Cap´ıtulo 9
Flujo Viscoso en ductos
9.1 Experiencia de Reynolds
Reynolds utiliz´ o un montaje como ´ el de la figura 9.1, donde variando la apertura de la v´ alvula se puede regular el caudal volum´ etrico que pasa por el tubo, y por lo tanto la velocidad del flujo.
Introduciendo un filamento de tinta en la corriente principal del flujo le permite visualizar los distintos reg´ımenes de escurrimiento que se obtienen para distintas velocidades.
Tinta
D
Laminar
Transición
Turbulento
Figura 9.1: Experiencia de Reynolds.
Reynolds caracterizo los distintos tipos de flujo mediante un par´ ametro adimensional, llamado n´ umero de Reynolds, que representa la raz´ on entre las fuerzas de inercia y las viscosas
Re = fuerzas de inercia
fuerzas viscosas = ρV
2/L
µV /L
2= ρV L µ
donde L es una longitud caracter´ıstica del escurrimiento. En ductos ´ esta longitud es el di´ ametro hidr´ aulico D
Hdefinido por
D
H= 4 · (´ area de paso)
per´ımetro mojado = 4 A P .
El per´ımetro mojado es igual a la parte del per´ımetro del ducto que se encuentra en contacto con el fluido.
A P
Ducto
9.2 P´erdida de Carga
99
Para un tubo de secci´ on circular y que se encuentra lleno de fluido el di´ ametro hidr´ aulico es igual al di´ ametro del tubo ⇒D
H= D.
Reynolds determino los siguientes rangos para los distintos tipos de flujo Re ≤ 2300 flujo laminar
2300 < Re ≤ 4000 flujo de transici´ on/cr´ıtico Re > 4000 flujo turbulento
Los valores l´ımites no son exactos y dependen de muchos factores del flujo como de factores externos. Sin embargo, ´ estos valores son aceptados para realizar c´ alculos en ingenier´ıa.
9.2 P´ erdida de Carga
En ´ esta secci´ on se analizar´ an las p´ erdidas en ductos debidas a la fricci´ on, que se llaman p´ erdidas regulares, y las debidas a cambios puntuales en las condiciones del flujo como por ejemplo un cambio de direcci´ on, una reducci´ on o expansi´ on en el ´ area de paso del flujo, elementos externos como filtros, v´ alvulas , etc.. Estas ´ ultimas se denominan p´ erdidas singulares.
9.2.1 P´ erdidas regulares
La p´ erdida de energ´ıa por fricci´ on es la energ´ıa que se utiliza para vencer los esfuerzos de corte existentes en el sistema. De un an´ alisis dimensional resulta que
∆P
R= φ
ρV D µ , L
D , e D
1 2 ρV
2donde L es el largo de la secci´ on de tuber´ıa anal- izada, D el di´ ametro y e la rugosidad media de la pared del tubo. El cuociente e/D se llama rugosidad relativa. Como las p´ erdidas deben ser directamente proporcionales a la longitud recorrida por el fluido, el
e D
Rugosidad de un ducto t´ ermino L/D puede sacarse de la funci´ on φ obteni´ endose
∆P
R= L D f
ρV D µ , e
D
1 2 ρV
2La funci´ on f se denomina coeficiente o factor de fricci´ on
⇒
∆P
R= L D f 1
2 ρV
2La ecuaci´ on anterior es v´ alida tanto para un flujo laminar como turbulento. La diferencia reside en como evaluar el factor de fricci´ on f .
Para un flujo laminar se determina que f = 64
Re
Figura 9.2: Diagrama de Moody.
9.2 P´erdida de Carga
101
Se puede ver que para un flujo laminar el factor de fricci´ on no depende de la rugosidad relativa.
Para flujos turbulentos los valores de f han sido determinados experimentalmente y se encuen- tran representados en forma gr´ afica. El gr´ afico m´ as utilizado es el diagrama de Moody que se muestra en la figura 9.2. Las variables de entrada de ´ este gr´ afico son el n´ umero de Reynolds y la rugosidad relativa e/D o su inverso D/e. En ´ este diagrama es posible distinguir tres zonas que representan los tres tipos de flujo (laminar, transici´ on, turbulento). En la zona de transici´ on no es posible, por lo general, determinar el factor de fricci´ on. La zona turbulenta presenta 2 subregiones
• zona de turbulencia en desarrollo, donde f depende tanto de la rugosidad relativa como de el n´ umero de Reynolds, y
• zona de turbulencia completamente desarrollada, donde f solo depende de la rugosidad relativa.
