Enunciado

Considere o escoamento laminar completamente desenvolvido no espaço anular formado pelos dois cilindros concêntricos mostrados no diagrama do Problema 8.53, porém com gradiente de pressão, ∂p/∂x, e o cilindro interno estacionário. Seja r 0   =   R e r i   =   k R . Mostre que o perfil de velocidade é dado por:

Passo 1

Navier Stokes para coordenadas cilindricas:

ρ ∂ v z ∂ t + v r ∂ u ∂ r + v θ r ∂ v z ∂ θ + v z ∂ v z ∂ z = - ∂ p ∂ z + μ 1 r ∂ ∂ r r ∂ v z ∂ r + 1 r 2 ∂ 2 v z ∂ θ 2 + ∂ 2 v z ∂ z 2 + ρ g z  

Nesse caso v z = u ! Vamos ver o que podemos cortar!!!

  • Considerando um escoamento permante, podemos tirar a derivada em relação ao tempo;
  • v r = 0 ;
  • v θ = 0 ;
  • Se o escoamento é permantente, ∂ v z ∂ z = 0
  • v z     que varia apenas em r , do lado direito podemos cortar tudo que tem derivada de v z variando com θ e z ;
  • O tubo esta deitado, então podemos cortar ρ g z !

- ∂ p ∂ z + μ 1 r ∂ ∂ r r ∂ v z ∂ r = 0

Passo 2

Agora é a vez de integrar!!! Temos:

- ∂ p ∂ z + μ 1 r ∂ ∂ r r ∂ v z ∂ r = 0

Separando:

1 μ d p = 1 r ∂ ∂ r r ∂ v z ∂ r d z

Aqui a gente imagina dois pontos no qual não temos os valores, mas tudo bem, ainda é verdade que no ponto z 1 , a pressão é p 1 e no ponto z 2 a pressão é p 2 , certo?

1 μ ∫ p 1 p 2 d p = ∫ z 1   z 2 1 r ∂ ∂ r r ∂ v z ∂ r d z

Integrando, ficamos com:

1 μ p 2 - p 1 = 1 r ∂ ∂ r r ∂ v z ∂ r ( z 2 - z 1 )

Que pode ser reescrito como:

1 μ Δ p Δ z     = 1 r ∂ ∂ r r ∂ v z ∂ r

Passo 3

Agora vamos para a segunda integração! Temos que separar de novo:

1 μ Δ p Δ z   r   d r   = d r ∂ v z ∂ r

Jogando as constantes para fora e integrando:

1 μ Δ p Δ z ∫   r   d r   = ∫ d r ∂ v z ∂ r

Ficamos com:

1 μ Δ p Δ z r 2 2   = r ∂ v z ∂ r + C 1

Se tivessemos o escoamento dentro de um tubo, saberiamos que quando r = 0 a derivada de v r seria zero, por ser um ponto onde a velocidade é máxima! Mas não é o que temos aqui!

Aqui o escoamento é no espaço anular entre dois tubos, então não temos nenhum valor ∂ v z ∂ r   para substituir e achar C 1 , portanto vamos manter C 1 e seguir em frente!

Passo 4

Vamos separar de novo:

1 2 1 μ Δ p Δ z   r - C 1 r   d r = d v z

Jogando as constantes pra fora e aplicando a integral:

1 2 1 μ Δ p Δ z ∫   r   d r   - C 1 ∫ 1 r   d r = ∫ d v z

Integrando:

1 2 1 μ Δ p Δ z   r 2 2 - C 1 ln ⁡ r = v z + C 2

Vamos tirar esse sinal da frente de C 1 invertendo o logaritimo, só pra ficar mais arrumadinho!!

DICA!!!!! Esse tipo de questão estamos trabalhando com muitas manipulações na expressão, então SEMPRE que for possível isolar elementos repetidos, ou simplificar a expressão faça isso! Vai facilitar a nossa vida mais pra frente e nos poupa de erros de sinais e coisas do tipo! Combinado?!

1 2 1 μ Δ p Δ z   r 2 2 + C 1 ln ⁡ 1 r = v z + C 2

Isolando v z :

v z = 1 4 1 μ Δ p Δ z   r 2 + C 1 ln ⁡ 1 r - C 2

Passo 5

O enunciado diz que r 0   =   R e r i   =   k R . A velocidade nesses pontos não é dada, mas como se trata das paredes dos tubos interno e externo, pela condição de não deslizamento, sabemos que v z nesses pontos é igual a zero!

