, y, z) estão, res-
pectivamente, alinhados com as direções longitudinal, vertical e transversal ao escoamento
principal. A origem do eixo x se encontra no eixo de simetria do cilindro, e a do eixo y no
fundo do túnel.
66
Figura 4.8: Esquema da freqüência de aquisição das imagens e do pré-processamento.
O sistema de iluminação utilizado foi composto por dois lasers do tipo Nd-Yag. A
freqüência de aquisição das imagens foi de 15 Hz (Fig. 4.8), pois esta era a combinação
que resultava na maior freqüência combinando as freqüências da câmera e do laser. Cada
laser gerou um pulso de luz, com defasagem de tempo (∆t) entre os pulsos. As respectivas
imagens das partículas iluminadas foram registradas em quadros ("frames") distintos através
de uma câmera CCD (FM2 - "LaVision"). Para cada velocidade escolhida do escoamento
foram adquiridos 400 pares de imagens das partículas traçadoras (Fig. 4.8). O tempoentre os
quadros consecutivos (∆t) variou de 10
µ
s a 30
µ
s, dependendo da velocidade do escoamento
e respeitando o deslocamento médio das partículas de aproximadamente 0, 5mm entre os
quadros entre os tempos t e ∆t (Tab. 4.1).
Tabela 4.1: Tempo entre dois pares de imagens.
U
∞
Tempo
(m/s) (
µ
s)
4,33 25
5,56 25
7,11 10
10,21 10
15,64 30
Posteriormente, os 400 pares de imagens (quadros), de 1000 pixels × 1000 pixels, fo-
ram pré-processados com o método estatístico de correlação cruzada de imagens, utilizando
67
o algoritmo FFT (Transformada Rápida de Fourier), com a área de busca (janela de interroga-
ção) de 16 pixels × 16 pixels e a área de base de 128 pixels × 128 pixels, com superposição
de 50%, resultando em 400 campos de velocidade bidimensional do escoamento, para cada
Re
D
(Fig. 4.8). Os campos de velocidade eram arquivos do tipo txt, onde os dados esta-
vam dispostos em colunas: coordenada x, coordenada y e componentes u e v da velocidade
instantânea. Foi realizada uma análise estatística nos campos instantâneos de velocidade e
determinou-se que eram necessários 400 pares de imagens (quadros) para que o processo
apresentasse comportamento estacionário e ergódico.
O domínio de estudo compreende 126 pontos na direção horizontal por 123 pontos na
direção vertical, com ∆x= ∆y= 0,2931mm, resultando em um domínio plano de 36,63mm×
35,75mm.
Este trabalho consistiu na depuração e análise destes campos de velocidade bidimensio-
nais instantâneos, para os números de Reynolds (Re
D
) da Tabela 4.2.
Para cada conjunto de 400 campos bidimensionais de velocidade instantâneos, foram
determinados os valores característicos da camada limite e os parâmetros do escoamento
(Tab. 4.2). A velocidade U
∞
foi medida a partir de um tubo de Pitot, com tomada de pressão
fora da camada limite desenvolvida sobre a lateral do túnel de vento, localizado a montante
do cilindro. Considerando a distância longitudinal, medida a partir do fim do convergente,
de X = 240mm e a viscosidade cinemática do ar de
ν
ar
= 1,5×10
−5
m
2
/s (WHITE, 2002),
foram calculados os valores característicos da camada limite: a espessura da camada limite
δ
(Eq. 2.7), a espessura de deslocamento da camda limite
δ
∗
(Eq. 2.8), a espessura de
quantidade de movimento da camada limite
θ
(Eq. 2.9), bem como os números de Reynolds
(Eq. 2.2) Re
δ
∗ (número de Reynolds baseado na espessura
δ
∗
), Re
X
(número de Reynolds
baseado na distância X) e Re
D
(número de Reynolds baseado no diâmetro do cilindro).
Tabela 4.2: Valores característicos da camada limite e parâmetros do escoamento dos expe-
rimentos.
U
∞
(m/s)
δ
(mm)
δ
∗
(mm)
θ
(mm) Re
δ
∗ Re
D
Re
X
4,33 4,56 1,57 0,61 4, 5×10
2
4,3×10
3
6,9×10
4
5,56 4,02 1,38 0,53 5, 1×10
2
5,5×10
3
8,9×10
4
7,11 3,56 1,22 0,47 5, 8×10
2
7,1×10
3
1,1×10
5
10,21 2,97 1,02 0,39 7, 0×10
2
1,02×10
4
1,6×10
5
15,64 2,40 0,83 0,32 8, 6×10
2
1,56×10
4
2,5×10
5
68
4.2 Pós-Processamento dos Dados PIV
Após o pré-processamento das imagens por técnica PIV, os campos dos vetores veloci-
dade foram submetidos às seguintes etapas de pós-processamento, propostas por Raffel et al.
(1998):
• Validação dos dados brutos,
• Substituição dos dados incorretos,
• Suavização dos dados,
• Análise da informação.
Para executar todas as etapas, foram escritos programas (chamados de funções-m) em
linguagem Matlab (Tab. 4.3), obedecendo a seqüência dos três primeiros itens listados acima
(Fig. 4.9).
4.2.1 Validação dos dados brutos
A validação dos dados brutos é um procedimento que visa detectar e excluir os ve-
tores que apresentam módulo, direção e sentido, ou apenas alguma dessas características,
muito distinta de seus vizinhos. Uma inspeção visual de todos os planos dos dados se torna
impraticável, devido à numerosa quantidade de arquivos (400 planos para cada número de
Reynolds).
Para otimizar o processo, os dados podem ser validados através de algoritmos e o apli-
cado neste trabalho foi baseado no teste da mediana, descrito por Raffel et al. (1998), devido
a sua simplicidade na implementação.
O teste da mediana foi empregado sobre os campos de velocidade instantânea. Ele con-
sistiu na escolha de uma sub-malha de 3×3 pontos (Fig. 4.10), em que o ponto a ser testado
é o ponto central (Pc). Através dos respectivos módulos dos oito vetores circunvizinhos (P1
a P8), determinou-se o valor da mediana (M
med
) para este conjunto de dados. Assim, a va-
riação do vetor no ponto central (Pc) em relação ao valor da mediana pode ser calculado a
partir da seguinte fórmula:
E =
|M
med
−M
Pc
|
|M
med
|
, (4.1)
69
Figura 4.9: Fluxograma utilizado no pós-processamento dos dados de PIV.
Figura 4.10: Malha adotada para o teste da Mediana.
70
Tabela 4.3: Funções-m desenvolvidas em Matlab para pós-processamento dos dados de PIV.
Funções-m Descrição
vali2910 Validação dos dados brutos
subs2910 Substituição dos dados incorretos
sua1011 Suavização dos dados
medA0511 Velocidade média adimensional
cvi0311 Campo de Velocidade Instantâneo
cviM0511 Campo de Velocidade Médio
treyA2911 Tensões de Reynolds adimensionais (u
′
u
′
/U
2
∞
, v
′
v
′
/U
2
∞
, u
′
v
′
/U
2
∞
)
ecin0511 Energia cinética turbulenta média (k
′
)
cvor0612 Vorticidade transversal instantânea (
ω
z
)
cvorM0612 Vorticidade transversal média (
ω
z
)
cvormax2505 Cálculo dos valores da vorticidade transversal instantânea mínima
(
ω
zmin
) para todos os campos
xvRe2505 Gera figuras:
- x/D do ponto
ω
zmin
versus Re
δ
∗;
- Histogramas de freqüência relativa (f
rel
) de x/D do ponto
ω
zmin
para
cada Re
δ
∗;
- y/D do ponto
ω
zmin
versus Re
δ
∗;
- Histogramas de freqüência relativa (f
rel
) de y/D do ponto
ω
zmin
para
cada Re
δ
∗.
cvormaxgraf Gera figura com os pontos
ω
zmin
em suas respectivas localizações no plano
wzmincount Gera contornos de iso-freqüência relativa (f
rel
) dos pontos de
ω
zmin
no plano x/D x y/D
cf1612 Coeficiente de atrito superficial (C
f
)
cfmin Mínimo coeficiente de atrito superficial (C
fmin
)
cfRedel Gera figura C
fmin
versus x/D
sendo E a variação do vetor analisado em relação à mediana; M
med
é o módulo da mediana
das velocidades nos pontos P1 a P8, e M
Pc
é o módulo da velocidade do ponto central.
Se o valor de E for maior que o valor limite (E
lim
) adotado, o vetor velocidade do ponto
Pc é considerado expúrio e, conseqüentemente, é excluído. Caso contrário, ele é mantido no
campo de vetores velocidade instantâneo.
Para a escolha do limite (E
lim
) a ser empregado, calculou-se a porcentagem de vetores
expúrios em um campo de velocidade instantânea para cada Re
D
(Tab. 4.2), a partir dos
seguintes valores de E
lim
: 0,1 a 0, 9 com intervalo de 0, 2. Identificaram-se quais eram os
intervalos de porcentagem de valores expúrios que se localizavam, aproximadamente, no
intervalo de 0,1% a 1,5%, indicado por Raffel et al. (1998), e os valores de E
lim
correspon-
dentes. O valor limite considerado mais adequado para a aplicação a todos os Re
D
foi de
0,6, pois além de se localizar no intervalo indicado por Raffel et al. (1998), observou-se que
muitos dos vetores que compunham o vórtice ferradura eram preservados.
71
4.2.2 Substituição dos dados incorretos
Os dados excluídos foram substituídosa partir da média aritmética dos dados adjacentes,
conforme a disponibilidade de dados vizinhos, através da seguinte seqüência:
• oito vizinhos (Fig. 4.11.a);
• quatro vizinhos (superior, inferior e laterais) (Fig. 4.11.b);
• quatro vizinhos (somente os quatro vizinhos em diagonal) (Fig. 4.11.c);
• dois vizinhos (superior e inferior) (Fig. 4.11.d);
• dois vizinhos (laterais) (Fig. 4.11.e);
(a) (b) (c) (d) (e)
Figura 4.11: Disponibilidade de dados vizinhos para substituição no ponto central: (a) 8
vizinhos; (b) 4 vizinhos (superior, inferior e laterais); (c) 4 vizinhos (somente os quatro em
diagonais); (d) 2 vizinhos (vertical); (e) 2 vizinhos (horizontal). Sendo que × representa os
dados existentes e • os dados a serem subtituídos.
4.2.3 Suavização dos dados
Raffel et al. (1998) mencionam que alguns métodos de pós-processamento também re-
querem suavização dos dados, pois o controle do ruído existente em dados experimentais
nem sempre alcança o mesmo nível que é possível em alguns casos de dados numéricos. A
suavização consiste em uma média dos valores dos pontos vizinhos, conjuntamente com o
valor do ponto central, para a determinação do novo valor no ponto central (Pc). Neste tra-
balho, o método empregado consistiu em uma média ponderada com a seguinte matriz peso,
de 3×3 pontos (MORI; CHANG, 2003):
Peso =
1 2 1
2 4 2
1 2 1
. (4.2)
72
Deste modo, o maior peso (4) foi atribuído ao ponto central, priorizando o seu valor
sobre os demais, porque segundo análise visual dos campos de velocidade instantâneos, a
quantidade de vetores que configurava o vórtice era reduzida.
4.2.4 Análise da informação
A partir do campo de vetores velocidade instantâneos, foram determinadas algumas
grandezas instantâneas e médias:
• Campo de velocidade média,
• Intensidade de turbulência,
• Energia cinética turbulenta média,
• Campo de vorticidade:
– Vorticidade transversal instântanea,
– Vorticidade transversal média,
– Desvio padrão da flutuação da vorticidade;
• Tensão de cisalhamento média sobre a placa plana;
• Tensão de cisalhamento instantânea sobre a placa plana.
Paracalcular as grandezasacima listadas em forma adimensional, exceto asduas últimas,
foram adotados como constantes de referência: a velocidade de aproximação do escoamento
não perturbado pela presença do cilindro (U
∞
), como velocidade de referência (Tab. 4.2), e
o diâmetro do cilindro (D), como comprimento de referência.
Campo de Velocidade
Um sinal de velocidade instantânea, no escoamento em regime turbulento, ao longo do
tempo pode ser decomposto, segundo Reynolds, em um valor médio mais a sua flutuação,
resultando na seguinte expressão:
u(t) =
u+ u
′
(t), (4.3)
73
sendo u(t) a velocidade instantânea em função do tempo;
u a velocidade média temporal e
u
′
(t) a flutuação da velocidade em função do tempo.
Se em um experimento, ao invés de observar apenas um sinal de velocidade, fossem
observados um conjunto de sinais no mesmo local, cada sinal iria apresentar um compor-
tamento único ao longo do tempo e distinto dos demais, apesar de terem sido adquiridos
com o mesmo dispositivo. Se a média aritmética do conjunto dos sinais, em seus tempos
correspondentes, for constante para qualquer tempo, o processo aleatório é denominado es-
tacionário. Utilizando apenas um dos sinais pode-se calcular a média aritmética de todos
os seus valores durante o período de sua aquisição. Se este valor médio temporal for igual
ao valor médio aritmético do conjunto de sinais, o processo aleatório estacionário é classifi-
cado como ergódico. Conseqüentemente, em processos aleatórios estacionários e ergódicos
as suas propriedades podem ser determinadas a partir da observação de um simples registro
histórico temporal (BENDAT; PIERSOL, 2000). No presente trabalho, cada ponto do domí-
nio de estudo apresenta uma amostra com 400 valores de velocidade bidimensional (u,v) ao
longo do tempo. Como a velocidade apresenta comportamento aleatório, admite-se que as
mesmas tenham comportamento estacionário e ergódico.
Sendo assim, a velocidade média em cada ponto do domínio (i,j) é composta pela média
aritmética temporal dos pontos espacialmente coincidentes da malha, ou seja:
u(i, j) =
1
n
n
∑
t=1
u(i, j,t) (4.4)
e
v(i, j) =
1
n
n
∑
t=1
v(i, j,t), (4.5)
sendo u e v as componentes do vetor velocidade instantâneo nas direções longitudinal e
vertical do escoamento para as coordenadas (i, j) do domínio no tempo t.
De posse do vetor velocidade média (
u(i, j), v(i, j)), calculou-se o valor da flutuação
turbulenta da velocidade, para cada uma das componentes do vetor velocidade, expressas
por:
u
′
(i, j,t) = u(i, j,t) −
u(i, j) (4.6)
e,
74
v
′
(i, j,t) = v(i, j,t) −
v(i, j) (4.7)
sendo u
′
(i, j,t) e v
′
(i, j,t) as flutuações das velocidades u e v, respectivamente, no tempo t
nas coordenadas (i, j) do domínio de estudo.
A adimensionalização das velocidades foi feita com a velocidade de referência U
∞
(Tab.
4.2).
O desvio padrão da flutuação da velocidade,
σ
u
ou rms(u
′
), é expresso por:
σ
u
=
∑
n
t=1
u
′
2
(i, j)
n
. (4.8)
De modo análogo foi calculado o desvio padrão de v
′
(
σ
v
ou rms(v’)).
As intensidades de turbulência I
u
e I
v
são dadas, respectivamente, pela razão entre o
desvio padrão de u
′
e v
′
(
σ
u
e
σ
v
) e a velocidade de referência (U
∞
):
I
u
=
u
′
2
(i, j)
U
∞
(4.9)
e
I
v
=
v
′
2
(i, j)
U
∞
. (4.10)
Tensões de Reynolds
Para todos os números de Reynolds empregados (Tab. 4.2) e as respectivas velocidades
do escoamento livre (U
∞
), o número de Mach calculado atingiu o valor máximo de 0,043.
Como este valor é menor que 0,3, o escoamento é considerado incompressível e, conseqüen-
temente, a massa específica do fluido constante.
Para escoamentos incompressíveis com massa específica constante, a equação de quan-
tidade de movimento, em notação indicial, é dada por:
∂
u
i
∂
t
+ u
j
∂
u
i
∂
x
j
= −
1
ρ
∂
p
∂
x
i
+
ν
∂
2
u
i
∂
x
j
∂
x
j
, (4.11)
75
sendo p a pressão,
ν
a viscosidade cinemática do fluido,
ρ
a massa específica do fluido e i e
j indicam as direções x e y.
A decomposição proposta por Reynolds (Eq. 4.6) pode também ser aplicada a outras
grandezas, como por exemplo a pressão. A substituição da velocidade e da pressão decom-
postas na Equação 4.11 e a aplicação do operador média temporal à equação, resulta na
seguinte expressão, comumente conhecida por equação de Reynolds do movimento médio:
∂
u
i
∂
t
+
u
j
∂
u
i
∂
x
j
= −
1
ρ
∂
p
∂
x
i
+
ν
∂
2
u
i
∂
x
j
∂
x
j
−
∂
∂
x
j
u
′
i
u
′
j
. (4.12)
O termo −
ρ
u
′
i
u
′
j
=
τ
t
ij
é chamado de tensor das tensões aparentes de Reynolds, ou sim-
plesmente, tensor de tensões de Reynolds, composto pelo tensor das correlações
u
′
i
u
′
j
. No
plano (x, y, z), este tensor fica:
τ
t
= −
ρ
u
′
u
′
v
′
u
′
w
′
u
′
u
′
v
′
v
′
v
′
w
′
v
′
u
′
w
′
v
′
w
′
w
′
w
′
(4.13)
sendo u
′
, v
′
e w
′
as flutuações da velocidade em três direções ortogonais entre si. Dos experi-
mentos realizados foi possível extrair informações bidimensionais. Sendo assim, as tensões
turbulentas calculadas foram:
u
′
u
′
, v
′
v
′
, u
′
v
′
e v
′
u
′
. A tensão turbulenta u
′
v
′
foi calculada a
partir da seguinte expressão:
u
′
v
′
=
1
n
n
∑
t=1
u
′
(i, j,t)v
′
(i, j,t), (4.14)
e expressão análoga foi empregada para o cálculo das demais tensões.