Como se puede apreciar de la figura, ´ estas dos zonas se encuentran separadas por la l´ınea punteada. La curva inferior, en la zona turbulenta, representa el factor de fricci´ on para tuber´ıas lisas, es decir tuber´ıas para las cuales e = 0.
Adem´ as de las representaciones gr´ aficas existentes para determinar el factor de fricci´ on existen actualmente las siguientes relaciones matem´ aticas para los distintos tipos de flujo:
flujo laminar f = 64
Re , tubo liso
√ 1
f = 0.86 ln
Re
pf
− 0.8 .
Para el flujo turbulento se cuenta con la ecuaci´ on impl´ıcita de Colebrook, dada por
√ 1
f = −2.0 log
e/D
3.7 + 2.51 Re √ f
o
√ 1
f = −0.86 ln
e/D
3.7 + 2.51 Re √ f
y la ecuaci´ on expl´ıcita de Swamee y Jain dada por
f = 0.25
h
log
e/D3.7+
Re5.740.9i2
.
La ecuaci´ on de balance de energ´ıa tomar´ a, para una tuber´ıa o ducto de largo L y di´ ametro D como el de la figura, la siguiente forma
D(1) (2)
L W
Balance de energ´ıa para un ducto
p
1+ 1
2 ρV
12+ ρgz
1± W ˙ Q − f
L D
1
2 ρV
12= p
2+ 1
2 ρV
22+ ρgz
2.
9.2.2 P´ erdidas singulares
Adem´ as de las p´ erdidas regulares o por fricci´ on los elementos adicionales existentes en todo sistema de tuber´ıas, como por ejemplo v´ alvulas, codos, expansiones, etc., introducen p´ erdidas energ´ eticas adicionales. Los fen´ omenos de disipaci´ on energ´ etica, que tienen lugar en ´ estos el- ementos, son tan complejos que s´ olo pueden ser determinados, en forma efectiva, experimen- talmente y se representan mediante un factor de p´ erdida singular k. La p´ erdida de carga se representa, al igual que en el caso de p´ erdidas regulares, como una p´ erdida de la energ´ıa cin´ etica del fluido mediante la siguiente relaci´ on
∆P
S= k 1 2 ρV
2.
Los valores de k para los distintos elementos pueden ser encontrados en forma de gr´ aficos o tablas. En la figuras 9.3(a) y 9.3(b) se muestra a modo de ejemplo los gr´ aficos para determinar k para un codo y una expansi´ on respectivamente.
(a) Codo en ´angulo recto.
q
(b) Expansi´on.
Figura 9.3: Coeficiente de p´ erdida singular de carga k.
Las p´ erdidas singulares se pueden expresar tambi´ en como un equivalente en largo de tuber´ıa
∆P
S= k 1
2 ρV
2= f Leq D
1 2 ρV
2, de donde
Leq = k D f .
Es decir, que longitud de tuber´ıa produce la misma p´ erdida de carga que el elemento considerado.
D y f corresponden a los valores para la tuber´ıa que contiene el elemento de p´ erdida singular.
9.3 Sistema de tuber´ıas
En la mayor´ıa de los sistemas de tuber´ıas existe m´ as de una tuber´ıa, las cuales pueden variar en
di´ ametro, longitud, material, etc.. Estas se encuentran adem´ as distribuidas tanto en serie como
9.3 Sistema de tuber´ıas
103
en paralelo. Si bien los mecanismos que gobiernan el flujo en ´ estos sistemas son los mismos que lo hacen para una tuber´ıa simple, la cantidad de variables e inc´ ognitas a definir hacen que la complejidad para resolver estos circuitos sea mayor.
9.3.1 Tuber´ıas en serie
Para los sistemas de tuber´ıa en serie, como el que se muestra en la figura, se cumple que
Q
1= Q
2= Q
3(1) (2) (3)
A B
Q Q
Tuber´ıas en serie y
∆P
R, ¯AB= ∆P
R,1+ ∆P
R,2+ ∆P
R,3,
donde los ∆P
R,idepender´ an de las condiciones de flujo en cada tramo i. Para ´ este tipo de sistemas existen los siguientes 3 tipos b´ asicos de problemas de los cuales se derivan problemas m´ as complejos.
