As rela¸c˜ oes para o tensor das tens˜ oes

A express˜ao (1.45) mostra que, em um fluido em repouso, n˜ao atuam esfor¸cos cisalhantes, e que a tens˜ao normal ´e independente da dire¸c˜ao da superf´ıcie sobre a qual ela atua. Por esse motivo, pode-se representar o campo de tens˜oes para um fluido em repouso atrav´es de um campo escalar denominado press˜ao fluido-est´atica (ou hidrost´atica) como em (1.45).

Para um fluido movimento, entretanto, n˜ao se pode pressupor a isotropia do tensor de tens˜oes. A pr´opria no¸c˜ao de uma press˜ao atuando isotropicamente sobre um elemento de fluido ´e perdida neste caso. Entretanto, pode-se caracterizar o esfor¸co de ”compress˜ao”ou ”expans˜ao”sobre um elemento de fluido atrav´es do escalar 1/3σii (ver Cap´ıtulo 1). σii´e o

1/3 ´e utilizada pois 1/3σii representa a m´edia das componentes normais da tens˜ao local, i.e., 1 4πσij Z ninjdΩ(~n) = 1 3σijδij = 1 3σii, (3.53) onde δΩ(~n) ´e um elemento de ˆangulo s´olido cuja dire¸c˜ao ´e determinada por ~n.

Assim, o escalar 1/3σii, que se reduz `a press˜ao est´atica (hidrost´atica) definida em

(1.45), tem um significado f´ısico apropriado `a generaliza¸c˜ao do conceito de press˜ao est´atica a fluidos em movimento, onde

p = −1

3σii. (3.54)

´

E interessante observar que p, definido em (3.54), ´e uma grandeza mecˆanica, que n˜ao tem, necessariamente, conex˜ao direta com a press˜ao termodinˆamica definida na Termo- dinˆamica Cl´assica para sistemas em equil´ıbrio termodinˆamico. Elementos de fluido em movimento relativo n˜ao est˜ao em equil´ıbrio termodinˆamico. Assume-se, entretanto, a equivalˆencia entre p e a press˜ao termodinˆamica como uma aproxima¸c˜ao satisfat´oria para um fluido em movimento por raz˜oes que ser˜ao discutidas em 3.8.3.

Desta forma, o tensor das tens˜oes pode ser decomposto na soma de uma componente isotr´opica e uma n˜ao-isotr´oprica

σij = −pδij + dij, (3.55)

onde dij ´e denominado Tensor das Tens˜oes Desviat´orias, que existe unicamente em de-

corrˆencia do movimento do fluido.

O tensor das tens˜oes desviat´orias pode ser relacionado ao tensor taxa de deforma¸c˜ao, uma vez que este ´ultimo tensor ´e o parˆametro do escoamento de maior relevˆancia para as tens˜oes desviat´orias, uma vez que, localmente, as tens˜oes podem ser tomadas como fun¸c˜oes ´unicas dos gradientes de velocidades em um meio cont´ınuo (ver Se¸c˜ao 1.3).

A rela¸c˜ao entre dij e ∂ui/∂xj depende das caracter´ısticas de cada fluido. Para uma

grande variedade de fluidos pode-se admitir que dij ´e uma fun¸c˜ao linear das v´arias com-

ponentes do gradiente de velocidades. Isso pode ser expresso na seguinte forma:

dij = Aijkl

∂uk

∂xl

, (3.56)

onde o tensor de quarta ordem Aijkldepende do estado local do fluido, mas ´e independente

da distribui¸c˜ao local de velocidades, e ´e, necessariamente, sim´etrico em i e j pois dij ´e

sim´etrico.

Decompondo-se ∂uk/∂xl em suas partes sim´etrica e anti-sim´etrica, tem-se:

dij = Aijklekl−

1

2Aijkleklmhm. (3.57) Para fluidos cuja estrutura molecular ´e estatisticamente isotr´opica, o tensor das tens˜oes desviat´orias deve ser isotr´opico para um dado gradiente de velocidades. Desta forma, Aijkl

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Aijkl = µδikδjl+ µ0δilδjk + µ00δijδkl, (3.58)

onde µ, µ0 e µ00 s˜ao coeficientes escalares, e, como Aijkl ´e sim´etrico em i e j,

µ0 = µ. (3.59)

Assim,

Aijkl = 2µδikδjl+ µ00δijδkl, (3.60)

e, consequentemente, o tensor Aijkl ´e sim´etrico tamb´em em k e l.