Energia cinética turbulenta
A energia cinética turbulenta média, por unidade de massa de fluido, em um campo
tridimensional, é definida pela seguinte expressão:
k
′
=
1
2
u
′2
+
v
′2
+ w
′2
. (4.15)
Como os dados de flutuação da velocidade são bidimensionais, a Equação 4.15 se reduz
a:
76
k
′
=
1
2
u
′2
+ v
′2
, (4.16)
que representa a energia cinética turbulenta média bidimensional no plano (x,y). Neste tra-
balho, esta expressão foi calculada por:
k
′
=
1
n
1
2
n
∑
t=1
u
′2
(i, j,t) +
1
n
n
∑
t=1
v
′2
(i, j,t)
. (4.17)
Campo de vorticidade
A partir da definição da vorticidade,
−→
ω
(Eq. 2.1), para um campo de velocidades bidi-
mensionais no plano (x,y), a vorticidade só possui uma componente dada por:
ω
z
=
∂
v
∂
x
−
∂
u
∂
y
, (4.18)
sendo
ω
z
a vorticidade transversal ao escoamento principal.
Raffel et al. (1998) consideram inadequada a estimativade grandezas de campo bidimen-
sionais a partir do uso de diferenças finitas unidimensionais e recomendam uma aproximação
utilizando o teorema de Stokes para o cálculo da vorticidade. Seal et al. (1995) aplicaram
a mesma aproximação para reduzir a incerteza no cálculo da vorticidade. Seguindo esta
idéia, foi aplicado o teorema de Stokes para o cálculo da vorticidade transversal ao escoa-
mento (
ω
z
), sobre um contorno retangular de 3×3 pontos (Fig. 4.12), resultando na seguinte
expressão:
ω
z
(i, j) =
1
4∆x∆y
Γ
i, j
, (4.19)
sendo
Γ
i, j
=
C
udx+ vdy. (4.20)
Para a integração numérica da Equação 4.20 foi aplicada a regra dos trapézios, com o
sentido anti-horário correspondente à vorticidade positiva. Sendo assim, a Equação 4.20
discretizada é dada por:
77
Figura 4.12: Área fechada correspondente ao contorno retangular utilizado no cálculo da
vorticidade no ponto (i,j).
Γ
i, j
= +0,5∆x[u(i+ 1, j−1) + 2u(i+ 1, j) + u(i+ 1, j+ 1)] +
+0,5∆y[v(i+ 1, j+ 1) + 2v(i, j+ 1) + v(i−1, j+ 1)] +
−0,5∆x[u(i−1, j+ 1) + 2u(i−1, j) + u(i−1, j−1)] +
−0,5∆y[v(i−1, j−1) + 2v(i, j−1) + v(i+ 1, j−1)]. (4.21)
Para o cálculo da vorticidade sobre o fundo do canal, utilizou-se a mesma área fechada,
definida anteriormente. Para as velocidades nos pontos do domínio de estudo localizados
fora do escoamento, atribui-se o valor "zero"a suas componentes u e v.
No cálculo da vorticidade transversal instantânea adimensional (
ω
z
) os campos de ve-
locidade instantâneos foram adimensionalizados em relação à velocidade de referência U
∞
(Tab. 4.2), e às distâncias ∆x e ∆y em relação ao diâmetro do cilindro.
A vorticidade transversal média adimensional,
ω
z
, foi calculada a partir dos campos
médios de velocidade adimensionais (
u/U
∞
, v/U
∞
).
Tensão de cisalhamento sobre a placa plana
A tensão de cisalhamento na parede,
τ
w
, é definida pela expressão:
τ
w
=
µ
∂
u
∂
y
y=0
(4.22)
sendo
µ
o coeficiente de viscosidade do fluido.
O coeficiente de atrito superficial, C
f
(Seção 3.4), representa a tensão de cisalhamento
na parede (
τ
w
) adimensionalizada, utilizando para tanto a massa específica do fluido e a
78
velocidade de referência U
∞
dada por:
C
f
=
τ
w
0,5
ρ
U
∞
2
. (4.23)
Esta expressão discretizada fica:
C
f
=
µ
0,5
ρ
U
∞
2
u(i, j) −u(i+ 1, j)
∆y
, (4.24)
sendo que a componente da velocidade u(i+ 1, j) é nula por se localizar na placa plana.
Para o cálculo da tensão de cisalhamento adimensional, T (Seção 3.4), a tensão
τ
w
é adi-
mensionalizada em relação à viscosidade dinâmica do fluido
µ
, à espessura de deslocamento
da camada limite
δ
∗
e à velocidade de referência U
∞
, expressa por:
T =
τ
w
τ
∞
=
τ
w
µ
U
∞
δ
∗
=
δ
∗
τ
w
µ
U
∞
(4.25)
A tensão de cisalhamento adimensional discretizada é dada por:
T =
δ
∗
U
∞
u(i, j) −u(i+ 1, j)
∆y
, (4.26)
sendo que a componente da velocidade u(i+ 1, j) é nula por se localizar na placa plana.
A partir da expressões 4.23 e 4.25, pode-se encontrar a seguinte relação entre elas:
C
f
=
2
Re
δ
∗
T, (4.27)
indicando que para o mesmo número de Reynolds Re
δ
∗, o coeficiente de atrito superficial é
proporcional à tensão de cisalhamento adimensional.
Muitos são os aspectos que podem ser abordados no estudo do vórtice ferradura, por ser
um fenômeno complexo e tridimensional, e o alcance do estudo depende da técnica expe-
rimental empregada. Muitas são as variáveis que interferem no comportamento e dimensão
do vórtice ferradura o que dificulta o seu entendimento através de poucos ensaios em labo-
ratório. A gama de trabalhos experimentais encontrados na literatura aponta tendências do
sistema vórtice ferradura para características de escoamento variável e geometria do obstá-
culo diferenciadas. Estas tendências são mais exploradas a baixos números de Reynolds, na
79
qual a camada limite é laminar. Para números de Reynolds mais altos, com a camada limite
em regime turbulento, há um vasto campo de estudo ainda pouco explorado.
No próximo capítulo serão apresentados os resultados experimentais do estudo do vór-
tice ferradura, para vários números de Reynolds, formado ao redor de um cilindro fixo.
80
5 Resultados e Discussões
Neste capítulo são apresentados os resultados experimentais obtidos a partir de ensaios
em túnelde vento com um cilindro circular vertical, fixado perpenticularmentesobre ofundo.
Manteve-se fixaa distância do cilindro ao convergente do túnel e o diâmetro do cilindro, vari-
ando a velocidade do escoamento (Re
D
entre 4300 a 15600). A técnica de medição utilizada
foi o sistema de velocimetria de luz pulsada e modo de operação de Velocimetria por Imagem
de Partícula (PIV). Após o pré e o pós-processamento dos dados de PIV referentes ao domí-
nio do estudo (plano no eixo de simetria e montante ao cilindro vertical), foram investigadas
algumas grandezas referentes ao escoamento na região do (sistema) vórtice ferradura, atra-
vés da análise de grandezas médias e instantâneas calculadas a partir dos campos de vetores
velocidade instantânea.
Dentre as grandezas médias extraídas enumeram-se os campos médios: de velocidade,
vorticidade transversal, energia cinética turbulenta e a distribuição média da tensão de ci-
salhamento sobre a placa plana (fundo do túnel). O campo de intensidade de turbulência,
desvio padrão (rms) da flutuação da velocidade e tensões de Reynolds estão entre as outras
grandezas que possilitam a caracterização do escoamento no plano de simetria do cilindro.
Além dos campos médios, os instantâneos também foram investigados a fim de identi-
ficar características que somente são perceptíveis em campos isolados. A vorticidade trans-
versal, a distribuição da tensão de cisalhamento, perfis verticais de velocidade e vorticidade
transversal, localização horizontal e vertical do centro do vórtice ferradura e a seqüência
temporal de figuras mostrando o movimento do (sistema) vórtice ferradura, configuram as
informações desta natureza.
81
5.1 Campos médios
5.1.1 Velocidades médias
O campo médio de vetores velocidade (
u/U
∞
, v/U
∞
) foi determinado a partir da média
aritmética da velocidade instantânea (Seção 4.2.4), adimensionalizados em relação à veloci-
dade do escoamento livre (U
∞
) (Tab. 4.2). O campo médio de velocidade foi calculado para
identificar para qual número de Reynolds estes padrões representam o escoamento instantâ-
neo, e como a presença do cilindro influencia a velocidade média do escoamento.
Observa-se em todos os campos médios de velocidade (Re
D
= 4300, 5500, 7100, 10200
e 15600) que o escoamento próximo da face montante do cilindro apresenta comportamento
descendente (Figs. 5.1 e 5.2) e que somente nos campos correspondentes a Re
D
= 4300 (Fig.
5.1.a) e 7100 (Fig. 5.1.c) o escoamento longitudinal inverte seu sentido principal próximo à
junção da placa com o cilindro.
Para todos os números de Reynolds, a velocidade média no escoamento não representou
o comportamento instantâneo do escoamento, pois o (sistema) vórtice ferradura além de
alterar a sua posição com o tempo, ele não é identificado em todos os campos instantâneos.
Para complementar a análise dos campos médios de velocidade (
u/U
∞
, v/U
∞
), foi cal-
culado o módulo da velocidade e geradas isolinhas a partir dos módulos (Fig. 5.3).
À medida que o escoamento se aproxima do cilindro (para y/D > 0,3), para todos os nú-
meros de Reynolds investigados (Re
D
= 4300 a 15600), os valores das isolinhas decrescem
de 0,9 a 0,15, evidenciando deste modo a influência da presença do cilindro sobre a veloci-
dade do escoamento. Dentre todos os números de Reynolds analisados, o campo médio com
Re
D
= 7100 (Fig. 5.3.c) é o que apresenta a menor influência do cilindro sobre o escoamento
(módulo da velocidade média igual a 0,9 em x/D = −1,0 e y/D = 0, 5).
De um modo geral, observa-se que, de Re
D
= 4300 a 7100, há uma redução da influência
da presença do cilindro sobre o escoamento. E para Re
D
= 10200 e 15600 esta tendência se
inverte, possivelmente pelo início da transição da camada limite. Segundo a literatura (SCH-
LICHTING, 1979), a única camada limite que poderia ser classificada como de transição ou
turbulenta, seria com Re
D
= 15600, pois o correspondente Re
X
= 2,5×10
5
(número de Rey-
nolds baseado na distância X) é superior ao valor mais conservador de Re
X,trans
= 2×10
5
(número de Reynods de transição).
82
−1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
x/D
y/D
(a) Re
D
= 4300 (Re
δ
∗
= 450)
−1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
x/D
y/D
(b) Re
D
= 5500 (Re
δ
∗
= 510)
−1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
x/D
y/D
(c) Re
D
= 7100 (Re
δ
∗
= 580)
Figura 5.1: Campo de velocidade média adimensional (
u/U
∞
, v/U
∞
), em função do Re
D
.
83
−1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
x/D
y/D
(a) Re
D
= 10200 (Re
δ
∗
= 700)
−1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
x/D
y/D
(b) Re
D
= 15600 (Re
δ
∗
= 860)
Figura 5.2: Campo de velocidade média adimensional (
u/U
∞
, v/U
∞
).
84
−1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
x/D
y/D
0.15
0.15
0.3
0.3
0.45
0.6
0.6
0.75
0.75
0.9
(a) Re
D
= 4300 (Re
δ
∗
= 450)
−1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
x/D
y/D
0.15
0.3
0.3
0.45
0.45
0.6
0.6
0.75
0.75
0.9
(b) Re
D
= 5500 (Re
δ
∗
= 510)
−1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
x/D
y/D
0.15
0.15
0.3
0.3
0.45
0.45
0.6
0.6
0.75
0.9
(c) Re
D
= 7100 (Re
δ
∗
= 580)
−1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
x/D
y/D
0.3
0.3
0.45
0.45
0.6
0.6
0.75
0.9
(d) Re
D
= 10200 (Re
δ
∗
= 700)
−1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
x/D
y/D
0.3
0.45
0.6
0.6
0.75
0.9
(e) Re
D
= 15600 (Re
δ
∗
= 860)
Figura 5.3: Isolinhas do módulo da velocidade média adimensional, em função do Re
D
.
85
5.1.2 Vorticidade média
A vorticidade média adimensionalizada foi calculada a partir do campo médio de velo-
cidade adimensional (
u/U
∞
, v/U
∞
), conforme descrito na Seção 4.2.4, considerando que o
sentido anti-horário de rotação corresponde à vorticidade positiva. Como o campo de vor-
ticidade média se comporta na região de junção do cilindro com o fundo plano, é uma das
questões que esta seção procura responder.
Para Re
D
= 4300 (Fig. 5.4.a) e Re
D
= 7100 (Fig. 5.4.c) existe concentração de vor-
ticidade negativa próxima à junção do cilindro com a placa (−0,94 x/D −0,62 e
−0,84 x/D −0,64). Apesar da concentração de vorticidade para Re
D
= 5500 (Fig.
5.4.b) (−1,84 x/D −1,3) estar mais distante do cilindro que as outras duas (Re
D
= 4300
e 7100), não se pode deixar de mencionar que entre x/D = −0,8 e −0, 6 também existe con-
centração de vorticidade negativa, que em decorrência da escolha do mesmo valor das iso-
linhas para todos os Re
D
, estas não foram geradas. A concentração de vorticidade próxima
à junção do cilindro com a placa, para Re
D
= 4300, 5500 e 7100, demonstra que possi-
velmente o (sistema) vórtice ferradura está presente em uma maior quantidade de planos
instantâneos de velocidade, e que nesta região o mesmo altera sua posição com o tempo.
Para Re
D
= 10200 e 15600, não há concentração de vorticidade média próxima a região de
junção do cilindro com à placa. O que pode ser resultado da intermitência do vórtice no
escoamento ou ele não estar presente no escoamento.
Como era de se esperar, existem isolinhas de vorticidade negativa na camada limite de
aproximação, porque neste caso a existência de vorticidade está associada ao gradiente de
velocidade na camada limite e não à existência de um vórtice (Seção 2.1). As isolinhas de
vorticidade
ω
z
D/U
∞
< −2,0na camada limite deaproximação, emx/D = −2, se aproximam
da placa à medida que o número de Reynolds cresce, pois conforme o número de Reynolds
aumenta, a espessura da camada limitedo escoamentode aproximação setorna mais delgada.
Além do gradiente vertical de velocidade na camada limite, o gradiente horizontal exis-
tente no escoamento descendente adjacente à face montante do cilindro também gera vortici-
dade, porém positiva, para todos os números de Reynolds estudados (Fig. 5.4). Um detalhe
do escoamento descendente em conjunto com a respectiva vorticidade pode ser observado na
Figura 5.5, para Re
D
= 4300, no qual a concentração de vorticidade não está associada a um
vórtice, mas ao gradiente de velocidade existente na região.
86
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
x/D
y/D
(a) Re
D
= 4300 (Re
δ
∗
= 450)
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
x/D
y/D
(b) Re
D
= 5500 (Re
δ
∗
= 510)
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
x/D
y/D
(c) Re
D
= 7100 (Re
δ
∗
= 580)
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
x/D
y/D
(d) Re
D
= 10200 (Re
δ
∗
= 700)
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
x/D
y/D
(e) Re
D
= 15600 (Re
δ
∗
= 860)
−10 −8 −6 −4 −2 0 2 4 6 8 10
Figura 5.4: Isolinhas de vorticidade transversal média adimensional (
ω
z
D/U
∞
). O símbolo
”∗” indica o ponto de mínima vorticidade média adimensional.
87
−0.6 −0.55 −0.5
0.05
0.15
0.25
0.35
x/D
y/D
CILINDRO
Figura 5.5: Detalhe do escoamento descendente médio (u/U
∞
, v/U
∞
) adjacente a face do
cilindro com as isolinhas de vorticidade média para Re
D
= 4300 (Fig. 5.4.a).
5.1.3 Energia cinética turbulenta média
A energia cinética turbulenta média (Seção 4.2.4) foi calculada para todos os números
de Reynolds e adimensionalizada em relação ao quadrado da velocidade do escoamento livre
(U
2
∞
). A distribuição da energia cinética no escoamento foi calculada para demonstrar como
ela se comporta com a presença do cilindro no escoamento.
A energia cinética turbulenta média por unidade de massa na região do escoamento de
aproximação, x/D < −1,4, se deve, principalmente, ao termo da flutuação turbulenta da
velocidade na direção longitudinal do escoamento (u
′
). As isolinhas para x/D < −1, 4 se
mantêm praticamente paralelas à placa plana para Re
D
= 4300 (Fig. 5.6.a) e Re
D
= 5500
(Fig. 5.6.b). Para estes dois casos, a isolinha de energia cinética igual a 0,005 fica, respecti-
vamente, em torno de y/D = 0, 27 e 0, 23. Em Re
D
= 15600 (Fig. 5.7.b) ela se localiza em
torno de y/D = 0, 35. Para os demais casos (Figs. 5.6.c e 5.7.a), a isolinha igual a 0, 005
apresenta um gradual aumento em y/D, na direção do cilindro, para x/D até −1,4.
Ao se aproximar do cilindro, a energia cinética média começa a receber gradativamente
maior contribuição da flutuação da velocidade vertical (v
′
). Observa-se que a influência da
presença do cilindro sobre o escoamento para todos os números de Reynolds, está pratica-
mente restrita na região −1,4 ≤ x/D ≤ −0, 5, onde os valores de
k
′
/U
∞
são maiores devido
ao aumento da atividade turbulenta nesta região.