1. Dado un flujo y el circuito de tuber´ıas se debe determinar la ca´ıda de presi´ on.
2. Dada la ca´ıda de presi´ on entre dos puntos y la geometr´ıa del circuito se debe determinar el caudal.
3. Dados el caudal que debe establecerse entre dos puntos y la ca´ıda de presi´ on admisible se debe determinar el di´ ametro de la tuber´ıa para cumplir con las especificaciones.
Ejemplo
Por el sistema de la figura 9.4 deben circular 0.002 m
3/s de agua a 10
◦C. La tuber´ıa tiene un largo total de 20 m con una rugosidad media de e = 0.26 mm. Los codos son todos iguales y tienen un coeficiente de p´ erdida k = 1.5 cada uno. El coeficiente de p´ erdida de la entrada y la salida de la tuber´ıa es 0.5 y 1.0 respectivamente. Se pide determinar el di´ ametro D del tubo.
Se supone que los estanques son suficientemente grandes como para que el nivel de la superficie
(2)
(1)
2m
k
ck
ek
sD
Figura 9.4: Sistema de tuber´ıas en serie.
se mantenga constante. Un balance de energ´ıa entre ambas superfices de los estanques entrega la siguiente ecuaci´ on
p
1+ 1
2 ρV
12= p
2+ 1
2 ρV
22+ ∆P
R+ ∆P
SDe las condiciones del problema se obtiene que p
1= p
2= patm, V
1= V
2= 0 y z
1− z
2= 2
⇒
ρg(z
1− z
2) = f L D
1
2 ρV
2+
Xk 1 2 ρV
2ρg(z
1− z
2) = 1
2 ρV
2
f L
D +
Xk
.
Reemplazando los valores se obtiene
9.81 · 2 = V
22
f 20
D + 6 · 1.5 + 0.5 + 1.0
.
La velocidad se obtiene del caudal y el ´ area de paso del tubo V = Q
A = 0.002 πD
2/4
V = 2.55 · 10
−3D
2.
Reemplazando y reoordenando se obtiene finalmente
6.03 · 10
6D
5− 10.5 D − 20 f = 0 . (9.1)
El n´ umero de Reynolds, necesario para determinar f , es tambi´ en una funci´ on de D Re = ρV D
µ = V D
ν = 2.55 · 10
−3D D
2· 1.307 · 10
−6Re = 1.95 · 10
3D . (9.2)
La rugosidad relativa queda e
D = 2.6 · 10
−4D , (9.3)
donde e debe ser expresado en metros. Las ecuaciones 9.1, 9.2 y 9.3 m´ as una forma (diagrama de Moody, ecuaci´ on de Coloebrook) para determinar f a partir del n´ umero de Reynolds y la rugosidad relativa, representan el sistema de ecuaciones a resolver.
Los caminos para resolver ´ este sistema de ecuaciones son
• asumir un valor para f , resolver la ecuaci´ on 9.1 obteniendo un valor para D, recalcular un nuevo f a partir del n´ umero de Reynolds y la rugosidad relativa e iterar hasta que el sistema converja.
• asumir un valor para D, calcular f a partir de 9.1 y de la forma gr´ afica o funcional utilizada
para determinar f , comparar los resultados e iterar con D hasta que el sistema converja.
9.3 Sistema de tuber´ıas
105
Utilizando el segundo de los caminos (dado que de ´ esta manera se evita resolver la ecuaci´ on de quinto orden) se asume D = 0.05 m. De 9.1 se obtiene f = 0.068. De 9.2 y 9.3 se obtiene Re = 3.9 · 10
4y e/D = 5.2 · 10
−3con lo cual del diagrama de Moody se obtiene f = 0.033 lo cual es distinto al valor obtenido anteriormente por lo que se debe modificar el valor de D. Iterando se obtiene finalmente
D ≈ 0.045 m = 45 mm .
Ejemplo
Petr´ oleo crudo es bombeado a trav´ es de Alaska por una tuber´ıa de 799 millas de longitud y 4 f t de di´ ametro. El caudal m´ aximo es de Q = 2.4 millones de barriles diarios lo que equivale a 117 f t
3/s. Determine la potencia necesaria para cumplir con los requerimientos. Datos:
e = 0.0015 f t, µ = 8 · 10
−5lbs/f t
2, γ = 53.7 lb/f t
3.