A primeira condição de contorno:

r = R → v z = 0

Vamos substituir na a expressão antes de isolarmos v z , porque depois podemos igualar C 2 :

1 4 1 μ Δ p Δ z   R 2 + C 1 ln ⁡ 1 R = C 2

A segunda condição de contorno:

r = k R → v z = 0

Aplicando:

1 4 1 μ Δ p Δ z   k 2 R 2 + C 1 ln ⁡ 1 k R = C 2

Igualando as duas expressões:

1 4 1 μ Δ p Δ z   R 2 + C 1 ln ⁡ 1 R = 1 4 1 μ Δ p Δ z   k 2 R 2 + C 1 ln ⁡ 1 k R

Jogando tudo com C 1 para a direita:

C 1 ln ⁡ 1 R - C 1 ln ⁡ 1 k R = 1 4 1 μ Δ p Δ z   k 2 R 2 - 1 4 1 μ Δ p Δ z   R 2

Aplicando a propriedade de subtração e divisão do logarítimo:

C 1 ln ⁡ k = 1 4 1 μ Δ p Δ z   R 2 k 2 - 1

Finalmente isolando C 1 :

C 1 = 1 4 1 μ Δ p Δ z R 2 k 2 - 1 ln ⁡ k

Agora vamos achar C 2 , pegando qualquer uma das condições de contorno:

1 4 1 μ Δ p Δ z   R 2 + C 1 ln ⁡ 1 R = C 2

Substituimos C 1 :

1 4 1 μ Δ p Δ z   R 2 + 1 4 1 μ Δ p Δ z   R 2 k 2 - 1 ln ⁡ k   ln ⁡ 1 R = C 2

C 2 já esta isolado, só precisamos dar aquela ajeitadinha:

C 2 = 1 4 1 μ Δ p Δ z   R 2 1 + k 2 - 1 ln ⁡ k ln ⁡ 1 R

Passo 6

Substituindo C 1 e C 2 , agora a gente vai usar a expressão com o v z já isolado:

v z = 1 4 1 μ Δ p Δ z   r 2 + 1 4 1 μ Δ p Δ z R 2 k 2 - 1 ln ⁡ k ln ⁡ 1 r - 1 4 1 μ Δ p Δ z   R 2 1 + k 2 - 1 ln ⁡ k ln ⁡ 1 R

Viiiu como ficou grandão!! Agora imagina a confusão se não estivessemos sempre orgnizando as expressões:

v z = 1 4 1 μ Δ p Δ z   R 2 ( r 2 R 2 + k 2 - 1 ln ⁡ k ln ⁡ 1 r + - 1 + k 2 - 1 ln ⁡ k ln ⁡ R

Colocando termos em evidência:

v z = 1 4 1 μ Δ p Δ z   R 2 - 1 + r 2 R 2 + k 2 - 1 ln ⁡ k ln ⁡ R r

Passo 7

Teroricamente acabamos, mas a expressão ainda não esta igual a do enunciado, então a gente vai dar uma brincadinha com os sinais de menos até chegarmos lá, uma das estratégias que vamos usar é:

y = a ( b - c )

y = - a ( - b + c )

E a outra é que:

- ln ⁡ a = ln ⁡ 1 a

Ficamos com:

v z = - 1 4 1 μ Δ p Δ z   R 2 1 - r 2 R 2 + 1 - k 2 ln ⁡ 1 k ln ⁡ r R

A única coisa diferente é Δ p Δ z , mas:

Δ p Δ z = ∂ p ∂ z

Se a gente considerarmos que os pontos 1 e 2 estão beeeeeem pertinhos, que a distância é infinitesimal!

Logo:

v z = - 1 4 1 μ ∂ p ∂ z R 2 1 - r 2 R 2 + 1 - k 2 ln ⁡ 1 k ln ⁡ r R

Uhuuuuuul!!

Passo 8

Agora vamos oberr a expressão para a localização da velocidade máxima como uma função de k. Fazendo α = r R !

Para isso vamos pegar uma expressão onde aparece a derivada da velocidade em relação a r :

1 μ Δ p Δ z r 2 2   = r ∂ v z ∂ r + C 1

Conhecemos C 1 :

C 1 = 1 4 1 μ Δ p Δ z R 2 k 2 - 1 ln ⁡ k

Isolando a derivada:

∂ v z ∂ r = 1 2 1 μ Δ p Δ z r - C 1 r

Substituindo C 1 :

∂ v z ∂ r = 1 2 1 μ Δ p Δ z r - 1 4 1 μ Δ p Δ z R 2 k 2 - 1 ln ⁡ k 1 r  

Arrumando:

∂ v z ∂ r = 1 2 1 μ Δ p Δ z r 1 - 1 2 R 2 k 2 - 1 ln ⁡ k 1 r 2 = 0  

Ficamos com:

r 2 R 2 = 1 2 k 2 - 1 ln ⁡ k

Substitundo α :

α = 1 2 k 2 - 1 ln ⁡ k 1 2

Arrumando:

α = 2 2 k 2 - 1 ln ⁡ k   1 2

Uhuuul!! Agoora sim!!!

Resposta

Ei, a resposta está no passo a passo :)

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