Para Re
D
= 4300, 5500, 7100 e 10200 (Figs. 5.6 e 5.7) os contornos de energia máxima
localizam-se, respectivamente, nos seguintes intervalos de x/D: de −0,90 a −0,70, de −0,9
88
a −0,70, de −0,90 a −0,65 e −0,80 a −0,65. O (sistema) vórtice ferradura provavelmente
localiza-se nestes intervalos.
Para Re
D
= 15600 (Fig. 5.7.b), o campo de
k
′
/U
∞
não apresentou uma região com
concentração bem definida de energia, como para os demais. A razão para tal pode ser devido
a não existência do (sistema) vórtice ferradura no escoamento, ou a pequena quantidade de
planos de velocidade nos quais ele existe.
5.1.4 Intensidade de turbulência
A intensidade de turbulência foi calculada a partir da flutuação da velocidade (Seção
4.2.4) expressa pelas seguintes expressões:
I
u
=
u
′
2
(i, j)
U
∞
(5.1)
e
I
v
=
v
′
2
(i, j)
U
∞
. (5.2)
A concentração das intensidades de turbulência I
u
e I
v
no escoamento a montante do
cilindro, permite a análise do comportamento médio da flutuação da velocidade na região.
Para todos os números de Reynolds, observa-se que a intensidade de turbulência I
u
é
superior na região do escoamento próxima da placa plana (Fig. 5.8). Em y/D < 0,4 e
x/D < −1,2 as isolinhas são horizontais para Re
D
= 4300 (Fig. 5.8.a), e 5500 (Fig. 5.8.b) e
7100 (Fig. 5.8.c). Em Re
D
= 7100 (Fig. 5.8.c) os valores de I
u
são superiores aos dos demais
números de Reynolds e para Re
D
= 10200 (Fig. 5.8.e) os maiores valores se concentram
junto à placa. Para Re
D
de 4300 a 10200 (Figs. 5.8.a a 5.8.d), observa-se na região do
escoamento em y/D > 0,4, que a mesma isolinha, ao se aproximar do cilindro, apresenta
picos a determinadas distâncias do cilindro a y/D distintos.
O módulo da intensidade de turbulência, I, foi calculado através da seguinte expressão:
I =
I
2
u
+ I
2
v
. (5.3)
A Figura 5.9 mostra um perfil horizontal do módulo da intensidade de turbulência, em
89
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
x/D
y/D
0.005
0.005
0.005
0.005
0.01
0.01
0.01
0.01
0.01
0.015
0.015
0.02
0.025
0.03
(a) Re
D
= 4300 (Re
δ
∗
= 450)
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
x/D
y/D
0.005
0.005
0.005
0.005
0.01
0.01
0.01
0.01
0.015
0.015
0.02
(b) Re
D
= 5500 (Re
δ
∗
= 510)
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
x/D
y/D
0.005
0.005
0.005
0.01
0.01
0.015
0.015
0.015
0.015
0.015
0.02
0.02
0.02
0.02
0.02
0.025
0.025
0.025
0.025
0.025
0.03
0.03
0.03
0.03
0.035
0.035
0.035
0.035
0.04
0.04
0.04
0.04
0.045
0.045
0.045
0.05
(c) Re
D
= 7100 (Re
δ
∗
= 580)
Figura 5.6: Isolinhas de energia cinética turbulenta média adimensional (
k
′
/U
2
∞
).
90
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
x/D
y/D
0.0025
0.0025
0.0025
0.005
0.005
0.005
0.0075
0.0075
0.0075
0.0075
0.01
0.01
0.01
0.01
0.01
0.0125
0.015
0.0175
0.02
(a) Re
D
= 10200 (Re
δ
∗
= 700)
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
x/D
y/D
0.0025
0.0025
0.005
0.005
0.0075
0.0075
0.0075
0.01
0.01
0.01
0.0125
0.0125
0.015
0.015
0.0175
(b) Re
D
= 15600 (Re
δ
∗
= 860)
Figura 5.7: Isolinhas de energia cinética turbulenta média adimensional (
k
′
/U
2
∞
).
91
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.2
0.4
0.6
x/D
y/D
(a) Re
D
= 4300
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.2
0.4
0.6
x/D
y/D
(b) Re
D
= 5500
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.2
0.4
0.6
x/D
y/D
(c) Re
D
= 7100
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.2
0.4
0.6
x/D
y/D
(d) Re
D
= 10200
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.2
0.4
0.6
x/D
y/D
(e) Re
D
= 15600
0 0.05 0.1 0.15 0.2 0.25 0.3 0.35
Figura 5.8: Isolinhas de Intensidade de turbulência I
u
.
92
y/D = 1, 4066, para os cinco números de Reynolds investigados. Observa-se a existência de
picos dominantes com decaimento em direção ao cilindro para Re
D
de 4300 a 10200. Para
Re
D
= 15600 (Fig. 5.9.d) há uma configuração semelhante a de um movimento amortecido,
porém com a tendência de decaimento no módulo de I em direção ao cilindro. Estes picos
mostram que, em média, o escoamento apresenta zonas de maior turbulência, localizadas em
faixas paralelas ao eixo do cilindro.
A intensidade de turbulência I
v
, para todos os números de Reynolds, possui os seus ma-
iores valores concentrados na região de junção do cilindro com a placa, devido ao escoa-
mento descendente existente na face montante do cilindro (Fig. 5.10). Verifica-se também
que, para Re
D
de 4300 a 15600, os contornos de intensidade de turbulência I
v
máxima, próxi-
mos à placa plana localizam-se, respectivamente, nos seguintes intervalos de x/D: de −0,9
a −0,7; −0,9 a −0, 7; −0,8 a −0,6; −0,7 a −0,55 e −0, 8 a −0,6. Para Re
D
= 4300 (Fig.
5.10.a) e 7100 (Fig. 5.10.c), a intensidade de turbulência I
v
máxima próxima à placa plana
possivelmente está associada ao (sistema) vórtice ferradura, porque seus valores são muito
superiores comparativamente à intensidade I
v
do restante do campo. Para Re
D
= 5500 (Fig.
5.10.b), a concentração de I
v
localiza-se predominantemente próxima à placa plana, a qual
pode ser também atribuída a existência do (sistema) vórtice ferradura no escoamento.
5.1.5 Desvio padrão da flutuação da vorticidade
Como era de se esperar, os campos de desvio padrão da flutuação da vorticidade apre-
sentam apenas valores positivos, porque o cálculo foi feito utilizando a Equação 4.8, na qual
todos os valores de flutuação são elevados ao quadrado resultando em valores positivos de
desvio padrão. O desvio padrão da flutuação da vorticidade (rms(
ω
′
z
D/U
∞
)) foi calculado
para investigar a posição média do (sistema) vórtice ferradura no escoamento.
À medida que o número de Reynolds aumenta de Re
D
= 4300 a 10200, as isolinhas com
maiores valores de desvio padrão se concentram mais próximas ao cilindro (Figs. 5.11.a a
5.11.d). Para Re
D
= 4300 a 10200, as isolinhas de máximo desvio padrão da vorticidade
localizam-se, respectivamente, nos seguintes intervalos de x/D: de −0, 9 a −0, 7; de −0,9
a −0,7; de −0,9 a −0, 65 e de −0,75 a −0,6. O maior desvio padrão é encontrado para
Re
D
= 4300, relativamente aos demais. Para Re
D
= 15600, as isolinhas correspondentes aos
maiores valores se concentram próximas à placa.
Da mesma forma que para a vorticidade média (Fig. 5.4), para Re
D
= 4300 e 7100, os
maiores valores de rms(
ω
′
z
D/U
∞
) (Fig. 5.11) tendem a se concentrar na região de junção
93
−2.5 −2 −1.5 −1 −0.5
0
0.02
0.04
0.06
x/D
Modulo I
(a) Re
D
= 4300
−2.5 −2 −1.5 −1 −0.5
0
0.02
0.04
0.06
x/D
Modulo I
(b) Re
D
= 5500
−2.5 −2 −1.5 −1 −0.5
0
0.02
0.04
0.06
x/D
Modulo I
(c) Re
D
= 7100
−2.5 −2 −1.5 −1 −0.5
0
0.02
0.04
0.06
x/D
Modulo I
(d) Re
D
= 10200
−2.5 −2 −1.5 −1 −0.5
0
0.02
0.04
0.06
x/D
Modulo I
(e) Re
D
= 15600
Figura 5.9: Perfil horizontal do módulo da intensidade de turbulência (I) em y/D = 1, 4066.
94
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.2
0.4
0.6
x/D
y/D
(a) Re
D
= 4300
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.2
0.4
0.6
x/D
y/D
(b) Re
D
= 5500
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.2
0.4
0.6
x/D
y/D
(c) Re
D
= 7100
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.2
0.4
0.6
x/D
y/D
(d) Re
D
= 10200
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.2
0.4
0.6
x/D
y/D
(e) Re
D
= 15600
0 0.05 0.1 0.15 0.2 0.25 0.3 0.35
Figura 5.10: Isolinhas de Intensidade de turbulência I
v
.
95
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
x/D
y/D
(a) Re
D
= 4300 (Re
δ
∗
= 450)
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
x/D
y/D
(b) Re
D
= 5500 (Re
δ
∗
= 510)
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
x/D
y/D
(c) Re
D
= 7100 (Re
δ
∗
= 580)
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
x/D
y/D
(d) Re
D
= 10200 (Re
δ
∗
= 700)
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
x/D
y/D
(e) Re
D
= 15600 (Re
δ
∗
= 860)
0 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10
Figura 5.11: Isolinhas do desvio padrão da flutuação da vorticidade transversal adimensional
(rms(
ω
′
z
D/U
∞
)), em função do número de Reynolds.
96
do cilindro e a placa plana, provavelmente devido à existência do (sistema) vórtice ferra-
dura nesta região. Especialmente para Re
D
= 10200, observou-se que há concentração de
isolinhas de desvio padrão de vorticidade próxima ao cilindro, ao contrário das isolinhas de
vorticidade média.
5.2 Localização do centro do vórtice ferradura
A posição do centro do vórtice ferradura (x
v
/D,y
v
/D), elucidada anteriormente nas Se-
ções 3.3.2 e 3.3.3, foi determinada por Baker (1979) e Ballio et al. (1998) a partir da loca-
lização do centro do vórtice principal (ou primário), considerando que o mesmo é o maior
e o mais próximo do cilindro. Entretanto, observou-se a partir das imagens instantâneas
de isolinhas de vorticidade transversal, do presente estudo, que nem sempre o vórtice com
maior concentração de vorticidade (dominante) é o mais próximo do cilindro e/ou de maior
diâmetro. Sendo assim, a investigação do centro do vórtice ferradura foi realizada a partir
da localização das coordenadas do ponto de menor vorticidade adimensional (
ω
zmin
D/U
∞
).
Deste modo foi adotada como hipótese inicial que a posição da vorticidade mínima coincide
com a do núcleo do vórtice dominante.
Eckerle e Awad (1991) demonstraram que a existência de um vórtice dominante no
plano de simetria depende do valor da variável adimensional (Re
D
)
1/3
(D/
δ
∗
) e do fator
de forma H =
δ
∗
/
θ
(Seção 2.2.1). Demonstraram em seu estudo que, para valores de
(Re
D
)
1/3
(D/
δ
∗
) > 10
3
e H entre 1, 34 e 1,42, nenhum vórtice foi encontrado no plano de
simetria, devido a elevada quantidade de movimento do escoamento de aproximação e a fina
espessura da camada limite sobre o fundo plano. Para o maior número de Reynolds aqui
analisado, Re
D
= 15600, o fator de forma (H) é igual a 2,60 e o valor de (Re
D
)
1/3
(D/
δ
∗
) é
igual a 4,5×10
2
, sendo que este valor indica que há vórtice ferradura no plano de simetria
para todos os números de Reynolds estudados. Esta seção investiga a existência ou não do
(sistema) vórtice ferradura no plano de simetria, através do estudo da localização do ponto
de menor vorticidade instantânea, para todos os números de Reynolds empregados.
Na Figura 5.12 estão representadas as isolinhas de freqüência relativa (f
rel
) calculadas a
partir dos 400 pontos de mínima vorticidade transversal (
ω
zmin
D/U
∞
) retirados dos campos
de vorticidade instantânea (
ω
z
D/U
∞
). O símbolo ”∗” representa a localização da f
rel.max
(Tab. 5.1). Da figura superior à inferior, o Re
D
(Re
δ
∗
) varia de 4300 (450), 5500 (510),
7100 (580), 10200 (700) e 15600 (860). Observa-se uma maior concentração das isolinhas
próximas ao cilindro nas três primeiras figuras, e não nas duas últimas. Através de análise
97
visual dealgunscamposde vorticidade instantânea, para Re
D
= 10200 e15600, foi verificado
que os pontos de mínima vorticidade (
ω
zmin
D/U
∞
) localizados em x/D < −2, 0, pertencem
à camada limite de aproximação e não ao centro do vórtice ferradura.
Como se deseja analisar somente o comportamento do escoamento próximo ao cilindro,
com o domínio de maior extensão, a análise abrange também a camada limite de aproxima-
ção. Sendo assim, restringiram-se esta análise e as posteriores, à região x/D > −1,8, porque
nela há maior concentração de isolinhas, tanto de vorticidade transversal média (Fig. 5.4)
quanto de desvio padrão da flutuação da vorticidade (Fig. 5.11), para Re
D
= 4300 a 10200.
Tabela 5.1: Valores de f
rel.max
identificados por ’*’ na Figura 5.12, em função do número de
Reynolds.
Re
D
Re
δ
∗
f
rel.max
(%)
4300 450 5,50
5500 510 3,75
7100 580 3,75
10200 700 3, 75
15600 860 6, 75
Na Figura 5.13 estão representadas as isolinhas de freqüência relativa (f
rel
) para os
pontos de mínima vorticidade instantânea após a restrição do domínio para x/D > −1,8.
Observa-se, comparativamente às isolinhas antes e depois da restrição do domínio, que para
Re
D
= 10200 e 15600, as isolinhas de freqüência se aproximaram mais do cilindro, entre-
tanto as suas maiores concentrações, representadas pelo símbolo de ”∗” (Tab. 5.2), ainda se
encontram mais distantes do cilindro e próximas ao valor x/D = −1,8.
Tabela 5.2: Valores de f
rel.max
identificados por ’*’ na Fig. 5.13, em função do número de
Reynolds.
Re
D
Re
δ
∗ f
rel.max
(%)
4300 450 5,50
5500 510 3,75
7100 580 4,00
10200 700 6, 50
15600 860 12,75
As isolinhas de freqüência relativa da posição de
ω
zmin
D/U
∞
mostram a freqüência de
ocorrência dos pontos com posição espacial (x/D,y/D) fixa. Com o objetivo de investigar
apenas a localização horizontal (x/D) ou a localização vertical (y/D) do ponto de mínima
vorticidade instantânea, foram calculados histogramas de freqüência relativa (f
rel
) destas
posições (Fig. 5.14).
98
−3 −2.75 −2.5 −2.25 −2 −1.75 −1.5 −1.25 −1 −0.75 −0.5
0
0.1
0.2
0.3
0.4
x/D
y/D
−3 −2.75 −2.5 −2.25 −2 −1.75 −1.5 −1.25 −1 −0.75 −0.5
0
0.1
0.2
0.3
0.4
x/D
y/D
−3 −2.75 −2.5 −2.25 −2 −1.75 −1.5 −1.25 −1 −0.75 −0.5
0
0.1
0.2
0.3
0.4
x/D
y/D
−3 −2.75 −2.5 −2.25 −2 −1.75 −1.5 −1.25 −1 −0.75 −0.5
0
0.1
0.2
0.3
0.4
x/D
y/D
−3 −2.75 −2.5 −2.25 −2 −1.75 −1.5 −1.25 −1 −0.75 −0.5
0
0.1
0.2
0.3
0.4
x/D
y/D
0 1 2 3 4 5 6 7
✠
✠
✠
✠
✠
✠
✠
Figura 5.12: Isolinhas de freqüência relativa da posição do ponto
ω
zmin
D/U
∞
(x/D,y/D). Da
figura superior à inferior o Re
D
(Re
δ
∗) varia de 4300 (450), 5500 (510), 7100 (580), 10200
(700) e 15600 (860). O símbolo ”∗” representa a localização da f
rel.max
.
99
−1.8 −1.7 −1.6 −1.5 −1.4 −1.3 −1.2 −1.1 −1 −0.9 −0.8 −0.7 −0.6 −0.5
0
0.05
0.1
0.15
0.2
x/D
y/D
−1.8 −1.7 −1.6 −1.5 −1.4 −1.3 −1.2 −1.1 −1 −0.9 −0.8 −0.7 −0.6 −0.5
0
0.05
0.1
0.15
0.2
x/D
y/D
−1.8 −1.7 −1.6 −1.5 −1.4 −1.3 −1.2 −1.1 −1 −0.9 −0.8 −0.7 −0.6 −0.5
0
0.05
0.1
0.15
0.2
x/D
y/D
−1.8 −1.7 −1.6 −1.5 −1.4 −1.3 −1.2 −1.1 −1 −0.9 −0.8 −0.7 −0.6 −0.5
0
0.05
0.1
0.15
0.2
x/D
y/D
−1.8 −1.7 −1.6 −1.5 −1.4 −1.3 −1.2 −1.1 −1 −0.9 −0.8 −0.7 −0.6 −0.5
0
0.05
0.1
0.15
0.2
x/D
y/D
0 1 2 3 4 5 6 7
Figura 5.13: Isolinhas de freqüência relativa da posição de
ω
zmin
D/U
∞
(x/D,y/D). O sím-
bolo ”∗” representa a localização da f
rel.max
. Da figura superior à inferior, o Re
D
(ou Re
δ
∗)
varia de 4300 (450), 5500 (510), 7100 (580), 10200 (700) e 15600 (860).