La ecuaci´ on de balance de energ´ıa, expresada en t´ erminos de longitud, para ´ este sistema es p
1γ + V
122g + z
1+ H
B= p
2γ + V
222g + z
2+ ∆H
Rdonde H
Bes la potencia de bombeo expresada en unidades de longitud. Del enunciado se puede asumir que p
1= p
2, V
1= V
2= 0 y que z
1= z
2, de donde la ecuaci´ on anterior queda
H
B= ∆H
R= f L D
V
22g
La velocidad se obtiene del caudal y el ´ area de paso V = Q
A = 9.31 f t/s
⇒
e
D
= 0.0000375 Re = 7.76 · 10
5)
⇒ f = 0.0125 Reemplazando se obtiene
H
B= 0.0125
1.05 · 10
6· 9.31
22 · 32.2 H
B= 17700 f t
de donde la potencia se obtiene como W = γ Q H ˙
B= 53.7 · 117 · 17700 W = 1.11 · 10 ˙
8f t lb
s ·
1 hp 550 f t lb/s
W = 220000 hp . ˙
Se ve que ´ este valor es excesivamente alto y no puede ser aportado por una sola bomba por lo
que se requieren varias bombas para lograr el objetivo.
9.3.2 Sistema de tuber´ıas en paralelo Un sistema de tuber´ıas en paralelo es b´ asicamente un n´ umero de tuber´ıas conectadas en dos puntos del sis- tema como se muestra en la figura. Cada rama del sistema tiene asociado componentes de p´ erdida singu- lar (
Pk). Como las condiciones iniciales y finales
Q1 Q2 Q3
Q Q
Tuber´ıas en paralelo
de cada rama son id´ enticas se debe cumplir que las p´ erdidas de carga por cada rama sean iguales, es decir
∆P
1= ∆P
2= . . . = ∆P
ndonde n es el n´ umero de ramas del sistema. Otra forma de ver lo anterior es que por cualquier camino cerrado que se recorra a partir de un punto la p´ erdida de carga debe ser cero. Por continuidad se debe cumplir adem´ as que
Q = Q
1+ Q
2+ . . . + Q
n.
Las inc´ ognitas en las ecuaciones anteriores son los caudales que fluyen por cada rama Q
iy la p´ erdida de carga entre los nudos ∆P
AB¯. La cantidad de fluido que recorre cada rama depende de la resistencia al flujo en la rama en relaci´ on con la resistencia en las otras ramas. La resoluci´ on de sistemas de dos tubos en paralelo es relativamente simple. Para sistemas con m´ as de dos ramificaciones la complejidad aumenta debido a que existen m´ as inc´ ognitas que ecuaciones. Para
´
este tipo de sistemas se han desarrollados varios m´ etodos iterativos de soluci´ on como por ejemplo el m´ etodo de Hardy–Cross. La soluci´ on de ´ este tipo de sistemas queda fuera del alcance de estos apuntes por lo que no se tratar´ a.
9.3.3 Ramificaciones
Otro tipo de disposici´ on o arreglo de tuber´ıas que es posible encontrar en la pr´ actica es un sistema de tu- ber´ıas ramificadas como el que se muestra en la figura.
Si no existen elementos direccionadores de flujo el sen- tido que adquiere el flujo en alguna de las ramas no es obvia, por lo que parte de la soluci´ ondel problema es determinar el sentido del flujo en alguna de la ramas.
Q 1 Q 2 Q 3
Tuber´ıas ramificadas
Suponiendo conocidas las condiciones en los extremos de cada rama, las inc´ ognitas son los flujos o caudales Q
ique pasan por cada rama y las condiciones que se establecen en el punto de intersecci´ on de las ramas, punto que es coincidente para cada rama. Adem´ as la ecuaci´ on de continuidad para el punto de intersecci´ on queda
X
Q
i= 0
donde Q
ies el caudal que pasa por la rama i.
Ejemplo
Para el circuito mostrado en la figura 9.5 determine el flujo que se establece en cada una de las
ramas si el factor de fricci´ on tiene un valor 0.02 en cada rama.
9.3 Sistema de tuber´ıas
107
L =1000ft1
L =500ft2
z =03
D =D =D =1ft1 2 3
z =20ft2
z =100ft1
L =400ft3
A B
C
Figura 9.5: Sistema de tuber´ıas en ramificadas.
