Ley de Stokes

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Un cuerpo que cumple la ley de Stokes se ve sometido a dos fuerzas, la gravitatoria y la de arrastre. En el momento que ambas se igualan su aceleración se vuelve nula y su velocidad constante.

La Ley de Stokes se refiere a la fuerza de fricción experimentada por objetos esféricos moviéndose en el seno de un fluido viscoso en un régimen laminar de bajos números de Reynolds. Fue derivada en 1851 por George Gabriel Stokes tras resolver un caso particular de las ecuaciones de Navier-Stokes. En general la ley de Stokes es válida en el movimiento de partículas esféricas pequeñas moviéndose a velocidades bajas.

La ley de Stokes puede escribirse como:

F_r=6\pi R\eta v \,,

donde R es el radio de la esfera, v su velocidad y η la viscosidad del fluido.

La condición de bajos números de Reynolds implica un flujo laminar lo cual puede traducirse por una velocidad relativa entre la esfera y el medio inferior a un cierto valor crítico. En estas condiciones la resistencia que ofrece el medio es debida casi exclusivamente a las fuerzas de rozamiento que se oponen al deslizamiento de unas capas de fluido sobre otras a partir de la capa límite adherida al cuerpo. La ley de Stokes se ha comprobado experimentalmente en multitud de fluidos y condiciones.

Si las partículas están cayendo verticalmente en un fluido viscoso debido a su propio peso puede calcularse su velocidad de caída o sedimentación igualando la fuerza de fricción con el peso aparente de la partícula en el fluido.

V_s =\frac{2}{9}\frac{r^2 g (\rho_p - \rho_f)}{\eta}

donde:

Vs es la velocidad de caída de las partículas (velocidad límite)
g es la aceleración de la gravedad,
ρp es la densidad de las partículas y
ρf es la densidad del fluido.
η es la viscosidad del fluido.
r es el radio equivalente de la partícula.

Aplicaciones[editar]

La ley de Stokes es el principio usado en los viscosímetros de bola en caída libre, en los cuales el fluido está estacionario en un tubo vertical de vidrio y una esfera, de tamaño y densidad conocidas, desciende a través del liquido. Si la bola ha sido seleccionada correctamente alcanzará la velocidad terminal, la cual puede ser medida por el tiempo que pasa entre dos marcas de un tubo. A veces se usan sensores electrónicos para fluidos opacos. Conociendo las densidades de la esfera, el líquido y la velocidad de caída se puede calcular la viscosidad a partir de la fórmula de la ley de Stokes. Para mejorar la precisión del experimento se utilizan varias bolas. La técnica es usada en la industria para verificar la viscosidad de los productos, en caso como la glicerina o el sirope.

La importancia de la ley de Stokes está ilustrada en el hecho de que ha jugado un papel crítico en la investigación de al menos 3 Premios Nobel.[1]

La ley de Stokes también es importante para la compresión del movimiento de microorganismos en un fluido, así como los procesos de sedimentación debido a la gravedad de pequeñas partículas y organismos en medios acuáticos.[2] También es usado para determinar el porcentaje de granulometría muy fina de un suelo mediante el ensayo de sedimentación.

En la atmósfera, la misma teoría puede ser usada para explicar porque las gotas de agua (o los cristales de hielo) pueden permanecer suspendidos en el aire (como nubes) hasta que consiguen un tamaño crítico para empezar a caer como lluvia (o granizo o nieve). Usos similares de la ecuación pueden ser usados para estudiar el principio de asentamiento de partículas finas en agua u otros fluidos.

Flujo de Stokes alrededor de una esfera[editar]

Flujo estacionario de Stokes[editar]

En flujos de Stokes con un número de Reynolds muy bajo, la aceleración convectiva se puede considerar nula en los términos de la ecuación de Navier-Stokes. En ese caso las ecuaciones del flujo se igualan a las de un flujo incompresible y estacionario:[3]



\begin{align}

  &\nabla p = \eta\, \nabla^2 \mathbf{u} = - \eta\, \nabla \times \mathbf{\boldsymbol{\omega}},
  \\
  &\nabla \cdot \mathbf{u} = 0,
\end{align}

donde:

  • p es la presión del fluido (en Pa),
  • u es la velocidad del flujo (en m/s), y
  • ω es la vorticidad (en s-1), definida como  \boldsymbol{\omega}=\nabla\times\mathbf{u}.