100
Campo instantâneo de vorticidade (total 400 campos)
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
0.7
0.8
x/D
y/D
−45
−1.8 −1.7 −1.6 −1.5 −1.4 −1.3 −1.2 −1.1 −1 −0.9 −0.8 −0.7 −0.6 −0.5
0
0.05
0.1
0.15
0.2
x/D
y/D
0 5 10 15 20 25 30 35 40 45 50 55 60 65
0
0.05
0.1
0.15
0.2
0.25
0.3
0.35
0.4
y/D
f
rel
(%)
−1.8 −1.7 −1.6 −1.5 −1.4 −1.3 −1.2 −1.1 −1 −0.9 −0.8 −0.7 −0.6 −0.5
0
1
2
3
4
5
6
x/D
f
rel
(%)
❄
❄
Isolinhas de freqüência relativa (freqüência de ocorrência)
de
ω
zmin
D/U
∞
obtidos dos 400 campos de dados
Histograma de freqüência relativa
da posição horizontal (x/D)
Histograma de freqüência relativa
da posição vertical (y/D)
✲
Figura 5.14: Esquema da metodologia de cálculo a partir dos campos instantâneos de vor-
ticidade à isolinhas de freqüência e histogramas de freqüência relativa das posições x/D e
y/D dos pontos de
ω
zmin
D/U
∞
, para Re
D
= 4300 (Re
δ
∗ = 450).
5.2.1 Localização horizontal do ponto de vorticidade mínima
Para uma análise mais minunciosa, foram determinados os histogramas de freqüência
relativa (f
rel
) em função da abscissa x/D do ponto de mínima vorticidade (
ω
zmin
D/U
∞
).
Os histogramas de freqüência relativa (f
rel
) demonstram que: em x/D
∼
=
−0,77 e −0,67
para Re
D
= 4300 (Fig. 5.15.a) a freqüência, em ambas posições, é igual a 5,50%; para
Re
D
= 5500 (Fig. 5.15.b) a freqüência aumenta para 5, 8% em aproximadamente x/D =
−0,71; para Re
D
= 7100 (Fig. 5.15.c) 7,6% dos valores localizam-seem x/D
∼
=
−0,71. Para
Re
D
= 10200 (Fig. 5.15.d) há uma maior distribuiçãoda freqüência para região mais distante
do cilindro com a maior freqüência f
rel.max
= 6,6% em x/D
∼
=
−1,77. Desconsiderando esta
maior freqüência, a segunda maior é de 4,75% em x/D
∼
=
−0,65. Para Re
D
= 15600 as
maiores f
rel
localizam-se mais distantes do cilindro.
101
−1.8 −1.7 −1.6 −1.5 −1.4 −1.3 −1.2 −1.1 −1 −0.9 −0.8 −0.7 −0.6 −0.5
0
1
2
3
4
5
6
x/D
f
rel
(%)
(a) Re
D
= 4300 (Re
δ
∗
= 450)
−1.8 −1.7 −1.6 −1.5 −1.4 −1.3 −1.2 −1.1 −1 −0.9 −0.8 −0.7 −0.6 −0.5
0
1
2
3
4
5
6
x/D
f
rel
(%)
(b) Re
D
= 5500 (Re
δ
∗
= 510)
−1.8 −1.7 −1.6 −1.5 −1.4 −1.3 −1.2 −1.1 −1 −0.9 −0.8 −0.7 −0.6 −0.5
0
1
2
3
4
5
6
7
8
x/D
f
rel
(%)
(c) Re
D
= 7100 (Re
δ
∗
= 580)
−1.8 −1.7 −1.6 −1.5 −1.4 −1.3 −1.2 −1.1 −1 −0.9 −0.8 −0.7 −0.6 −0.5
0
1
2
3
4
5
6
7
x/D
f
rel
(%)
(d) Re
D
= 10200 (Re
δ
∗
= 700)
Figura 5.15: Histograma de freqüência relativa da posição x/D dos pontos de
ω
zmin
D/U
∞
.
102
−1.8 −1.7 −1.6 −1.5 −1.4 −1.3 −1.2 −1.1 −1 −0.9 −0.8 −0.7 −0.6 −0.5
0
1
2
3
4
5
6
7
8
9
10
11
12
13
14
x/D
f
rel
(%)
Figura 5.16: Histograma de freqüência relativa da posição x/D dos pontos de
ω
zmin
D/U
∞
para Re
D
= 15600 (Re
δ
∗
= 860).
As distânciashorizontais(x/D) dos pontos demínimavorticidade instantânea (
ω
zmin
D/U
∞
)
de maior freqüência (f
rel.max
da Fig. 5.15) são muito diferentes das distâncias do núcleo
do vórtice ferradura (x
v
/b) resultantes da correlação proposta por Ballio et al. (1998) (Eq.
3.15, Tab. 5.3). Observa-se que os valores apresentam diferenças e que elas aumentam
conforme o número de Reynolds cresce. Os valores correspondentes a Re
D
= 1,56×10
4
(Re
δ
∗ = 8,6×10
2
) não foram comparados, por estarem fora dos limites de validade da Equa-
ção 3.15.
Graf e Yulistiyanto (1998) observaram que a região de mais elevada energia cinética
turbulenta média estava próxima ao núcleo do vórtice ferradura para Re
D
= 1, 48 ×10
5
.
Semelhante situação foi verificada para os dados experimentais do presente trabalho, no
qual a localização horizontal (x/D) de maior freqüência dos pontos de mínima vorticidade
instantânea (
ω
zmin
D/U
∞
), coincide com a região do contorno de máxima energia cinética
média adimensional para Re
D
= 4300 e 5500 (Fig. 5.6.a e .b).
Com a intenção de investigar se a posição do ponto de mínima vorticidade instantânea
(
ω
zmin
D/U
∞
) realmente coincide com o núcleo do vórtice dominante (x
v
/D), foram plotados
os valores de
ω
zmin
D/U
∞
em função de x/D, para todos os números de Reynolds estudados
e analisados os planos de vorticidade instantânea.
Para Re
D
= 4300 (Fig. 5.17) observa-se uma concentração de pontos para o intervalo de
103
Tabela 5.3: Comparação entre os dados experimentais do presente trabalho (histogramas da
Fig. 5.15) com a correlação proposta por Ballio et al. (1998) (Eq. 3.15).
Re
D
Re
δ
∗ f
rel.max
x/D (
ω
zmin
D/U
∞
) x
v
/D
(%) (presente trabalho) (BALLIO et al., 1998)
4,3×10
3
4,5×10
2
5,5 −0,77 e −0,67 −1,09
5,5×10
3
5,1×10
2
5,8 −0, 71 −1,13
7,1×10
3
5,8×10
2
7,6 −0, 71 −1,17
1,02×10
4
7,0×10
2
4,75 −0,65 −1,22
x/D de −1,2 a −0,62 com valores de
ω
zmin
D/U
∞
variando entre −35 e −20. Os pontos a,
b, c, d, e e f, indicados na Figura 5.17, correspondem aos planos de vorticidade instantâ-
nea que foram analisados individualmente, sobrepondo os respectivos campos de velocidade
instantânea.
−1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6 −0.4
−50
−45
−40
−35
−30
−25
−20
−15
−10
−5
←a
↑b
c→
←d
e→
←f
x/D
ω
zmin
D/U
∞
Figura 5.17: Localização horizontal (x/D) do ponto de mínima vorticidade instantânea
(
ω
zmin
D/U
∞
), para Re
D
= 4300 (Re
δ
∗ = 450). Os pontos selecionados estão marcados por
uma estrela.
A Figura 5.18 mostra as isolinhas de vorticidade instantânea, onde o ponto
ω
zmin
D/U
∞
localiza-se dentro de isolinhas de vorticidade fechadas. Um detalhe desta região do campo
correspondente ao ponto ”a” (Figura 5.18.a) está representada, conjuntamente com o campo
de vetores velocidade instantâneos, na Figura 5.20. Para o ponto ”a”, os vetores que configu-
ram o vórtice são tangentes a diferentes raios de centro comum. Configurações de isolinhas
de vorticidade e campo de vetores velocidade instantâneos semelhantes foram encontradas
para os pontos: ”b” (Fig. 5.18.b), ”c” (Fig. 5.18.c), ”d” (Fig. 5.19.a) e ”e” (Fig. 5.19.b). No
último plano existem dois vórtices, sendo que o mais distante do cilindro apresenta maior
104
concentração de vorticidade.
Da interação do vórtice com a superfície da placa plana (fundo do túnel), foi gerada
uma região com vorticidade de sinal contrário (positivo) e adjacente ao vórtice (Fig. 5.18).
A vorticidade positiva também pode ser encontrada próxima à face do cilindro para todos
campos selecionados (Figs. 5.18 e 5.19). Conforme a explanação sobre este assunto descrita
na Seção 5.1.2, a concentração de vorticidade positiva adjacente à face do cilindro não está
associada à existência de vórtices, mas ao gradiente de velocidade na região.
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
0.7
0.8
x/D
y/D
−45
(a) Ponto ”a”
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
0.7
0.8
x/D
y/D
−46
(b) Ponto ”b”
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
0.7
0.8
x/D
y/D
−32
(c) Ponto ”c”
−10 −8 −6 −4 −2 0 2 4 6 8 10
Figura 5.18: Isolinhas de vorticidade instantânea correspondentes aos pontos ”a”, ”b” e ”c”
localizados na Figura 5.17 (Re
D
= 4300). O símbolo ”∗” representa o ponto com mínima
vorticidade (
ω
zmin
D/U
∞
).
105
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
0.7
0.8
x/D
y/D
−24
(a) Ponto ”d”
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
0.7
0.8
x/D
y/D
−26
(b) Ponto ”e”
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
0.7
0.8
x/D
y/D
−23
(c) Ponto ”f”
−10 −8 −6 −4 −2 0 2 4 6 8 10
Figura 5.19: Isolinha de vorticidade instantânea (
ω
z
D/U
∞
) correspondentes aos pontos ”d”,
”e” e ”f” localizados na Figura 5.17 (Re
D
= 4300). O símbolo ”∗” representa o ponto com
mínima vorticidade (
ω
zmin
D/U
∞
).
Na Figura 5.19.c, o ponto ”f” localiza-se na camada limite de aproximação. Um de-
talhe desta região está representada na Figura 5.21. Verifica-se que apesar das isolinhas de
vorticidade estarem fechadas e concentradas, no campo de vetores velocidade não há vetores
tangentes a raios de centro comum e com mesmo sentido (rotação horária). Porém, apresenta
recirculação e poderia existir vórtice ferradura.
A mesma análisefeita para o Re
D
= 4300 foi realizada para os outros Re
D
e é apresentada
a seguir.
106
−1.1 −1 −0.9 −0.8 −0.7 −0.6 −0.5
0
0.05
0.1
0.15
0.2
x/D
y/D
Figura 5.20: Detalhe do vórtice ferradura: isolinhas de vorticidade (
ω
z
D/U
∞
) e campo de
velocidades instantâneas, correspondentes ao ponto ”a” identificado na Figura 5.17 (Re
D
=
4300). O símbolo ”∗” representa o ponto de mínima vorticidade (
ω
zmin
D/U
∞
).
−1.6 −1.55 −1.5 −1.45 −1.4 −1.35 −1.3 −1.25 −1.2
0
0.02
0.04
0.06
0.08
0.1
0.12
0.14
0.16
0.18
0.2
x/D
y/D
Figura 5.21: Detalhe do escoamento: isolinhas de vorticidade (
ω
z
D/U
∞
) e campo de veloci-
dades instantâneas, correspondentes ao ponto ”f” da Figura 5.17 (Re
D
= 4300). O símbolo
”∗” representa o ponto de mínima vorticidade (
ω
zmin
D/U
∞
).
Para Re
D
igual a 5500 (Fig. 5.22), a concentração dos pontos encontra-se no intervalo
de x/D de −1, 25 a −0,6 com valores de
ω
zmin
D/U
∞
variando de −27 a −12 (menores em
valor absoluto que os valores para Re
D
= 4300).
Sobrepondo o campo de velocidade instantânea com o de vorticidade transversal, foi
identificado o vórtice ferradura no campo instantâneo relativo ao ponto ”b” (Fig. 5.23.b).
No ponto ”a” (Fig. 5.23.a) há um vórtice identificado através da concentração das isolinhas
de vorticidade fechadas, apesar dos vetores que compõem o vórtice não serem tangentes à
diferentes raios de mesmo centro (Fig. 5.24). Uma provável explicação, para esta configu-
ração dos vetores, está na captura das imagens das partículas iluminadas. Como as imagens
foram adquiridas com a câmera CCD estacionária em relação ao cilindro, ao registrar as ima-
gens do escoamento ficam evidenciadas as estruturas que apresentam velocidade semelhante
à da câmera. Se a câmera fosse deslocada a uma velocidade equivalente à do escoamento
médio, outras estruturas poderiam ser identificadas. Provavelmente na Figura 5.24 o vór-
107
−1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6 −0.4
−50
−45
−40
−35
−30
−25
−20
−15
−10
−5
←a
b↑
←c
↑d
e↓
f→
x/D
ω
zmin
D/U
∞
Figura 5.22: Localização horizontal (x/D) do ponto de mínima vorticidade instantânea
(
ω
zmin
D/U
∞
), para Re
D
= 5500 (Re
δ
∗
= 510).
tice, bem caracterizado pela concentração das isolinhas de vorticidade instantânea, estava se
deslocando entre os tempos t e t + ∆t de aquisição das imagens das partículas traçadoras.
Semelhante situação à da Figura 5.24 foi encontrada para os pontos ”c”, ”d” e ”e”. Para
o ”f”, o ponto de
ω
zmin
D/U
∞
está localizado na camada limite de aproximação.
Para Re
D
= 7100 (Fig. 5.25) os pontos de mínima vorticidade transversal instantânea
(
ω
zmin
D/U
∞
) concentram-se nos seguintes intervalos de x/D de −1,1 a −0,6 com valores
de
ω
zmin
variando de −35 a −12.
Nos campos instantâneos dos pontos ”a”, ”b” e ”d” (Fig. 5.26), existe vórtice ferradura
no escoamento, e o núcleo do vórtice coincide com o ponto
ω
zmin
D/U
∞
. O ponto ”c” (Fig.
5.26) também corresponde ao núcleo do vórtice ferradura, sendo que, neste caso o vórtice
ferradura encontrava-se em movimento de durante a aquisição das imagens. Nos campos
dos pontos ”e” e ”f”, os respectivos pontos de
ω
zmin
D/U
∞
localizam-se na camada limite
desenvolvida sobre a placa plana (fundo do túnel) e em nenhum dos dois casos existe vórtice
ferradura próximo à junção do cilindro com o fundo.
Para Re
D
de 10200 (Fig. 5.27) os pontos concentram-se nos seguintes intervalos: −1,20
a −0, 6 para x/D e −25 a −12 para
ω
zmin
D/U
∞
. No campo instantâneo correspondente ao
ponto ”a” (Fig. 5.28), existe vórtice ferradura e o seu núcleo coincide com o ponto de mí-
nima vorticidade (
ω
zmin
D/U
∞
). Nos campos relativos aos pontos ”b” e ”c”, identificou-se
108
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
0.7
0.8
x/D
y/D
−27
(a) Ponto ”a”
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
0.7
0.8
x/D
y/D
−22
(b) Ponto ”b”
−10 −8 −6 −4 −2 0 2 4 6 8 10
Figura 5.23: Isolinhas de vorticidade instantânea (
ω
z
D/U
∞
) correspondentes aos pontos ”a”,
”b” localizados na Figura 5.22 (Re
D
= 5500). O símbolo”∗” representa o pontocom mínima
vorticidade (
ω
zmin
D/U
∞
).
−1.1 −1 −0.9 −0.8 −0.7 −0.6 −0.5
0
0.05
0.1
0.15
0.2
x/D
y/D
Figura 5.24: Detalhe do campo com isolinhas de vorticidade (
ω
z
D/U
∞
) e vetores velocidade
instantâneos, correspondentes ao ponto ”a” localizado na Figura 5.22 (Re
D
= 5500). O
símbolo ”∗” representa o ponto de mínima vorticidade (
ω
zmin
D/U
∞
).
109
−1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6 −0.4
−50
−45
−40
−35
−30
−25
−20
−15
−10
−5
a→
b→
↑c
d
e↓
↓f
x/D
ω
zmin
D/U
∞
Figura 5.25: Localização horizontal (x/D) do ponto de mínima vorticidade instantânea
(
ω
zmin
D/U
∞
), para Re
D
= 7100 (Re
δ
∗
= 580).
o vórtice ferradura através da concentração de vorticidade. Para estes dois casos, o vórtice
movimentava-se durante a aquisição do par de imagens. No campo correspondente ao ponto
”f” (Fig. 5.27) há vórtice ferradura na junção do cilindro com a placa, entretanto, o ponto
”f” de mínima vorticidade (
ω
zmin
D/U
∞
) localiza-se na camada limite de aproximação (dis-
tante do cilindro). Igualmente ao ponto ”f”, os pontos ”d” (Fig. 5.28.b) e ”e” localizam-se
na camada limite de aproximação.
Finalmente, para Re
D
= 15600 (Fig. 5.29), os pontos concentram-se nos seguintes inter-
valos: x/D de −1,8 a −1,4 e
ω
zmin
D/U
∞
de −27 a −15.
Para todos os pontos selecionados da Figura 5.29, foi verificada a existência de várias
concentrações de vorticidade positiva e negativa por uma extensão maior do campo. Todos
os pontos de vorticidade mínima (
ω
zmin
D/U
∞
), selecionados na figura, localizavam-se na
camada limite de aproximação e não apresentaram nenhum vórtice no escoamento próximo
do cilindro, conforme verifica-se no campo de isolinhas de vorticidade instantânea corres-
pondente ao ponto ”a” (Fig. 5.30).