Supondremos que el flujo fluye desde el estanque A a los estanques B y C. Por continuidad se obtiene por lo tanto que
Q
1= Q
2+ Q
3V
1A
1= V
2A
2+ V
3A
3y como por las condiciones del problema se tiene que A
1= A
2= A
3⇒
V
1= V
2+ V
3. (9.4)
Aplicando la ecuaci´ on de balance energ´ etico entre los puntos A y B y entre los puntos A y C se obtiene
ρgz
A= ρgz
B+ f
1L
1D 1
2 ρV
12+ f
2L
2D 1 2 ρV
22y
ρgz
A= ρgz
C+ f
1L
1D 1
2 ρV
12+ f
3L
3D 1 2 ρV
32.
Reemplazando los valores num´ ericos del problema se obtiene
258 = V
12+ 0.5 V
22(9.5)
322 = V
12+ 0.4 V
32(9.6)
El sistema de ecuaciones a resolver esta conformado por las ecuaciones 9.4, 9.5 y 9.6. Sustrayendo la ecuaci´ on 9.5 de la ecuaci´ on 9.6 se obtiene
V
3=
q160 + 1.25 V
22.
Reemplazando la ecuaci´ on 9.4 y el resultado anterior en la ecuaci´ on 9.5 se obtiene
258 = (V
2+ V
3)
2+ 0.5V
22=
V
2+
q
160 + 1.25 V
222
+ 0.5V
22de donde desarrollando, elevando al cuadrado ambos lados de la ecuaci´ on resultante y reoorde- nando se obtiene la siguiente ecuaci´ on para V
2V
24− 460 V
22+ 3748 = 0
que tiene como soluciones V
2= 21.3 f t/s y V
2= 2.88 f t/s. La primera de las soluciones es una soluci´ on introducida al elevar al cuadrado en el paso anterior por lo que la soluci´ on v´ alida es la segunda, es decir V
2= 2.88 f t/s. Reemplazando y resolviendo las dem´ as velocidades resultan V
1= 15.9 f t/s y V
2= 13.02 f t/s. Con ´ este resultado el valor de los caudales por las distintas ramas resulta Q
1= 12.5 f t
3/s, Q
2= 2.26 f t
3/s y Q
3= 10.2 f t
3/s. Si al comienzo de la resoluci´ on se supone que existe un flujo de B a C el sistema de ecuaciones obtenido no tiene soluci´ on real.
9.4 Flujo no permanente en tuber´ıas
Los flujos no permanentes en tuber´ıas est´ an tradicionalemente asociados a plantas hidroel´ ectricas y sistemas de distribuci´ on de l´ıquidos, como agua y petr´ oleo, por tuber´ıas a largas distancias.
Sin embargo estos aparecen en muchas otras situaciones pr´ acticas. Para la existencia de un flujo no permanente es necesario que exista alg´ un fen´ omeno o excitaci´ on en el sistema que cambie las condiciones de flujo permanente. Este tipo de excitaciones se producen, por ejemplo, con el cierre o apertura de v´ alvulas, el encendido o apagado de bombas o turbinas, la ruptura de tubos y la aparici´ on del fen´ omeno de cavitaci´ on. De acuerdo a las caracter´ısticas de la excitaci´ on y de su influencia sobre la compresibilidad del fluido y la deformaci´ on de la tuber´ıa se obtienen dos tipos de flujos no permanentes b´ asicos que son el golpe de ariete y el flujo oscilatorio. En el primero de los fen´ omenos mencionados anteriormente, la elasticidad del material del ducto como la compresibilidad del l´ıquido desempe˜ nan un papel importante, mientras que en el segundo se supone que la tuber´ıa es r´ıgida y el l´ıquido incompresible. A continuaci´ on se analizar´ an s´ olo los aspectos fundamentales de ´ estos fen´ omenos.
9.4.1 Golpe de ariete
El golpe de ariete es un fen´ omeno que aparece en tuber´ıas causado por una obstrucci´ on repentina parcial o total al paso del flujo. Esto puede suceder por ejemplo al cerrar una v´ alvula en forma r´ apida, con la detenci´ on de una bomba, etc.. En estos casos el l´ıquido no se comporta como incompresible ni la tuber´ıa como r´ıgida. La interacci´ on de los cambios de cantidad de movimiento y las fuerzas aplicadas hacen que el fluido se comprima ligeramente y que la tuber´ıa experimente deformaciones. Lo anterior puede llevar a cambios de presi´ on significativos y a un flujo oscilatorio del fluido dentro de la tuber´ıa, fen´ omeno que se llama golpe de ariete.