Usando algunas propiedades del cálculo de vectores, estas ecuaciones se pueden mostrar como resultado de una ecuación de Laplace para la presión y cada uno de los componentes del vector vorticidad:[3]

\nabla^2 \boldsymbol{\omega}=0   and   \nabla^2 p = 0.

Fuerzas adicionales como la gravedad o la flotabilidad no han sido tomados en cuenta, pero pueden ser fácilmente añadidos a la ecuación ya que son lineales, así que se puede aplicar la superposición lineal a las soluciones.

Flujo alrededor de una esfera[editar]

Para el caso de una esfera en un campo de velocidades, es ventajoso usar el sistema de coordenadas cilíndrico ( r , φ , z ). El eje z pasa por el centro de la esfera y está alineado con la dirección del flujo, mientras que r es el radio medido perpendicular al eje z. El origen es el centro es de la esfera. Debido a que el flujo es asimétrico respecto al eje z, éste es independiente del azimut φ.

En el sistema de coordenadas cilíndrico, el flujo incompresible puede ser descrito por la función del flujo de Stokes ψ, la cual está en función de r y z:[4] [5]


  v = -\frac{1}{r}\frac{\partial\psi}{\partial z},
  \qquad
  w = \frac{1}{r}\frac{\partial\psi}{\partial r},

con v y w como componentes del flujo de velocidad en la dirección r y z, respectivamente. La componente de la velocidad acimutal en la dirección φ es cero, en el caso simétrico. El flujo de volumen, a través de un tubo limitada por una superficie de valor constante ψ, es igual a 2π ψ y es constante.[4]

Para el caso de un flujo simétrico por los ejes, el único componente no nulo del vector vorticidad ω es el azimutal φ, el componente ωφ.[6] [7]


  \omega_\varphi = \frac{\partial v}{\partial z} - \frac{\partial w}{\partial r}
    = - \frac{\partial}{\partial r} \left( \frac{1}{r}\frac{\partial\psi}{\partial r} \right) - \frac{1}{r}\, \frac{\partial^2\psi}{\partial z^2}.

El operador de Laplace, aplicado a la vorticidad ωφ, aplicado en el sistema cilíndrico con simetría en los ejes:[7]

\nabla^2 \omega_\varphi = \frac{1}{r}\frac{\partial}{\partial r}\left( r\, \frac{\partial\omega_\varphi}{\partial r} \right) + \frac{\partial^2 \omega_\varphi}{\partial z^2} - \frac{\omega_\varphi}{r^{2}} = 0.

De las dos ecuaciones anteriores, y con las apropiadas condiciones de contornos, para un campo de velocidad uniforme y paralela V en la dirección z y en una esfera de radio R, la solución resulta ser[8]


  \psi = - \frac{1}{2}\, V\, r^2\, \left[ 
    1 
    - \frac{3}{2} \frac{R}{\sqrt{r^2+z^2}} 
    + \frac{1}{2} \left( \frac{R}{\sqrt{r^2+z^2}} \right)^3\;
  \right].

La fuerza viscosa por unidad de área σ, ejercida por el flujo en la superficie de la esfera, está en la dirección z sobre toda la esfera. Más exactamente, tiene el mismo valor en cualquier punto de la esfera:

\boldsymbol{\sigma} = \frac{3\, \eta\, V}{2\, R}\, \mathbf{e}_z

con ez el vector unitario en la dirección z–direction. Para otras formas que no sean la esférica, σ no es constante a lo largo de la superficie del cuerpo. Integrando la fuerza viscosa por unidad de área σ sobre la esfera resulta la fuerza de fricción Fd de acuerdo con la ley de Stokes.

Notas[editar]

  1. Dusenbery, David B. (2009). Living at Micro Scale, p.49. Harvard University Press, Cambridge, Mass. ISBN 978-0-674-03116-6.
  2. Dusenbery, David B. (2009). Living at Micro Scale. Harvard University Press, Cambridge, Mass. ISBN 978-0-674-03116-6.
  3. a b Batchelor (1967), section 4.9, p. 229.
  4. a b Batchelor (1967), section 2.2, p. 78.
  5. Lamb (1994), §94, p. 126.
  6. Batchelor (1967), section 4.9, p. 230
  7. a b Batchelor (1967), appendix 2, p. 602.
  8. Lamb (1994), §337, p. 598.

Referencias[editar]

Véase también[editar]