De um modo geral, a quantidade de campos nos quais capturou-se a imagem do vórtice
ferradura foi menor, à medida que o número de Reynolds aumentava. Da análise conjunta
dos pontos selecionados nas Figuras 5.17, 5.22, 5.25 e 5.27, observa-se que a localização
(x/D) do centro do vórtice não existe apenas na posição x/D de máxima freqüência (f
rel.max
)
relativa do ponto de mínima vorticidade (
ω
zmin
D/U
∞
) (Tab. 5.2).
110
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
0.7
0.8
x/D
y/D
−49
(a) Ponto ”a”
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
0.7
0.8
x/D
y/D
−33
(b) Ponto ”b”
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
0.7
0.8
x/D
y/D
−24
(c) Ponto ”d”
−10 −8 −6 −4 −2 0 2 4 6 8 10
Figura 5.26: Isolinhas de vorticidade instantânea (
ω
z
D/U
∞
) correspondentes aos pontos ”a”,
”b” e ”d” localizados na Figura 5.25 (Re
D
= 7100). O símbolo ”∗” representa o ponto com
mínima vorticidade (
ω
zmin
D/U
∞
).
111
−1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6 −0.4
−50
−45
−40
−35
−30
−25
−20
−15
−10
−5
←a
b→
↑c
↑d
←e
←f
x/D
ω
zmin
D/U
∞
Figura 5.27: Localização horizontal (x/D) do ponto de mínima vorticidade instantânea
(
ω
zmin
D/U
∞
), para Re
D
= 10200 (Re
δ
∗
= 700).
Para Re
D
= 7100 observou-se que existe mais atividade turbulenta nos campos instantâ-
neos de vorticidade (Fig. 5.26), que para os demais números de Reynolds. Esta tendência
está de acordo com o que mostram as outras grandezas analisadas como: I
u
, I
v
, e as tensões
de Reynolds (
u
′
u
′
/U
2
∞
, v
′
v
′
/U
2
∞
e u
′
v
′
/U
2
∞
), que serão posteriormente analisadas na Seção
5.4.
5.2.2 Localização vertical do ponto de vorticidade mínima
Na tentativa de encontrar tendências de como a coordenada y
v
/D do núcleo do vórtice
ferradura varia com o número de Reynolds, na Figura 5.31 são apresentados os pontos de
mínima vorticidade transversal (
ω
zmin
D/U
∞
) para Re
∗
δ
= 450, 510, 580, 700 e 860 (Re
D
=
4300, 5500, 7100, 10200 e 15600, respectivamente), dos quatrocentos campos instantâneos
de vorticidade (
ω
z
D/U
∞
) e as suas respectivas distâncias verticais (y/D) à placa plana (fundo
do canal).
Na Figura 5.31, para os pontos mais concentrados, observa-se que há uma tendência
dos valores de y/D aumentarem a medida que Re
δ
∗ varia de 450 (Re
D
= 4300) a 580
(Re
D
= 7100) até y/D = 0,2 e decai em Re
δ
∗ = 700 (Re
D
= 10200). Para Re
δ
∗ = 860
(Re
D
= 15600) há uma dispersão dos valores até y/D = 0, 20. Esta dispersão pode ser ex-
plicada através da restrição do domínio em x/D = −1,8, explicado na Seção 5.2. Antes da
112
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
0.7
0.8
x/D
y/D
−36
(a) Ponto ”a”
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
0.7
0.8
x/D
y/D
−18
(b) Ponto ”d”
−10 −8 −6 −4 −2 0 2 4 6 8 10
Figura 5.28: Isolinhas de vorticidade instantânea (
ω
z
D/U
∞
) correspondentes aos pontos ”a”,
”d” localizados na Figura 5.27 (Re
D
= 10200). O símbolo ”∗” representa o ponto de mínima
vorticidade (
ω
zmin
D/U
∞
).
restrição, os valores de
ω
zmin
D/U
∞
em Re
δ
∗ = 860 (Re
D
= 15600) encontravam-se concen-
trados todos no ponto inferior da figura, aquele próximo à placa plana, os quais correspon-
diam ao ponto de mínima vorticidade instantânea localizado na camada limite desenvolvida
sobre a placa plana. Quando os dados de vorticidade instantânea para x/D < −1, 8 foram
desconsiderados, alguns dos pontos de mínima vorticidade instantânea se aproximaram do
cilindro e se afastaram da placa plana.
A Figura 5.31 foi gerada a partir de quatrocentos valores de vorticidade mínima instan-
tânea e verifica-se que nela aparecem poucos pontos, no máximo 13 pontos para o mesmo
número de Reynolds. Como há superposição de muitos pontos, foram determinados os his-
togramas de freqüência relativa (f
rel
) da distância vertical (y/D) dos pontos de mínima vor-
113
−1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6 −0.4
−50
−45
−40
−35
−30
−25
−20
−15
−10
−5
←a
←b
←c
←d
←e
←f
x/D
ω
zmin
D/U
∞
Figura 5.29: Localização horizontal (x/D) do ponto de mínima vorticidade instantânea
(
ω
zmin
D/U
∞
), para Re
D
= 15600 (Re
δ
∗ = 860).
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
0.7
0.8
x/D
y/D
−24
−10 −8 −6 −4 −2 0 2 4 6 8 10
Figura 5.30: Isolinhas de vorticidade instantânea (
ω
z
D/U
∞
) correspondente ao ponto ”a”
da Figura 5.29 (Re
D
= 15600). O símbolo
′
∗
′
representa o ponto com mínima vorticidade
(
ω
zmin
D/U
∞
).
114
400 500 600 700 800 900
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
Re
δ*
y/D
Figura 5.31: Localização vertical (y/D) dos pontos de mínima vorticidade instantânea
(
ω
zmin
D/U
∞
) em função de Re
δ
∗
.
ticidade instantânea (
ω
zmin
D/U
∞
) (Figs. 5.32 e 5.33).
Para Re
D
= 4300 (Fig. 5.32.a) e 5500 (Fig. 5.32.b) 89% e 70% dos pontos, respectiva-
mente, localizam-se no intervalo y/D entre 0, 05 e 0, 08.
Para os Re
D
= 7100, 10200 e 15600 uma maior quantidade de pontos localizam-se pró-
ximos da placa plana em y/D < 0,06 (≈ 3∆y/D), com as respectivas freqüências relativas
(f
rel
) de iguais a: 68%, 95,5% e 97%. De maneira geral, existe a tendência da distância y/D,
relativa ao ponto
ω
zmin
D/U
∞
, reduzir à medida que o número de Reynolds aumenta.
Assumindo que as maiores freqüências (f
rel.max
) da posição y/D do ponto de mínima
vorticidade(Tab. 5.4) correspondem ao centro do vórticeferradura (y
v
/D), pode-se comparar
os dados do presente trabalho com os da literatura (Fig. 5.34). Observa-se que, para os
dois maiores números de Reynolds, a distância y/D dos dados experimentais do presente
trabalho estão abaixo dos dados da literatura, e para os três menores números de Reynolds os
dados apresentaram valores intermediários aos existentes na literatura, conforme verifica-se
na Figura 5.34. Estas diferenças entre os dados da literatura e o do presente trabalho, para os
três menores números de Reynolds, podem ser explicadas através das distintas características
da camada limite do escoamento de aproximação como: espessuras, fator de forma e regime.
E para os dois maiores números de Reynolds, as diferenças entre os dados da literatura e
deste trabalho, podem ser explicadas pela localização dos pontos de mínima vorticidade na
camada limite de aproximação, conforme verifica-se na Figura 5.12 através das isolinhas de
115
0 5 10 15 20 25 30 35 40 45 50 55 60 65
0
0.05
0.1
0.15
0.2
0.25
0.3
0.35
0.4
y/D
f
rel
(%)
0 5 10 15 20 25 30 35 40 45 50 55 60 65
0
0.05
0.1
0.15
0.2
0.25
0.3
0.35
0.4
y/D
f
rel
(%)
(a) Re
D
= 4300 (Re
δ
∗
= 450) (b) Re
D
= 5500 (Re
δ
∗
= 510)
0 5 10 15 20 25 30 35 40 45 50 55 60 65
0
0.05
0.1
0.15
0.2
0.25
0.3
0.35
0.4
y/D
f
rel
(%)
0 5 10 15 20 25 30 35 40 45 50 55 60 65
0
0.05
0.1
0.15
0.2
0.25
0.3
0.35
0.4
y/D
f
rel
(%)
(c) Re
D
= 7100 (Re
δ
∗
= 580) (d) Re
D
= 10200 (Re
δ
∗
= 700)
Figura 5.32: Histograma de freqüência relativa da posição y/D do ponto de
ω
zmin
D/U
∞
em
função do Re
δ
∗
.
0 10 20 30 40 50 60 70 80 90 100
0
0.05
0.1
0.15
0.2
0.25
0.3
0.35
0.4
y/D
f
rel
(%)
Figura 5.33: Histograma de freqüência relativa da posição y/D do ponto de
ω
zmin
D/U
∞
para
Re
δ
∗ = 860 (Re
D
= 15600).
116
maior freqüência, mais próximas à placa e mais distantes do cilindro.
Figura 5.34: Comparação dos resultados do presente trabalho da variação de y
v
/b com Re
δ
∗
com os do estudo de Ballio et al. (1998). Letras indicam dados de: (a) e (b) Ballio (1995),
cilindro,
δ
∗
/b = 0,094 e
δ
∗
/b = 0,031; (c) e (d) Lai e Makomaski (1989), prisma,
δ
∗
/b =
0,17 → 0, 18 e
δ
∗
/b = 0, 073 →0,074.
Tabela 5.4: Maiores freqüências da posição y/D do ponto de
ω
zmin
D/U
∞
.
Re
D
Re
δ
∗ f
rel.max
Posição
(%) y/D
4300 450 45 0,075
5500 510 36 0,076
7100 580 35 0,060
10200 700 60 0,023
15600 860 97 0,023
5.3 Seqüência temporal do (sistema) vórtice ferradura
Os regimes da camada limite do escoamento de aproximação (laminar ou turbulento) ge-
ram diferentes seqüências temporais do (sistema) vórtice ferradura (Seção 3.2). A transição
da camada limite laminar em turbulenta ocorre para valores de Re
X,trans
(Número de Rey-
nolds baseado na distância X de transição) entre 2×10
5
e 6×10
6
(SCHLICHTING, 1979).
Os valores de Re
X
dos experimentos do presente trabalho foram estimados em 6, 9 ×10
4
,
8,9×10
4
, 1, 1 ×10
5
, 1, 6 ×10
5
e 2, 5 ×10
5
. A camada limite do escoamento de aproxi-
mação para o maior número de Reynolds encontra-se na transição entre as camada limites
laminar e turbulenta. Conseqüentemente, baseando-se neste autor, a camada limite do esco-
amento de aproximação para os quatro menores números de Reynolds pode ser classificada
como laminar e consequentemente o (sistema) vórtice ferradura gerado será laminar.
117
Ballio et al. (1998), durante a análise dos dados de literatura observaram dois intervalos
para o sistema vórtice ferradura em regime de transição, com Re
δ
∗ variando de 400 a 1000
e de 300 a 500. Eles desconsideraram alguns dados numéricos, e constataram que o sistema
vórtice ferradura, em regime de transição ocorre para Re
δ
∗
∼
=
500. Sendo assim, o (sistema)
vórtice ferradura dos ensaios do presente trabalho são classificados em regime laminar ape-
nas para Re
δ
∗ = 450 (Re
D
= 4300) e os demais números de Reynolds em regime turbulento
ou na transição entre os regimes laminar e turbulento.
Como as duas classificações apresentadas para o (sistema) vórtice ferradura do presente
trabalho, através valor de Re
X
e por Ballio et al. (1998), não coincidem, a seqüência temporal
do vórtice ferradura, será analisada e comparada aos comportamentos descritos na literatura,
na tentativa de encontrar algum padrão que o assemelhe a estes trabalhos.
Observou-se que o (sistema) vórtice ferradura apresenta uma certa variabilidade espacial
de sua posição. Esta variabilidade pode ser observada para Re
D
= 4300 (Fig. 5.35) e 5500
(Fig. 5.36) através da concentração de vorticidade nos campos (linhas azuis concêntricas), a
qual configura o vórtice ferradura. Para estes dois números de Reynolds, a seqüência de um
ciclo de formação do vórtice ferradura com a identificação do local de formação, processo
de translação e amalgamento (emparelhamento) dos vórtices no escoamento, não pode ser
identificado apenas com campos instantâneos de vorticidade sequenciais, devido ao elevado
número de Reynolds e a baixa freqüência de aquisição das imagens (15Hz). Para os maiores
números de Reynolds, nos campos instantâneos de vorticidade é cada vez mais difícil de
identificar o vórtice ferradura, o que justifica a tentativa de classificar o (sistema) vórtice
ferradura nos dois menores números de Reynolds empregados.
Dos vórtices ferradura descritos na literatura, o que mais se assemelha com o obser-
vado para Re
D
= 4300 e 5500, é conhecido como sistema vórtice ferradura em regime "Bre-
akway", descrito na Seção 3.2. Este vórtice ferradura em regime "Breakway"é uma subdi-
visão do vórtice ferradura em regime laminar, descrito em maiores detalhes por Seal et al.
(1995) e Seal et al. (1997).
De maneira geral, verifica-se na seqüência temporal que, para Re
D
= 4300 (Fig. 5.35)
o sistema vórtice ferradura é composto por dois vórtices, um mais distante do cilindro, pro-
vavelmente na região de formação do vórtice, e outro na junção do cilindro com a placa (t
1
,
t
6
, t
10
e t
11
). Este vórtice mais distante do cilindro se desloca em direção ao segundo vórtice
(t
10
e t
11
). O processo de amalgamento, entre os dois vórtices, não foi capturado nestes cam-
pos instantâneos. Na seqüência temporal para Re
D
= 5500 (Fig. 5.36), identificam-se dois
vórtices nos tempos t
4
e t
7
, e um nos tempos t
1
, t
2
, t
3
, t
5
, t
6
e t
9
. A dimensão dos vórtices é
118
menor, se comparados aos encontrados no escoamento para Re
D
= 4300.
5.4 Tensões de Reynolds
Os campos de tensões de Reynolds normais (
u
′
u
′
/U
2
∞
e v
′
v
′
/U
2
∞
) (Figs. 5.37, 5.38, 5.39
e 5.40) e de cisalhamento (
u
′
v
′
/U
2
∞
) (Figs. 5.42, 5.43 e 5.44) foram determinados a partir
das flutuações turbulentas da velocidade, adimensionalizadas com o quadrado da velocidade
do escoamento livre (U
∞
), para todos os números de Reynolds (Seção 4.2.4).
O formato das isolinhas de energia cinética
k
′
/U
2
∞
(Figs. 5.6 e 5.7) com os respectivos
campos de tensão de Reynolds
u
′
u
′
/U
2
∞
(Figs. 5.37 e 5.38) é muito semelhante, mostrando
assim, que na energia cinética a maior contribuição provém do termo
u
′
u
′
/U
2
∞
. Isto é visto
claramente na região mais distante do cilindro, mas na região mais próxima ao cilindro nota-
se que a contribuição do termo v
′
v
′
/U
2
∞
torna-se maior.
As isolinhas de tensões de Reynolds
v
′
v
′
/U
2
∞
concentram-se nas proximidades da placa,
em x/D > −1,4 para Re
D
= 4300 (Fig. 5.39.a) e 5500 (Fig. 5.39.b). Para os três maiores
Re
D
(Figs. 5.40.a, 5.40.b e 5.44) aparece mais atividade também na face frontal do cilindro.
Para todos os números de Reynolds, na região próxima ao cilindro, as tensões
v
′
v
′
/U
2
∞
pos-
suem uma maior extensão vertical se comparada às tensões
u
′
u
′
/U
2
∞
, devido ao escoamento
descendente existente na região.
Para Re
D
= 15600 (Fig. 5.41), a abrangência das isolinhas de menor tensão
v
′
v
′
/U
2
∞
é
maior do que para os demais números de Reynolds, o que representa uma maior contribui-
ção espacial da flutuação da velocidade v
′
no cálculo da energia cinética turbulenta média
(Fig. 5.7.b) para valores de x/D > −1,6. Esta contribuição é fundamentalmente próxima ao
cilindro o que produz as modificações do campo de k
′
/U
2
∞
em relação a v
′
v
′
/U
2
∞
.
Para todos os números de Reynolds, as tensões
v
′
v
′
/U
2
∞
possuem maiores valores no
intervalo x/D entre −0,8 e −0, 6, o qual coincide com aquele referente a localização do
ponto de mínima vorticidade instantânea.