Velocidad de propagaci´ on a
Al obstruir el paso de un flujo en forma repentina se producen pertubaciones en la presi´ on y la velocidad del flujo. Estas perturbaciones se desplazan en forma ondulatoria dentro de un tubo a velocidades cercanas a la velocidad del sonido, como se ver´ a a continuaci´ on. Adem´ as la acci´ on ondulatoria resultante ocurre a frecuencias muy altas. Dada la existencia de la onda de presi´ on que se mueve dentro del volumen de control de la figura 9.6, ´ este no es inercial. Transformamos
´
este VC a uno inercial suponiendo que la onda es estacionaria dentro del VC para un observador
que se mueve con la misma velocidad.
9.4 Flujo no permanente en tuber´ıas
109
V
a
V+ VDVC
V+a V+ V+aD
<=>
VCFigura 9.6: Velocidad de propagaci´ on de una onda de presi´ on para un volumen de control esta- cionario y para uno que se mueve con la velocidad de la onda.
La ecuaci´ on de continuidad para el nuevo volumen de control queda
(ρ + ∆ρ) (V + ∆V + a) (A + ∆A) − ρ(V + a)A = 0 . Si se desprecian los efectos viscosos, la ecuaci´ on de cantidad de movimiento resulta
pA (p+ p)(A+ A)D D
(p+ p) AD D VC
Fuerzas externas sobre el volumen de control
pA + (p + ∆p) ∆A − (p + ∆p) (A + ∆A) = ρA (V + a)[V + ∆V + a − (V + a)] .
Desarrolando las ec. anteriores y despreciando los t´ erminos de orden ∆
2y superiores se obtiene ρA∆V + (V + a) (A + ∆ρ + ρ∆A) = 0
y
−A∆p = ρA(V + a)∆V .
Si adem´ as se supone que V a, lo que es una suposici´ on aceptable, se obtiene
∆p = −ρ a ∆V
que se denomina ec. de Joukowsky. Esta ecuaci´ on relaciona el cambio de presi´ on con el cambio de velocidad experimentado por el fluido y la velocidad de propagaci´ on de la onda en el fluido.
El signo negativo indica que ∆p y ∆V tienen sentidos opuestos.
Las condiciones alteradas (p + ∆p, ρ + ∆ρ, etc.) se mantienen en el volumen de control despu´ es de que la onda lo atraviesa completamente. La onda se refleja al final (o inicio) del tubo produci´ endose un flujo ondulatorio.
Combinando la ecuaci´ on de continuidad y de cantidad de movimiento e imponiendo la condici´ on V a se obtiene
∆p ρa
2= ∆ρ
ρ + ∆A
A . (9.7)
Mediante el m´ odulo de elasticidad volum´ etrico (E
v), visto en el cap´ıtulo 1, se puede relacionar el cambio de densidad experimentado por una variaci´ on de la presi´ on por
∆ρ ρ = ∆p
E
v.
Considerando una respuesta el´ astica del material de la tuber´ıa se puede relacionar el cambio de secci´ on ∆A con el cambio en la presi´ on ∆p mediante el m´ odulo de elasticidad E del material dado por
E = ∆σ
∆
donde σ es el esfuerzo circunferencial y es la de deformaci´ on circuferencial de la pared del tubo, es decir
∆ = ∆A
A = 2 ∆r r
donde r es di´ ametro del tubo. Para una pared delgada (e r) resulta que σ = p r
e
donde e es el espesor de la pared. Para cambios peque˜ nos de r y e se tendr´ a por lo tanto que
∆σ = ∆p r e .
Reemplazando en el m´ odulo de elasticidad E se obtiene E = ∆σ
∆ ≈ (r/e) ∆p
∆r/r = (2r/e) ∆p
∆A/A .