A simetria de Aijkl em k e l implica em

Aijklklmhm = 0, (3.61)

e (3.57) se reduz a

dij = Aijklekl, (3.62)

uma vez que klmhm ´e um tensor anti-sim´etrico.

Aplicando-se (3.60) a (3.62) tem-se:

dij = 2µeij + u∆δij, (3.63)

onde, ∆ = ekk ´e a taxa de expans˜ao local definida em (2.31).

Como o tra¸co de dij ´e nulo, ent˜ao

dii= (2µ + 3µ00)∆ = 0 (3.64)

para qualquer valor de ∆, implicando em

2µ + 3µ00= 0. (3.65) Assim, a express˜ao para dij pode ser reduzida a

dij = 2µ(eij − 1/3∆δij). (3.66)

Torna-se interessante observar que o termo entre parˆenteses em (3.66) ´e a parte n˜ao- isotr´opica do tensor taxa de deforma¸c˜ao, discutido na se¸c˜ao 2.3.

Aplicando-se (3.66) ao escoamento simplesmente cisalhado onde ∂u1/∂x2 ´e a ´unica

derivada n˜ao nula da velocidade, tem-se que todas as componentes de dij s˜ao nulas, com

exce¸c˜ao de

d12= d21 = µ

∂u1

∂x2

. (3.67)

Comparando (3.67) com (1.2), tendo-se em vista (3.56), conclui-se que a constante µ introduzida em (3.58) ´e a viscosidade, introduzida na Se¸c˜ao (1.3).

Observe-se que, para o caso de fluidos n˜ao-newtonianos, o tensor de coeficientes Aijkl

molecular estatisticamente anisotr´opicas (´oleos, por exemplo), Aijkl, al´em de ser uma

fun¸c˜ao da taxa de cisalhamento, ´e tamb´em um tensor anisotr´opico. Assim, nestes casos, a viscosidade local n˜ao pode ser caracterizada por um escalar (µ), necessitando de um tensor para a defini¸c˜ao precisa da “viscosidade’ local”.

Portanto, para fluidos newtonianos,

σij = −pδij + 2µ(eij − 1/3∆δij), (3.68) onde eij = 1 2 ∂ui ∂xj +∂uj ∂xi ! , ∆ = eii. (3.69)

A equa¸c˜ao do momento (equa¸c˜ao 3.30) para fluidos newtonianos (equa¸c˜ao 3.68) toma ent˜ao a forma ρDui Dt = ρfi− ∂p ∂xi + ∂ ∂xj {2µ(eij − 1/3∆δij, }. (3.70)

denominada Equa¸c˜ao de Navier-Stokes. C. L. M. H. Navier (1785-1836) e G. S. Stokes (1819-1903) determinaram independentemente a express˜ao (3.70).

Para escoamentos onde µ pode ser admitida como constante ao longo do mesmo, (3.70) pode ser reduzida a

ρDui Dt = ρfi− ∂p ∂xi + µ ∂ 2_u i ∂xj∂xj + 1/3∂∆ ∂xi ! . (3.71)

Caso, adicionalmente, a compressibilidade do escoamento seja desprez´ıvel, (3.71) pode ser ainda reduzida `a forma

ρDui Dt = ρfi− ∂p ∂xi + µ ∂ 2_u i ∂xj∂xj , (3.72)

ou, em nota¸c˜ao vetorial,

ρD~u

Dt = ρ ~f − ∇p + µ∇

2

~

u. (3.73)

A equa¸c˜ao (3.73) ´e de particular importˆancia em Mecˆanica dos Fluidos, uma vez que ´

e extensa a classe de escoamentos que satisfaz esta equa¸c˜ao. Por vezes, na literatura, se denomina “Equa¸c˜ao de Navier-Stokes”a equa¸c˜ao (3.73).