Os campos de tensões de Reynolds
u
′
v
′
/U
2
∞
estão representados nas Figuras 5.42, 5.43
e 5.44. Observa-se para todos os números de Reynolds que há uma concentração de isoli-
nhas de sinal positivo na junção do cilindro com a placa plana. As isolinhas de maior tensão
(
u
′
v
′
/U
2
∞
) localizam-se entre x/D igual a −0,8 e −0,6 para Re
D
= 4300, 5500 e 7100, e que
para Re
D
= 10200 e 15600 localizam-se entre −0, 7 e −0,55. Somente para Re
D
= 5500
existe duas concentrações de vorticidade positivas de
u
′
v
′
/U
2
∞
(Fig. 5.42.a). Para todos os
119
−2 −1.5 −1 −0.5
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
x/D
y/D
−26
−2 −1.5 −1 −0.5
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
x/D
y/D
−38
t
1
t
7
−2 −1.5 −1 −0.5
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
x/D
y/D
−29
−2 −1.5 −1 −0.5
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
x/D
y/D
−25
t
2
t
8
−2 −1.5 −1 −0.5
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
x/D
y/D
−27
−2 −1.5 −1 −0.5
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
x/D
y/D
−45
t
3
t
9
−2 −1.5 −1 −0.5
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
x/D
y/D
−27
−2 −1.5 −1 −0.5
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
x/D
y/D
−20
t
4
t
10
−2 −1.5 −1 −0.5
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
x/D
y/D
−24
−2 −1.5 −1 −0.5
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
x/D
y/D
−29
t
5
t
11
−2 −1.5 −1 −0.5
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
x/D
y/D
−24
−2 −1.5 −1 −0.5
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
x/D
y/D
−27
t
6
t
12
❅
❅❘
Vórtice Transladado
❅
❅❘
Vórtice Transladado
❅
❅❘
Região Formação
Novo Vórtice Primário
❅
❅❘
Novo Vórtice Primário
✒
Vórtice Canto
❅
❅❘
Vórtice Canto
❅
❅❘
Vórtice Primário
✒
Vórtice Canto
❅
❅❘
Vórtice Transladado
✒
Vórtice Canto
❅
❅❘
Região Formação
Novo Vórtice Primário
✒
Vórtice Canto
Figura 5.35: Seqüência temporal do sistema vórtice ferradura para Re
D
= 4300. O tempo
entre campos de linhas de isovorticidade transversal possuem intervalo de 1/15s.
120
−2 −1.5 −1 −0.5
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
x/D
y/D
−20
−2 −1.5 −1 −0.5
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
x/D
y/D
−21
t
1
t
7
−2 −1.5 −1 −0.5
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
x/D
y/D
−18
−2 −1.5 −1 −0.5
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
x/D
y/D
−14
t
2
t
8
−2 −1.5 −1 −0.5
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
x/D
y/D
−17
−2 −1.5 −1 −0.5
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
x/D
y/D
−27
t
3
t
9
−2 −1.5 −1 −0.5
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
x/D
y/D
−18
−2 −1.5 −1 −0.5
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
x/D
y/D
−26
t
4
t
10
−2 −1.5 −1 −0.5
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
x/D
y/D
−19
−2 −1.5 −1 −0.5
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
x/D
y/D
−30
t
5
t
11
−2 −1.5 −1 −0.5
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
x/D
y/D
−26
−2 −1.5 −1 −0.5
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
x/D
y/D
−17
t
6
t
12
❅
❅❘
Vórtice
✒
Vórtice Canto
❅
❅❘
Região Formação
Novo Vórtice Primário
✒
Vórtice Canto
✒
Vórtice
❅
❅❘
Vórtice Transladado
❅
❅❘
Vórtice Canto
❅
❅❘
Novo Vórtice Primário
✒
Vórtice Canto
✒
Vórtice Canto
❅
❅❘
Novo Vórtice Primário
Figura 5.36: Seqüência temporal do sistema vórtice ferradura para Re
D
= 5500. O tempo
entre campos de linhas de isovorticidade transversal possuem intervalo de 1/15s.
121
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
x/D
y/D
0.005
0.005
0.005
0.005
0.01
0.01
0.01
0.01
0.015
0.015
0.015
0.02
0.02
0.02
0.02
0.025
0.03
(a) Re
D
= 4300 (Re
δ
∗
= 450)
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
x/D
y/D
0.005
0.005
0.01
0.01
0.01
0.01
0.01
0.015
0.015
0.015
0.015
0.02
0.02
0.02
0.02
0.025
0.025
(b) Re
D
= 5500 (Re
δ
∗
= 510)
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
x/D
y/D
0.01
0.01
0.01
0.02
0.02
0.03
0.03
0.03
0.04
0.04
0.04
0.04
0.05
0.05
0.05
0.05
0.06
0.06
0.06
0.06
0.07
0.07
0.07
0.08
0.08
0.08
0.09
0.09
(c) Re
D
= 7100 (Re
δ
∗
= 580)
Figura 5.37: Isolinhas de tensão normal de Reynolds adimensional (
u
′
u
′
/U
2
∞
).
122
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
x/D
y/D
0.005
0.005
0.005
0.01
0.01
0.015
0.015
0.015
0.015
0.02
0.02
0.02
0.02
0.02
0.02
0.025
(a) Re
D
= 10200 (Re
δ
∗
= 700)
−2.2 −2 −1.8 −1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
x/D
y/D
0.005
0.005
0.01
0.01
0.015
0.015
0.02
0.02
0.02
0.02
0.02
0.025
0.025
0.03
0.03
(b) Re
D
= 15600 (Re
δ
∗
= 860)
Figura 5.38: Isolinhas de tensão normal de Reynolds adimensional (
u
′
u
′
/U
2
∞
).
123
−1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
0.7
0.8
x/D
y/D
0.0025
0.0025
0.005
0.005
0.005
0.0075
0.0075
0.01
0.01
0.0125
0.0125
0.015
0.0175
0.02
0.0225
0.025
0.0275
0.03
0.0325
0.035
(a) Re
D
= 4300 (Re
δ
∗
= 450)
−1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
0.7
0.8
x/D
y/D
0.002
0.002
0.004
0.004
0.004
0.006
0.006
0.008
0.008
0.01
0.01
0.012
0.014
0.016
0.018
0.02
0.022
(b) Re
D
= 5500 (Re
δ
∗
= 510)
Figura 5.39: Isolinhas de tensão normal de Reynolds adimensional (
v
′
v
′
/U
2
∞
).
124
−1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
0.7
0.8
x/D
y/D
0.0025
0.0025
0.005
0.005
0.0075
0.0075
0.01
0.01
0.0125
0.0125
0.015
0.015
0.0175
0.0175
0.02
0.02
0.0225
0.0225
0.025
0.025
0.0275
0.0275
0.03
0.03
0.0325
0.0325
0.035
0.035
0.0375
0.04
(a) Re
D
= 7100 (Re
δ
∗
= 580)
−1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
0.7
0.8
x/D
y/D
0.001
0.001
0.002
0.002
0.003
0.004
0.005
0.006
0.007
0.008
0.009
0.01
0.011
0.012
0.013
0.014
0.015
0.016
0.016
(b) Re
D
= 10200 (Re
δ
∗
= 700)
Figura 5.40: Isolinhas de tensão normal de Reynolds adimensional (
v
′
v
′
/U
2
∞
).
125
−1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
0.7
0.8
x/D
y/D
0.001
0.002
0.002
0.003
0.003
0.004
0.005
0.006
0.007
0.008
0.009
0.01
0.011
Figura 5.41: Isolinhas de tensão normal de Reynolds adimensional (v
′
v
′
/U
2
∞
) para Re
D
=
15600 (Re
δ
∗ = 860).
números de Reynolds, a montante destas concentrações positivas aparecem valores negati-
vos, o que demonstra a influência do cilindro sobre o escoamento para: Re
D
= 4300 até
x/D = −1,4 (Fig. 5.42.a), Re
D
= 5500 até −1,55 (Fig. 5.42.b), Re
D
= 7100 até −1,5 (Fig.
5.43.a), Re
D
= 10200 até −1, 19 (Fig. 5.43.b). Observa-se que esta influência se reduz à me-
dida que o número de Reynolds cresce, de Re
D
= 4300 a Re
D
= 10200. Para Re
D
= 15600
(Fig. 5.44), as tensões
u
′
v
′
/U
2
∞
se extendem além dos limites da figura, devido à turbulência
do escoamento de aproximação e à influência do cilindro sobre o escoamento.
Verifica-se que para Re
D
= 4300, 7100 e 10200 na região do escoamento próximo à
face do cilindro, acima da concentração positiva de tensão
u
′
v
′
/U
2
∞
, existe concentração de
tensão
u
′
v
′
/U
2
∞
negativa. A existência desta concentração pode ser atribuída ao movimento
do vórtice ferradura, quando próximo à junção do cilindro com a placa plana (fundo do túnel)
ele desacelera o escoamento descedente e quando mais distante a velocidade do escoamento
descendente aumenta.
A localização das isolinhas de tensão u
′
v
′
/U
2
∞
de sinal positivo, na junção do cilindro à
placa plana, para Re
D
= 4300, Re
D
= 5500 e Re
D
= 7100 é aproximadamente a mesma que
a localização da concentração de vorticidade média negativa(
ω
z
D/U
∞
) número de Reynolds
126
−1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
0.7
0.8
x/D
y/D
−0.006
−0.005
−0.004
−0.003
−0.003
−0.002
−0.002
−0.001
−0.001
−0.001
−0.001
0.001
0.002
0.003
0.004
0.005
(a) Re
D
= 4300 (Re
δ
∗
= 450)
−1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
0.7
0.8
x/D
y/D
−0.004
−0.0035
−0.003
−0.0025
−0.002
−0.0015
−0.001
−0.0005
−0.0005
−0.0005
0
0
0.0005
0.001
0.0015
0.002
0.0025
0.003
(b) Re
D
= 5500 (Re
δ
∗
= 510)
Figura 5.42: Isolinhas de tensão de Reynolds
u
′
v
′
/U
2
∞
.
127
−1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
0.7
0.8
x/D
y/D
−0.006
−0.006
−0.004
−0.004
−0.002
−0.002
−0.002
−0.002
0
0.002
0.004
0.006
0.008
0.01
(a) Re
D
= 7100 (Re
δ
∗
= 580)
−1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
0.7
0.8
x/D
y/D
−0.002
−0.002
−0.001
−0.001
0.003
0.004
0.005
0.006
(b) Re
D
= 10200 (Re
δ
∗
= 700)
Figura 5.43: Isolinhas de tensão de Reynolds
u
′
v
′
/U
2
∞
.
128
−1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
0.7
0.8
x/D
y/D
−0.0025
−0.002
−0.002
−0.002
−0.0015
−0.0015
−0.0015
−0.001
−0.001
−0.001
−0.001
−0.0005
−0.0005
−0.0005
−0.0005
−0.0005
0
0
0
0
0
0
0
0.0005
0.001
0.0015
0.002
0.0025
0.003
(a) Re
D
= 15600 (Re
δ
∗
= 860)
Figura 5.44: Isolinhas de tensão de Reynolds
u
′
v
′
/U
2
∞
.
correspondente.
De um modo geral, para Re
D
= 7100 os campos de tensões
u
′
u
′
/U
2
∞
, v
′
v
′
/U
2
∞
e u
′
v
′
/U
2
∞
apresentam valores superiores de tensão, com maior distribuição espacial, comparativamente
aos demais números de Reynolds estudados.
5.5 Tensão de cisalhamento sobre a placa plana
A distribuição da tensão de cisalhamento média e instantânea sobre a placa plana foi
investigada através da tensão de cisalhamento adimensional (T) e do coeficiente de atrito
superficial (C
f
) (Seção 3.4).
129
5.5.1 Distribuição da tensão de cisalhamento média sobre a placa plana
As distribuições médias das tensões de cisalhamento, T
medio
e C
fmedio
, foram calculadas
a partir da média aritmética dos valores instantâneos de T e C
f
, respectivamente. A tensão
de cisalhamento média sobre a placa plana foi calculada para identificar a sua distribuição ao
longo da placa a montante do cilindro, bem como a sua semelhança com o perfil descrito na
literatura. Nas Figuras 5.45 e 5.46 estão apresentadas as respectivas distribuições médias da
tensão de cisalhamento adimensional (T
medio
) e do coeficiente de atrito superficial (C
fmedio
),
respectivamente.
Observa-se que as distribuições médias de T
medio
e C
fmedio
, para os respectivos números
de Reynolds, são semelhantes, apresentando variação apenas nos valores. Isto ocorre por-
que ambas grandezas são resultantes da adimensionalização da tensão de cisalhamento na
superfície da placa (
τ
w
), mencionada na Seção 4.2.4, em relação a parâmetros distintos.
Os valores de T
medio
eC
fmedio
são negativosno intervalo −1, 45 ≤x/D ≤−0,90, respec-
tivamente para Re
D
= 4300 (Figs. 5.45.a e 5.46.a) e 7100 (Figs. 5.45.c e 5.46.c). Entretanto,
para os demais números de Reynolds (Figs. 5.45.b, .d e .e; Figs. 5.46.b, .d e .e), observa-se
que os valores de T
medio
e C
fmedio
são todos positivos, independentemente da distância ao
cilindro, com tendência à redução na direção do cilindro para os dois maiores números de
Reynolds (Figs. 5.45.d e .e; Figs. 5.46.d e .e).
O perfil médio para Re
D
= 7100 é o que mais se assemelha ao mostrado na literatura
(Fig. 3.24), com valor mínimo de tensão de cisalhamento médio em x/D = −0,7. Esta
distância corresponde à localização do ponto de mínima vorticidade de maior freqüência para
Re
D
= 7100, conforme visto na Seção 5.2.1. Semelhante tendência também foi observada
para Re
D
= 4300, na qual a tensão mínima localizada em x/D = 0,65 também representa
aproximadamente a localização do ponto de mínima vorticidade de maior freqüência.
5.5.2 Distribuição da tensão de cisalhamento instantânea sobre a placa
plana
A determinação da distribuição da tensão de cisalhamento instantânea sobre a placa
plana foi determinada a partir das velocidades instantâneas adjacentes à placa (Seção 4.2.4).
O ponto de máxima tensão de cisalhamento sobre a placa plana corresponde à posição
do centro do vórtice ferradura (Seção 3.3.2). Entretanto, no presente trabalho, a posição do
centro do vórtice ferradura coincide com o ponto de mínima tensão de cisalhamento, pois
130
−2.5 −2 −1.5 −1 −0.5
−2
−1.5
−1
−0.5
0
0.5
1
1.5
2
2.5
3
x/D
−2.5 −2 −1.5 −1 −0.5
−2
−1.5
−1
−0.5
0
0.5
1
1.5
2
2.5
3
x/D
(a) Re
D
= 4300 (b) Re
D
= 5500
−2.5 −2 −1.5 −1 −0.5
−2
−1.5
−1
−0.5
0
0.5
1
1.5
2
2.5
3
x/D
−2.5 −2 −1.5 −1 −0.5
−2
−1.5
−1
−0.5
0
0.5
1
1.5
2
2.5
3
x/D
(c) Re
D
= 7100 (d) Re
D
= 10200
−2.5 −2 −1.5 −1 −0.5
−2
−1.5
−1
−0.5
0
0.5
1
1.5
2
2.5
3
x/D
(e) Re
D
= 15600
Figura 5.45: Distribuição da tensão de cisalhamento média adimensional sobre a placa plana
(T
medio
).
131
−2.5 −2 −1.5 −1 −0.5
−0.01
−0.008
−0.006
−0.004
−0.002
0
0.002
0.004
0.006
0.008
0.01
x/D
−2.5 −2 −1.5 −1 −0.5
−0.01
−0.008
−0.006
−0.004
−0.002
0
0.002
0.004
0.006
0.008
0.01
x/D
(a) Re
D
= 4300 (b) Re
D
= 05500
−2.5 −2 −1.5 −1 −0.5
−0.01
−0.008
−0.006
−0.004
−0.002
0
0.002
0.004
0.006
0.008
0.01
x/D
−2.5 −2 −1.5 −1 −0.5
−0.01
−0.008
−0.006
−0.004
−0.002
0
0.002
0.004
0.006
0.008
0.01
x/D
(c) Re
D
= 7100 (d) Re
D
= 10200
−2.5 −2 −1.5 −1 −0.5
−0.01
−0.008
−0.006
−0.004
−0.002
0
0.002
0.004
0.006
0.008
0.01
x/D
(e) Re
D
= 15600
Figura 5.46: Distribuição do coeficiente de atrito superficial sobre a placa plana (C
fmedio
).
132
foi adotado como positivo o sentido da velocidade do escoamento principal (de montante
para jusante). Como a velocidade sob o vórtice ferradura apresenta sentido oposto ao do
escoamento principal, o seu sinal será conseqüentemente negativo e a tensão resultante será
mínima (e não máxima).
Nas Figuras 5.47 (Re
D
= 7100) e 5.48 (Re
D
= 4300), são apresentadas a distribuição
da tensão de cisalhamento sobre a placa plana e os correspondentes campos instantâneos de
velocidade (u/U
∞
,v/U
∞
) e de vorticidade (
ω
z
D/U
∞
). Verifica-se que as distâncias x/D do
ponto de mínimoC
f
e do centro do vórtice (marcado por
′
∗
′
) não são coincidentes, conforme
a literatura apresenta. Existe uma defasagem de 2∆x/D para Re
D
= 7100 (Fig. 5.47) e
1∆x/D para Re
D
= 4300 (Fig. 5.48), causadas pela assimetria do vórtice em relação ao seu
próprio eixo de rotação.
Os perfis longitudinais de C
f
para Re
D
= 7100 e 4300 possuem valores positivos e ne-
gativos, os quais dependem do sentido e módulo da velocidade u/U
∞
dos vetores adjacentes
à placa.
Para Re
D
= 7100 (Fig. 5.47) identifica-se uma extensa região com coeficiente de atrito
superficial negativos para x/D > −1,19, com valor mínimo próximo ao núcleo do vórtice
principal (x/D = −1,05). Nesta região há recirculação do escoamento em sentido contrário
ao do escoamento principal, o que atribui valores negativos a C
f
. A montante desta região,
há outra com valores positivos de C
f
, compreendida entre x/D = −1,29 e −1,19, com
escoamento de mesmo sentido que o principal. Mais distante do cilindro, para x/D < −1, 29,
os valores de C
f
são negativos e de menor intensidade, comparativamente aos próximos do
cilindro, evidenciando a menor influência do cilindro sobre o escoamento de aproximação.