Despejando (∆A/A) e introduci´ endolo en la ecuaci´ on 9.7 se obtiene
∆p ρa
2= ∆p
E
v+ 2 r∆p e E , de donde
a =
s
E
v/ρ
1 +
De EEv, (9.8)
que es la velocidad de propagaci´ on de la onda de presi´ on en un l´ıquido compresible y un tubo deformable. Se ve que a est´ a relacionada tanto con las propiedades del fluido (ρ y E
v) como con las del tubo (D, e, E). Se puede apreciar adem´ as que la elasticidad del tubo tiene como efecto una disminuci´ on de la velocidad de propagaci´ on a. Para tubos muy r´ıgidos se cumple que E → ∞ por lo que
a =
sE
vρ
que es, como se vio en el cap´ıtulo 1, la velocidad del sonido en un l´ıquido.
9.4 Flujo no permanente en tuber´ıas
111
H
L V=V
0Línea de energía total
Figura 9.7:
Ciclo de movimiento en el golpe de ariete
Explicaremos el ciclo de movimiento que se produce en un ducto como el de la figura 9.7 cuando la v´ alvula se cierra repentinamente. Se despreciar´ an en esta explicaci´ on los efectos viscosos.
En t = 0 la v´ alvula se cierra completamente en forma instant´ anea. El l´ıquido que se encuentra inmediata- mente contiguo a la v´ alvula se frena hasta tener una velocidad igual a cero. Por conservaci´ on de energ´ıa, la presi´ on aumenta en ∆p. Este fen´ omeno se repite y propaga aguas arriba por la tuber´ıa. El l´ıquido detr´ as de la onda de presi´ on queda comprimido y la tuber´ıa expandida.
V=V
0V=0
a Dp
tubería expandida
0 ≤ t ≤ L/a En t = L/a la onda llega al dep´ osito y se produce un
desbalance de fuerzas en la entrada del tubo. En el tubo la presi´ on se reduce a la presi´ on del dep´ osito y la velocidad cambia de direcci´ on, es decir fluye del tubo al recipiente. Este fen´ omeno se propaga aguas abajo a la velocidad a. En t = 2L/a la onda llega a la v´ alvula.
En ese momento la velocidad en todos los puntos del tubo es −V
0y la presi´ on es la presi´ on original p.
V=-V
0V=0
a Dp
tubería expandida
L/a ≤ t ≤ 2L/a Como la v´ alvula se encuentra cerrada la velocidad ”au-
menta“ hasta tener un valor cero y la presi´ on se reduce en ∆p. Esta onda de baja presi´ on viaja aguas arriba con velocidad a. Detr´ as de la onda el l´ıquido se en- cuentra expandido y la tuber´ıa contraida. Si la presi´ on detr´ as de la onda se reduce por debajo de la presi´ on de vapor parte del l´ıquido se evaporar´ a produci´ endose el fen´ omeno de cavitaci´ on.
V=-V
0V=0
a Dp
tubería contraida
2L/a ≤ t ≤ 3L/a
En t = 3L/a la onda alcanza nuevamente el estanque produci´ endose un desbalance de fuerzas de magnitud opuesta al producido para t = L/a. Para reestablecer el equilibrio la presi´ on aumenta en ∆p y se produce un flujo con una velocidad V = V
0. Este efecto se propaga aguas abajo por la tuber´ıa. En t = 4L/a las condiciones iniciales vuelven a prevalecer en todo el tubo, por lo que se cierra un ciclo. Este proceso se repite por lo tanto cada 4L/a segundos.
V=V
0V=0
a Dp
tubería contraida
3L/a ≤ t ≤ 4L/a
En condiciones reales, es decir donde la fricci´ on no es despreciable, donde existe movimiento de la tuber´ıa y con un comportamiento no el´ astico del material del tubo, se produce un amor- tiguamiento de la oscilaci´ on y el flujo finalmente se detendr´ a.
Si el cierre de la v´ alvula se realiza en un tiempo menor que 2L/a se dice que el cierre es r´ apido.
Si el tiempo de cierre es mayor se llama cierre lento.
Ecuaciones diferenciales para el golpe de ariete
Para determinar las ecuaciones que describen el movimiento en el golpe de ariete se utilizan las ecuaciones de cantidad de movimiento lineal y continuidad. Como variables independientes se consider´ an el tiempo t y la posici´ on x, ⇒V = V (x, t), p = p(x, t), A = A(x, t).