Para Re
D
= 4300 (Fig. 5.48), verifica-se uma extensa região de valores negativos de
tensão (para x/D > −0,93) com o valor mínimo próximo ao núcleo do vórtice principal
(marcado por
′
∗
′
em x/D = −0,84). A montante desta região, existe outra de tensão po-
sitiva entre x/D = −1,00 e x/D = −0,93, na qual há concentração de vorticidade positiva
resultante da interação do vórtice com a placa plana. No perfil existe outra região com ten-
são negativa (x/D < −1, 00), com um mínimo em x/D = −1,13, resultante da interação do
escoamento de vorticidade positiva com o da camada limite de aproximação. Os reduzidos
valores de tensão (C
f
) em x/D < −1,35 mostram uma pequena região de influência do ci-
lindro sobre o escoamento. A separação da camada limite no escoamento de aproximação
ocorre para x/D = −1,56, pois o valor de C
f
= 0.
133
−1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
−0.02
−0.015
−0.01
−0.005
0
0.005
0.01
0.015
0.02
x/D
Cf
−1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.05
0.1
0.15
0.2
0.25
0.3
x/D
y/D
−10 −8 −6 −4 −2 0 2 4 6 8 10
Figura 5.47: Distribuição longitudinal do coeficiente de atrito superficial (C
f
) sob o vórtice
ferradura no eixo de simetria do cilindro e correspondente detalhe do plano de vorticidade
transversal (
ω
z
D/U
∞
) (Fig. 5.26.b) com vetores velocidade instantâneos (u/U
∞
,v/U
∞
), para
Re
D
= 7100.
5.5.3 Valores mínimos da tensão de cisalhamento sobre a placa plana
Os valores mínimos da tensão de cisalhamento sobre a placa plana (T
min
e C
fmin
) foram
determinados a partir dos perfis longitudinais instantâneos de tensão (T e C
f
). Para cada
perfil instantâneo foi determinado o seu respectivo valor mínimo, totalizando quatrocentos
valores para cada número de Reynolds (Figs. 5.49 e 5.50).
Observa-se que a tensão mínima, T
min
e C
fmin
, apresenta valores positivos e negativos.
Os valoresnegativoscorrespondem a tensão sobo vórtice (quando éapenas um) ou sob ovór-
tice dominante (quando são dois no escoamento). Os pontos de tensões mínimas localizadas
em x/D < −1, 5, correspondem as tensões localizadas na camada limite desenvolvida sobre
a placa plana. Para alguns dos pontos com tensão positiva, foram analisados os respectivos
campos de velocidadee vorticidadeinstantâneos. Observou-se que o ponto de tensão mínima
positiva localizava-se na camada limite desenvolvida sobre a placa plana (x/D < −1,0) com
134
−1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
−0.02
−0.015
−0.01
−0.005
0
0.005
0.01
0.015
0.02
x/D
Cf
−1.6 −1.4 −1.2 −1 −0.8 −0.6
0
0.05
0.1
0.15
0.2
0.25
0.3
x/D
y/D
−10 −8 −6 −4 −2 0 2 4 6 8 10
Figura 5.48: Distribuição longitudinal do coeficiente de atrito superficial (C
f
) sob o vórtice
ferradura no eixo de simetria do cilindro e correspondentes campos devorticidade transversal
(
ω
z
D/U
∞
) (Fig. 5.18.b) com vetores velocidade instantâneos (u/U
∞
,v/U
∞
), para Re
D
=
4300.
ou sem a presença do vórtice no escoamento. Nos casos em que o vórtice estava presente
no escoamento, sendo a tensão sob ele positiva devido aos vetores velocidade não serem
tangentes a diferentes raios com centro comum, conforme demonstrado na Seção 5.2.1. Para
os pontos de tensão mínima positiva próximos ao cilindro (x/D > −1, 0), a tensão sobre o
vórtice também é positiva porque o vetor velocidade sob ele tem a mesma direção do escoa-
mento principal (Seção 5.2.1).
As tensões praticamente nulas correspondem ao Re
D
= 15600, no qual o vórtice ferra-
dura não foi encontrado no escoamento.
Na Figura 5.51 estão representados os menores valores encontrados nos dados experi-
mentais do presente trabalho com os apresentados na literatura. Para todos os números de
Reynolds estudados, todos os valores de T são inferiores ao do estudo de Ballio et al. (1998).
135
−2.5 −2 −1.5 −1 −0.5
−4
−3
−2
−1
0
1
x/D
T
min
−2.5 −2 −1.5 −1 −0.5
−4
−3
−2
−1
0
1
x/D
T
min
(a) Re
D
= 4300 (b) Re
D
= 5500
−2.5 −2 −1.5 −1 −0.5
−4
−3
−2
−1
0
1
x/D
T
min
−2.5 −2 −1.5 −1 −0.5
−4
−3
−2
−1
0
1
x/D
T
min
(c) Re
D
= 7100 (d) Re
D
= 10200
−2.5 −2 −1.5 −1 −0.5
−4
−3
−2
−1
0
1
x/D
T
min
(e) Re
D
= 15600
Figura 5.49: Localização horizontal (x/D) do ponto de mínima tensão de cisalhamento T
min
.
136
−2.5 −2 −1.5 −1 −0.5
−20
−15
−10
−5
0
5
x 10
−3
x/D
Cf
min
−2.5 −2 −1.5 −1 −0.5
−20
−15
−10
−5
0
5
x 10
−3
x/D
Cf
min
(a) Re
D
= 4300 (b) Re
D
= 5500
−2.5 −2 −1.5 −1 −0.5
−20
−15
−10
−5
0
5
x 10
−3
x/D
Cf
min
−2.5 −2 −1.5 −1 −0.5
−20
−15
−10
−5
0
5
x 10
−3
x/D
Cf
min
(c) Re
D
= 7100 (d) Re
D
= 10200
−2.5 −2 −1.5 −1 −0.5
−20
−15
−10
−5
0
5
x 10
−3
x/D
Cf
min
(e) Re
D
= 15600
Figura 5.50: Localização horizontal (x/D) do ponto de mínima tensão de cisalhamento
Cf
min
.
137
Figura 5.51: Comparação dos resultados do presente trabalho de T em função do Re
δ
∗ com
os do estudo de Ballio et al. (1998). Letras indicam séries homogêneas: (a) e (b) Ballio
(1995), cilindro,
δ
∗
/b = 0,094 e
δ
∗
/b = 0,031; (c) e (d) Lai e Makomaski (1989), prisma,
δ
∗
/b = 0, 17 →0,18 e
δ
∗
/b = 0, 073 →0,074.
5.6 Perfis instantâneos de velocidade e vorticidade trans-
versal
Os campos instantâneos de velocidade e vorticidade transversal demonstram estruturas
que não são identificadas nos campos médios. Este capítulo procura descrever como a velo-
cidade e a vorticidade transversal estão distribuídas em perfis na presença destas estruturas
captadas em campos instantâneos de escoamento.
Para um campo instantâneo (Fig. 5.48) a Re
D
= 4300, foram selecionados cinco perfis
verticais de velocidade e vorticidade instantâneas, a diferentes distâncias x/D do cilindro
(Fig. 5.52): −1,1935; −0,9591; −0,8614; −0,8028 e −0,7442. Os perfis com a distân-
cia x/D = −0,8614 do cilindro coincidem com a posição do núcleo do vórtice ferradura,
mostrada na Figura 5.48 com o símbolo ”∗”.
Verifica-se a partir da distribuição da velocidade adimensional u/U
∞
, que para as cinco
verticais existem valores positivos e negativos de velocidade.
A região com velocidade u/U
∞
negativa é conhecida como região de contrafluxo, ou de
recirculação ou de escoamento reverso. Esta região existe como conseqüência do grandiente
de pressão adverso criado pelo cilindro na direção do escoamento. A montante desta região,
ocorre a separação da camada limite (ponto x
s
), a uma distância x/D menor que −1,50,
138
segundo a Figura 5.48.
A região de contrafluxo apresenta-se adjacente à placa plana para todos os perfis de
velocidade u/U
∞
(Figs. 5.52.a, .c, .d e .e) com exceção do perfil x/D = −0,9591 (Fig.
5.52.b). Observa-se que a velocidade u/U
∞
correspondente a região de contrafluxo e que
a velocidade aumenta à medida que se aproxima da região do núcleo do vórtice (x/D =
−0,8614) e reduz em direção ao cilindro. Isto pode ser explicado devido a que a velocidade
u/U
∞
, próxima à placa plana, aumenta até o valor da velocidade correspondente ao vórtice e
depois reduz à medida que se aproxima do cilindro, pois o escoamento reverso ainda possui
baixa velocidade nesta região, comparativamente à que ele alcança sob o núcleo do vórtice.
Especialmente no perfil x/D = −0,9591 (Fig. 5.52.b), a região de contrafluxo observada
entre y/D = 0, 035 e 0,125 corresponde à região de concentração de vorticidade positiva
(Fig. 5.48), originada a partir da interação do vórtice dominante com a superfície da placa
plana. Na região mais próxima à placa (y/D < 0, 035) a velocidade u/U
∞
é positiva.
Para os três perfis de u/U
∞
mais próximos do cilindro (Fig. 5.52.c, .d e .e), a velocidade
u/U
∞
tende a um valor constante para y/D > 0,2.
Na distribuição da velocidade adimensional vertical v/U
∞
(Fig. 5.52) os valores po-
sitivos e negativos representam, respectivamente, o sentido ascendente e descendente do
vetor velocidade instantâneo. Observa-se que a velocidade v/U
∞
aumenta, em módulo, con-
forme o perfil esteja mais próximo da posição do centro do vórtice. O perfil vertical em
x/D = −0,8028 (Fig. 5.52.d) apresenta uma região com pico de velocidade negativa em
y/D = 0,1. Para x/D = −0, 7442 (Fig. 5.52.e), a velocidade v/U
∞
apresenta um maior gra-
diente próximo à placa e tende a um valor constante à medida que y/D aumenta. Isto ocorre
porque este perfil localiza-se no escoamento descendente entre o vórtice e a face do cilindro.
Nos cinco perfis de vorticidade (
ω
z
D/U
∞
), existem duas regiões distintas: uma próxima
à placa, com vorticidade positiva, e outra mais distante dela, com vorticidade negativa. O
menor valor de vorticidade encontra-se no perfil correspondente à localização do núcleo do
vórtice (Fig. 5.52.c) e na sua posição y/D = 0, 07 (4∆y/D). As velocidades u/U
∞
e v/U
∞
para y/D = 0,07 (Fig. 5.52.c) deveriam ser iguais a zero. Isto não ocorre devido ao método
empregado para localizar o ponto de mínima vorticidade transversal (símbolo ”∗” na Fig.
5.48), pois a sua determinação foi restrita aos pontos da malha do domínio de estudo.
Os perfis de velocidade e vorticidade instantâneos apresentam distribuições distintas,
conforme a sua distância ao cilindro, devido à presença do vórtice ferradura no escoamento.
Algumas foram as grandezas calculadas e analisadas no presente trabalho, a partir dos
139
−1 −0.75 −0.5 −0.25 0 0.25 0.5 0.75 1
0
0.05
0.1
0.15
0.2
0.25
0.3
u/U
∞
y/D
−1 −0.75 −0.5 −0.25 0 0.25 0.5 0.75 1
0
0.05
0.1
0.15
0.2
0.25
0.3
v/U
∞
y/D
−50 −40 −30 −20 −10 0 10 20
0
0.05
0.1
0.15
0.2
0.25
0.3
ω
z
D/U
∞
y/D
(a) x/D = −1,1935
−1 −0.75 −0.5 −0.25 0 0.25 0.5 0.75 1
0
0.05
0.1
0.15
0.2
0.25
0.3
u/U
∞
y/D
−1 −0.75 −0.5 −0.25 0 0.25 0.5 0.75 1
0
0.05
0.1
0.15
0.2
0.25
0.3
v/U
∞
y/D
−50 −40 −30 −20 −10 0 10 20
0
0.05
0.1
0.15
0.2
0.25
0.3
ω
z
D/U
∞
y/D
(b) x/D = −0,9591
−1 −0.75 −0.5 −0.25 0 0.25 0.5 0.75 1
0
0.05
0.1
0.15
0.2
0.25
0.3
u/U
∞
y/D
−1 −0.75 −0.5 −0.25 0 0.25 0.5 0.75 1
0
0.05
0.1
0.15
0.2
0.25
0.3
v/U
∞
y/D
−50 −40 −30 −20 −10 0 10 20
0
0.05
0.1
0.15
0.2
0.25
0.3
ω
z
D/U
∞
y/D
(c) x/D = −0,8614
−1 −0.75 −0.5 −0.25 0 0.25 0.5 0.75 1
0
0.05
0.1
0.15
0.2
0.25
0.3
u/U
∞
y/D
−1 −0.75 −0.5 −0.25 0 0.25 0.5 0.75 1
0
0.05
0.1
0.15
0.2
0.25
0.3
v/U
∞
y/D
−50 −40 −30 −20 −10 0 10 20
0
0.05
0.1
0.15
0.2
0.25
0.3
ω
z
D/U
∞
y/D
(d) x/D = −0,8028
−1 −0.75 −0.5 −0.25 0 0.25 0.5 0.75 1
0
0.05
0.1
0.15
0.2
0.25
0.3
u/U
∞
y/D
−1 −0.75 −0.5 −0.25 0 0.25 0.5 0.75 1
0
0.05
0.1
0.15
0.2
0.25
0.3
v/U
∞
y/D
−50 −40 −30 −20 −10 0 10 20
0
0.05
0.1
0.15
0.2
0.25
0.3
ω
z
D/U
∞
y/D
(e) x/D = −0,7442
Figura 5.52: Perfis instantâneos de velocidade e vorticidade a diferentes distâncias do cilin-
dro, da Figura 5.48, com Re
D
= 4300.
140
dados experimentais adquiridos no túnel de vento. Destas grandezas médias, algumas apre-
sentaram valores extremos, as quais foram listadas na Tabela 5.5. Na penúltima linha da
Tabela, encontram-se os intervalos nos quais estão concentradas as maiores freqüências rela-
tivas dos pontos
ω
zmin
D/U
∞
(Fig. 5.15). Já na última linha, estão identificados os intervalos
x/D comuns entre todas as grandezas anteriormente listadas. Para Re
D
de 4300 a 10200, es-
tes valores comuns (última linha) indicam a provável localização média do vórtice ferradura,
ao contrário de Re
D
= 15600, porque para este caso não foi identificado o vórtice ferradura
no escoamento instantâneo. Conforme o número de Reynolds aumentou, o vórtice ferradura
foi identificado em uma quantidade cada vez menor de campos instantâneos de vorticidade
e velocidade. Não foi aplicada nenhuma técnica para verificar a existência de correlação
espaço-temporal entre os campos instantâneos. A análise visual destes campos indica que
em alguns casos essa correlação existe e em outros não. Sendo assim, foi possível detectar
que o vórtice apresenta variabilidade espacial, quanto a sua posição. Foram indentificados
alguns dos estágios do regime do vórtice ferradura descrito na literatura como "breakway".
Possivelmente uma maior freqüência de aquisição das imagens do escoamento, e/ou a utili-
zação de outra técnica em conjunto com o PIV, poderiam facilitar a identificação de outros
estágios na evolução temporal do vórtice ferradura.
141
Tabela 5.5: Regiões em x/D onde as grandezas no escoamento apresentaram concentrações.
Re
D
4300 5500 7100 10200 15600
(Re
δ
∗) (450) (510) (580) (700) (860)
Grandeza
ω
z
D/U
∞
[−0,94;−0,62] [−0, 80;−0, 60] [−0, 84;−0,64]
k
′
/U
2
∞
[−0,90;−0,70] [−0, 90;−0, 70] [−0, 90;−0,65] [−0,90;−0,65]
I
v
[−0,90;−0,70] [−0, 90;−0, 70] [−0, 80;−0,60] [−0,70;−0,55] [−0,80;−0,60]
rms(
ω
′
z
D/U
∞
) [−0,90;−0, 70] [−0,90;−0,70] [−0,90;−0,65] [−0,75;−0, 60]
Máxima
u
′
u
′
/U
2
∞
[−0,95;−0,75] [−0,95;−0,70] [−1, 00;−0,65]
Máxima
v
′
v
′
/U
2
∞
[−0,90;−0,70] [−0, 90;−0, 60] [−0, 80;−0,60] [−0,70;−0,55] [−0,80;−0,60]
Máxima
u
′
v
′
/U
2
∞
[−0,80;−0,60] [−0, 80;−0, 60] [−0, 80;−0,60] [−0,70;−0,55] [−0,70;−0,55]
T
medio
e C
fmedio
x/D > −1,45 x/D > −0,90
f
rel
dos pontos
ω
zmin
D/U
∞
[−0,90;−0,65] [−0, 90;−0, 65] [−0, 90;−0,60] [−1,00;−0,65]
Valores Comuns [−0, 80;−0, 70] [−0,80;−0,70] [−0,80;−0,70] [−0, 70;−0, 60] [−0, 70;−0,60]
142
6 Conclusões e Recomendações para
Trabalhos Futuros
6.1 Conclusões
O vórtice ferradura é considerado o elemento chave no processo erosivo ao redor de es-
truturas sobre fundo móvel. Neste trabalho ele foi investigado experimentalmente em túnel
de vento, sobre fundo fixo, focalizando a pesquisa no estudo do seu comportamento hidrodi-
nâmico. Os números de Reynolds (Re
D
) investigados variam de 4300 a 15600.
A utilização da técnica de velocimetria por luz pulsada (PIV), no escoamento a montante
de um cilindro circular vertical montado sobre o fundo do túnel de vento, permitiu a extração
de grandezas instantâneas do escoamento, e conseqüentemente, de grandezas médias.