Cantidad de movimiento. La ecuaci´ on de cantidad de movimiento es p A −
p A + ∂pA
∂x δx
+ p ∂A
∂x δx − γ A δx sin θ − τ
0π D δx = ρ A δx dV dt Dividiendo por δ ˙ m = ρAδx y simplificando se obtiene:
− 1 ρ
∂p
∂x − g sin θ − 4 τ
0ρD = dV dt
Suponiendo un r´ egimen turbulento y permanente se puede utilizar τ
0= ρ f V
2/8 para representar el es- fuerzo de corte en funci´ on del factor de fricci´ on f . Para conservar el signo de V , ya que en el golpe de ari- ete el sentido del flujo cambia, se utiliza V
2= V |V |.
Reemplazando y reordenando se obtiene la siguiente ecuaci´ on diferencial
pA
p Axdx
g
dx pA+
(pA)dx
x
t p d
0 D x g dA x
g d q A xsin( )
x
Elemento diferencial dV
dt + 1 ρ
∂p
∂x + g sin θ + f V |V | 2D = 0
En aplicaciones de golpe de ariete el t´ ermino V
∂V∂xes despreciable con respecto al t´ ermino
∂V∂t, es decir V
∂V∂x∂V∂t
, por lo que la derivada total de la velocidad ser´ a
dV dt = ∂V
∂t
9.4 Flujo no permanente en tuber´ıas
113
Reemplazando se obtiene finalmente
∂V
∂t + 1 ρ
∂p
∂x + g sin θ + f V |V |
2D = 0 . (9.9)
Ecuaci´ on de continuidad La ecuaci´ on de continuidad aplicada al volumen de control de la figura es
− ∂
∂x (ρAV ) δx = ∂
∂t (ρAδx) V
A
∂A
∂x + 1 A
∂A
∂t
| {z }
1 A
dA dt
+ V ρ
∂ρ
∂x + 1 ρ
∂ρ
∂t
| {z }
1 ρ
dρ dt
+ ∂V
∂x = 0
⇒ 1 A
dA dt + 1
ρ dρ
dt + ∂V
∂x = 0
El t´ ermino
A1dAdtest´ a relacionado con la elasticidad de la pared del tubo y la velocidad de deformaci´ on. El t´ ermino
1ρdρdtest´ a relacionado con la compresibilidad del l´ıquido.
Se puede demostrar que 1
A dA
dt = D e E
dp dt
donde D, e y E son el di´ ametro del tubo, el espesor de la pared del tubo y el m´ odulo de elasticidad o m´ odulo de young del material del tubo respectivamente. Por otro lado tenemos que
1 ρ
dρ dt = 1
E
vdp dt Reemplazando se obtiene
1 E
v
1 + E
vE D
e
| {z }
1/ρa2
dp dt + ∂V
∂x = 0
⇒ 1 ρa
2dp dt + ∂V
∂x = 0 .
Desarrollando la derivada total de p y despreciando las derivadas espaciales con respecto a las derivadas temporales, es decir,
∂x∂∂t∂
, se obtiene finalmente
∂p
∂t + ρa
2∂V
∂x = 0 . (9.10)
Las ecuaciones 9.9 y 9.10 representan las ecuaciones de movimiento para el golpe de ariete. Estas
ecuaciones deben ser resueltas en forma num´ erica.
9.4.2 Oscilaciones en tuber´ıas
En ´ esta secci´ on se analizar´ a el flujo oscilatorio producido en una tuber´ıa. Se supondr´ a que el flujo es incompresible y que las tuber´ıas son inel´ asticas. Consideraremos s´ olo el caso m´ as sencillo para el cual se supone que los efectos viscosos son despreciables.
Para el tubo en U de la figura, la ecuaci´ on de Euler para un flujo no permanente y para un sistema coor- denado que sigue el tubo, queda
1 ρ
∂p
∂s + g ∂z
∂s + V ∂V
∂s + ∂V
∂t = 0 . Integrando enrte 1 y 2 se obtiene
p
2− p
1ρ + g(z
2− z
1) + V
22− V
122 +
Z 2 1
∂V
∂t ds = 0 .
V
z V
l
posición dez=0 equilibrio (1)
(2)
Tubo en U sin roce Como p
1= p
2y V
1= V
2,
∂V∂ses independiente de s por lo que
Z 2 1
∂V
∂t ds = ∂V
∂t
Z 21
ds = ∂V
∂t l . Reemplazando obtenemos
g(z
2− z
1) = −l ∂V
∂t .
Por otro lado y analizando la figura se tiene que g(z
2− z
1) = 2gz y de la definici´ on de velocidad
∂V
∂t