Alguns cuidados, durante a aquisição das imagens, são impreenscindíveis para a utiliza-
ção da técnica. Os equipamentos devem estar adequadamente conectados, os planos de luz
dos lasers localizados na mesma posição, as partículas traçadoras de tamanho recomendado
(2 a 3 pixels), o ajuste entre a freqüência da câmera CCD e do laser, são alguns dos cuidados
que evitam problemas durante a aquisição e o pré-processamento dos dados.
Os padrões médios de velocidade e vorticidade transversal não representaram o escoa-
mento instantâneo, o que foi associado ao comportamento não permanente do vórtice ferra-
dura, quanto a sua forma e posição. Para Re
D
= 4300 e 5500, o vórtice ferradura apresentou
variação espacial com comportamento temporal semelhante ao regime classificado, na li-
teratura, por separação ("Breakway"). Neste regime há a formação do vórtice na camada
limite de aproximação, com posterior concentração de vorticidade e conseqüente despren-
dimento da camada limite que o gerou. Neste estágio ele se move em direção ao cilindro
e emparelha-se com o vórtice de canto (vórtice próximo à junção do cilindro com a placa
plana), formando assim um novo vórtice.
Conforme o número de Reynolds diminui, observou-se que o vórtice ferradura estava
143
presente cada vez mais nos campos instantâneos de vorticidade e velocidade. Para o maior
número de Reynolds estudado (Re
D
= 15600), ele não foi identificado no plano de sime-
tria do cilindro. Eckerle e Awad (1991) investigaram quando o (sistema) vórtice ferra-
dura não está presente no plano de simetria do cilindro, e determinaram que para valores
de (Re
D
)
1/3
(D/
δ
∗
) > 10
3
e H (fator de forma) entre 1, 34 e 1, 42, ele não foi encontrado.
Para Re
D
= 15600, o valor de (Re
D
)
1/3
(D/
δ
∗
) é inferior a 10
3
, e mesmo assim, ele não
foi identificado no plano de simetria. Para este caso, o (sistema) vórtice ferradura poderia
ser classificado em regime de transição ou turbulento, devido ao regime da camada limite
que o gerou. Apesar de que ele não foi identificado no plano de simetria, poderia ainda
possuir dimensão menor do que a resolução da malha de dados de 50 pontos por diâmetro
empregada.
Não foi aplicadanenhuma técnicapara verificar a existênciade correlação espaço-temporal
entre os 400 campos instantâneos. Através da análise visual foi observadaa variação espacial
(posição e tamanho) do vórtice ferradura, conjuntamente, em alguns casos, com a sua inter-
mitência em planos instantâneos específicos. Há indícios que em alguns casos a correlação
entre planos instantâneos consecutivos existe e em outros não. Estes resultados indicaram a
necessidade de uma maior freqüência de amostragem das imagens das partículas traçadoras
iluminadas ou a visualização do escoamento, simultaneamente à aquisição das imagens das
partículas.
A investigação a respeito da localização do núcleo do vórtice ferradura foi realizada
através da posição do ponto de mínima vorticidade transversal instantânea (
ω
zmin
D/U
∞
).
Partiu-se do princípio que o ponto de mínima vorticidade coincidia com o núcleo do vórtice.
Para Re
D
= 4300 e 5500, na maioria dos campos instantâneos de vorticidade observou-se
que ambos pontos realmente coincidiram, porque o vórtice apresentou a maior concentração
de vorticidade no escoamento. Quando o número de Reynolds aumentou a Re
D
= 7100
e Re
D
= 10200, a quantidade de pontos
ω
zmin
D/U
∞
instantâneos que coincidiram com o
núcleo do vórtice, se reduziram até que, para Re
D
= 15600, estes pontos localizavam-se na
camada limite do escoamento de aproximação. De um modo geral, para Re
D
de 4300 a
10200, os pontos de
ω
zmin
D/U
∞
localizaram-se no intervalo de x/D = −0,65 a −0,8, com a
tendência de se aproximar da placa plana (redução da distância y/D) à medida que o número
de Reynolds aumenta de 4300 a 10200.
A distância x/D do ponto de mínima vorticidade instantânea (
ω
zmin
D/U
∞
) de maior
freqüência observada na amostra (f
rel.max
), apresentou a tendência de se aproximar do cilin-
dro à medida que o número de Reynolds aumenta, o que pode ser explicado devido à redução
144
das dimensões do vórtice com o aumento da velocidade do escoamento. Esta tendência veri-
ficada experimentalmente neste trabalho, é oposta à da correlação experimental apresentada
na literatura por Ballio et al. (1998). Especificamente, para Re
D
= 4300 e 5500, a distância
x/D do ponto de mínima vorticidade instantânea de maior freqüência, coincidiu com a região
do contorno de máxima energia cinética média (
k
′
/U
2
∞
).
Outro resultado interessante obtido é que para todos os Reynolds estudados, os maiores
valores das tensões de Reynolds, v
′
v
′
/U
2
∞
e u
′
v
′
/U
2
∞
, localizaram-se no intervalo x/D = −0,8
a −0,6, o qual coincidiu com o dos pontos de mínima vorticidade (
ω
zmin
D/U
∞
). Os maiores
valoresde tensões de Reynolds (
u
′
u
′
/U
2
∞
, v
′
v
′
/U
2
∞
e u
′
v
′
/U
2
∞
), energia cinética média (k
′
/U
2
∞
),
bem como das intensidades de turbulências (I
u
e I
v
) foram observados para Re
D
= 7100, com
maior distribuição espacial de isolinhas comparativamente aos demais Reynolds estudados.
Para complementar o estudo das grandezas do escoamento modificado a montante do
cilindro, também foram calculadas as tensões de cisalhamento médias e instantâneas sobre
a placa plana resultantes da velocidade da camada limite modificada. A tensão de cisalha-
mento sobre a placa plana foi definida através de duas grandezas: a tensão de cisalhamento
adimensional (T) e o coeficiente de atrito superficial (C
f
), as quais são equivalentes, para o
mesmo Re
δ
∗
, se diferenciando em relação a uma constante.
O perfil médio de tensão de cisalhamento T
medio
, para Re
D
= 7100, é o que mais se as-
semelhou ao apresentado na literatura, com valor mínimo em x/D = −0,7, cuja distância
correspondeu à localização do ponto de mínima vorticidade (
ω
zmin
D/U
∞
) de maior freqüên-
cia (f
rel.max
) para o mesmo Reynolds.
Observou-se que a mínima tensão de cisalhamento instantânea (C
fmin
) não se situou sob
o núcleo do vórtice ferradura para os dois campos analisados, com Re
D
= 4300 e 7100. Os
resultados mostraram que a assimetria do vórtice deslocou o ponto de C
fmin
em relação ao
núcleo.
6.2 Recomendações para Trabalhos Futuros
Na investigação experimental do (sistema) vórtice ferradura, utilizando velocimetria por
luz pulsada (PIV), recomenda-se para trabalhos futuros:
• Utilizar uma resolução de malha do domínio de estudo mais refinada, ou seja, com
mais do que 50 pontos por diâmetro. Deste modo, procura-se captar estruturas coeren-
tes de menor dimensão.
145
• Utilizar dois sistemas de medidas quantitativas, de modo que, através de uma se ob-
tenham as medições do campo completo (PIV) e a segunda um sistema de medidas
(por exemplo: LDV - Velocimetria por Laser Doppler ou anemometria a fio quente)
para a obtenção de séries temporais. Desta maneira, pode-se correlacionar a primeira
medição com a segunda, auxiliando o cálculo das grandezas médias do escoamento
em diferentes tempos.
• Executar planos de medições radiais em relação ao eixo do cilindro, para observar o
desenvolvimento do vórtice ferradura ao redor do cilindro.
• Executar planos de medições horizontais a diferentes alturas, principalmente próximos
à placa plana, para mapeamento das tensões de cisalhamento na base do obstáculo.
• Verificação do erro na técnica de velocimetria de luz pulsada através da comparação
entre o perfil de Blasius (camada limite laminar desenvolvida sobre uma placa plana)
e o perfil experimental, adquirido sem a presença do cilindro no escoamento, quando
a camada limite for laminar.
• Para o mesmo número de Reynolds, realizar diversos experimentos com o mesmo obs-
táculo a diferentes distâncias do início do túnel (distância X), a fim de se ter diferentes
camadas limites (laminar, transição e turbulenta).
• Estudar a interação entre o vórtice ferradura e a esteira atrás do cilindro.
146
Bibliografia
AZEVEDO, L.; ALMEIDA, J. Velocimetria por imagem de partículas. In: DESCHAMPS,
C.; JúNIOR, J. B. (Ed.). III Escola de Transição and Turbulência. 1
a
. Florianópolis-SC:
UFSC, 2002. p. 191–215.
BAKER, C. The laminar horseshoe vortex. Journal of Fluid Mechanics, v. 95, p. 347–367,
1979.
BAKER, C. The turbulent horseshoe vortex. Journal of Wind Engineering and Industrial
Aerodynamics, v. 6, n. 1-2, p. 6–23, 1980.
BAKER, C. The position of points of maximum and minimum shear stress upstream
of cylinders mounted normal to flat plates. Journal of Wind Engineering and Industrial
Aerodynamics, v. 18, p. 263–274, 1985.
BAKER, C. The oscillation of horseshoe vortex systems. Journal of Fluids Engineering,
v. 113, p. 489–495, 1991.
BALLIO, F. Caratterizzazione cinematica e dinamica del campo di moto all’intersezione
ostacolo-parete. Tese (Doutorado) — Politecnico di Milano, 1995.
BALLIO, F.; BETTONI, C.; FRANZETTI, S. A survey of time-averaged characteristics
of laminar and turbulent horseshoe vortices. Journal of Fluids Engineering, v. 120, p.
233–242, 1998.
BELIK, L. The secondary flow about circular cylinders mounted normal to a flat plate. The
Aeronautical Quarterly, v. 24, n. 1, p. 47–54, 1973.
BENDAT, J.; PIERSOL, A. Random Data Analysis and Measurement Procedures. 3
a
. New
York, United States: John Wiley, 2000. 594 p.
DARGAHI, B. The turbulent flow field around a circular cylinder. Experiments in Fluids,
v. 8, p. 1–12, 1989.
DARGAHI, B. Controlling mechanism of local scouring. Journal of Hydraulic Engineering,
v. 116, n. 10, 1990.
DEVENPORT, W.; SIMPSON, R. Time dependent and time averaged turbulence structure
near the nose of a wing body junction. Journal of Fluid Mechanics, v. 210, p. 23–55, 1990.
DOLIGALSKI, T.; SMITH, C.; WALKER, J. Vortex interactions with walls. Annual Review
Fluid Mechanics, v. 26, p. 573–616, 1994.
ECKERLE, W.; AWAD, J. Effect of freestream velocity on the three-dimensional separated
flow region in front of a cylinder. Journal of Fluids Engineering, v. 113, p. 37–44, 1991.
147
ECKERLE, W.; LANGSTON, L. Horseshoe vortex formation around a cylinder. ASME
Journal of Turbomachinery, v. 109, n. 2, p. 278–285, 1987.
FERREIRA, P. Análise Experimental do Sistema "Vórtice Ferradura"no Escoamento
ao Redor de um Cilindro Circular. Dissertação (Mestrado) — Instituto de Pesquisas
Hidráulicas - IPH/UFRGS, 2003.
FOX, R.; MCDONALD, A. Introdução à Mecânica dos Fluidos. 4
a
. Rio de Janeiro:
Guanabara, 1998. 662 p.
GRAF, W.; YULISTIYANTO, B. Experiments on flow around a cylinder; the velocity and
vorticity field. Journal de Recherches Hydrauliques, v. 36, n. 4, p. 637–653, 1998.
HUNT, J. et al. Kinematical studies of the flows around free and surface-mounted obstacles;
applying topology to flow visualization. Journal of Fluid Mechanics, v. 86, p. 179–200,
1978.
KUBO, K.; TAKEZAWA, M. Experimental study on horseshoe vortex in the upstream front
of cylindrical structure. In: KOLKMAN (Ed.). Modelling Soil-Water-Structure Interactions.
Rotterdam: Balkema, 1988. p. 117–126.
LAI, K.; MAKOMASKI, A. Three-dimensional flow pattern upstream of a surface-mounted
rectangular obstruction. ASME Journal of Fluids Engineering, v. 111, p. 449–455, 1989.
LAROUSSE, A.; MARTINUZZI, R.; TROPEA, C. Flow around surface-mounted,
three-dimensional obstacles. Proc. 8th Symposium on Turbulent Shear Flow, 1991.
LESIEUR, M. Turbulence in Fluids - 3rd rev. Dordrecht, The Netherlands: Kluwer
academic Publishers, 1997. 515 p p.
LIN, C.; LAI, W.; CHANG, K. Simultaneous particle image velocimetry and laser doppler
velocimetry measurements of periodical oscillatory horseshoe vortex system near square
cylinder-base plate juncture. Journal of Engineering Mechanics, v. 129, n. 10, p. 1173–1188,
2003.
LUGT, H. J. Vortex Flow in Nature and Technology. Maryland, United States: Krieger,
1996. 627 p.
MEVILLE, B. Local scour at bridge sites. University of Auckland, n. 117, 1975.
MONTI, R. Indagine sperimentale delle caratteristiche fluidodinamiche del campo di moto
intorno ad una pila circolare. Tese (Doutorado) — Politecnico di Milano, 1994.
MORI, N.; CHANG, K.-A. Introduction to MPIV. 2003. 14 p. Http://sauron.civil.eng.osaka-
cu.ac.jp/ mori/.
MUNSON, B.; YOUNG, D.; OKIISHI, T. Fundamentos da Mecânica dos Fluidos - Vol. 2.
2
a
. São Paulo: Edgard Blücher, 1997. 804 p.
PEAKE, D.; GALWAY, R. The three-dimensional separation of a plane incompressible
laminar boundary layer produced by a circular cylinder mounted to a flat plate. Recent
Developments in Boundary Layer Research - AGARDOGRAPH 97, v. 11, p. 1049–1080,
1992.
148
PIERCE, F.; KIM, C.; HARSH, M. The mean flow structure of a turbulent junction vortex.
Virginia Polytechnic Institute and State University, n. VPI-E-87-6, 1987.
PIERCE, F.; SHIN, J. The development of a turbulent junction vortex system (data bank
contribution). Journal of Fluids Engineering, v. 114, p. 559–565, 1992.
RAFFEL, M.; WILLERT, C.; KOMPENHANS, J. Particle Image Velocimetry A Practical
Guide. 3
a
. Berlin, Germany: Springer, 1998. 253 p.
SCHLICHTING, H. Boundary-Layer Theory. 7
a
. New York, United States: McGraw-Hill,
1979. 817 p.
SEAL, C. et al. Instantaneous velocity and vorticity characteristics in the juncture region of
a rectangular block-flat plate. Journal of Fluid Mechanics, Submitted, 1993.
SEAL, C. et al. Quantitative characteristics of a laminar, unsteady necklace vortex system
at a rectangular block-flat plate juncture. Journal of Fluid Mechanics, v. 286, p. 117–135,
1995.
SEAL, C.; SMITH, C.; ROCKWELL, D. Dynamics of the vorticity distribution in endwall
junctions. AIAA Journal, v. 35, n. 6, p. 1041–1047, 1997.
SIMONS, D.; SENTüRK, F. Sediment Transport Technology. Colorado, United States: Fort
Collins: Water Resources, 1977. 807 p.
SIMPSON, R. Junction flows. Annual Review Fluid Mechanics, v. 33, p. 415–443, 2001.
SUMER, B.; FREDSOE, J. The Mechanics of Scour in the Marine Environment. Singapore:
World Scientific, 2002. 536 p.
WHITE, F. Mecânica dos Fluidos. 4
a
. Rio de Janeiro, Brasil: McGraw-Hill, 2002. 570 p.
WHITEHOUSE, R. Scour at marine strutures. London, United Kingdom: Thomas Telford,
1998. 198 p p.
ZDRAVKOVICH, M. M. Flow Around Circular Cylinders Vol. 1: Fundamentals. New
York, United States: Oxford University, 1997. 672 p.
ZDRAVKOVICH, M. M. Flow Around Circular Cylinders Vol. 2: Applications. New York,
United States: Oxford University, 2003. 589 p.
Livros Grátis
( http://www.livrosgratis.com.br )
Milhares de Livros para Download:
Baixar livros de Administração
Baixar livros de Agronomia
Baixar livros de Arquitetura
Baixar livros de Artes
Baixar livros de Astronomia
Baixar livros de Biologia Geral
Baixar livros de Ciência da Computação
Baixar livros de Ciência da Informação
Baixar livros de Ciência Política
Baixar livros de Ciências da Saúde
Baixar livros de Comunicação
Baixar livros do Conselho Nacional de Educação - CNE
Baixar livros de Defesa civil
Baixar livros de Direito
Baixar livros de Direitos humanos
Baixar livros de Economia
Baixar livros de Economia Doméstica
Baixar livros de Educação
Baixar livros de Educação - Trânsito
Baixar livros de Educação Física
Baixar livros de Engenharia Aeroespacial
Baixar livros de Farmácia
Baixar livros de Filosofia
Baixar livros de Física
Baixar livros de Geociências
Baixar livros de Geografia
Baixar livros de História
Baixar livros de Línguas
Baixar livros de Literatura
Baixar livros de Literatura de Cordel
Baixar livros de Literatura Infantil
Baixar livros de Matemática
Baixar livros de Medicina
Baixar livros de Medicina Veterinária
Baixar livros de Meio Ambiente
Baixar livros de Meteorologia
Baixar Monografias e TCC
Baixar livros Multidisciplinar
Baixar livros de Música
Baixar livros de Psicologia
Baixar livros de Química
Baixar livros de Saúde Coletiva
Baixar livros de Serviço Social
Baixar livros de Sociologia
Baixar livros de Teologia
Baixar livros de Trabalho
Baixar livros de Turismo
