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Ingegneria del Vento Introduzione

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Ingegneria del Vento Introduzione
Ingegneria del Vento
Introduzione
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
Dipartimento di Ingegneria Civile ed Ambientale, Università di Firenze
(DIC)
Centro di Ricerca Inter-Universitario di Aerodinamica delle Costruzioni ed
Ingegneria del Vento
(CRIACIV)
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
Introduzione
Introduzione
L’azione del vento ha una notevole importanza nella progettazione delle
strutture. Un’adeguata progettazione di strutture resistenti alle azioni
eoliche si articola secondo gli anelli della cosiddetta catena di Davenport
che ne introdusse il concetto. Il collasso di un’intera struttura o di parte di
essa è legato al mancato adempimento delle varie fasi progettuali (anelli)
della catena. Pertanto una struttura è tanto più resistente all’azione del
vento quanto più affidabili sono i vari anelli, ciascuno dei quali coinvolge
parametri aleatori da inquadrare secondo metodi statistici. Vediamo in
dettaglio i vari anelli della catena:
Vento globale
Vento locale
Comportamento aerodinamico della struttura
Risposta meccanica della struttura
Criteri di progetto
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
Introduzione
Introduzione
Vento Globale
Il vento varia in base alle aree geografiche, tuttavia le velocità eoliche
di riferimento si ottengono mediando le registrazioni su un periodo non
minore di dieci minuti e che non superi un’ora.
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
Introduzione
Introduzione
Vento Locale
La rugosità del terreno esercita una grande influenza sul vento. La velocità eolica media diminuisce per effetto del terreno, ma allo stesso
tempo il vento diviene turbolento e può essere descritto soltanto in termini statistici. In particolare, il vento atmosferico è un processo stocastico multicorrelato nello spazio e nel tempo. La velocità media del vento,
per effetto della frizione esercitata dal terreno, aumenta con l’altezza
secondo un profilo esponenziale o logaritmico. La tipologia del terreno
influisce su tale profilo in maniera cosı̀ complessa che risulta difficile quantificarne l’effetto con esattezza. Pertanto, si introducono le cosiddette
lunghezze di rugosità.
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
Introduzione
Introduzione
Comportamento Aerodinamico della Struttura
Il carico eolico dipende dalla forma della struttura. La valutazione del
comportamento aerodinamico viene generalmente effettuata in galleria
del vento, dove è possibile misurare come la velocità eolica si trasformi
in un campo di pressioni, multidimensionale e multicorrelato, agente sulla
strutura.
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
Introduzione
Introduzione
Risposta della Struttura
Noto il campo di pressione intorno alla struttura è possibile valutarne
la risposta meccanica con analisi dinamiche, quasi-statiche, o statiche
equivalenti.
Le strutture possono comportarsi in diversi modi quando sono investite
dal vento. In particolare, le strutture moderatamente rigide possono
vibrare nella direzione del vento (risposta along-wind) per effetto della
turbolenza.
Le strutture snelle sono principalmente vulnerabili alle vibrazioni nella
direzione ortogonale al flusso (risposta across-wind) indotte dal fenomeno
del distacco dei vortici. Inoltre, entro un certo intervallo di velocità
(intervallo di sincronizzazione) le strutture possono andare in risonanza.
I ponti sospesi possono presentare oscillazioni che portano al collasso
quando il modo di vibrare verticale e quello torsionale si accoppiano. Il
fenomeno è noto come flutter.
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
Introduzione
Introduzione
Criteri di Progetto
Nota la risposta meccanica della struttura è quindi possibile procedere al
dimensionamento dei vari elementi strutturali.
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
Introduzione
Ingegneria del Vento
Circolazione Atmosferica
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
Dipartimento di Ingegneria Civile ed Ambientale, Università di Firenze
(DIC)
Centro di Ricerca Inter-Universitario di Aerodinamica delle Costruzioni ed
Ingegneria del Vento
(CRIACIV)
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
Circolazione Atmosferica
Aspetti Generali
La circolazione dell’aria rispetto alla superficie della terra è indotta
dall’irraggiamento della atmosfera terrestre. In particolare, il
vento si genera per una differenza di pressione tra due punti
aventi la stessa quota. Tale differenza si genera per effetto di
complessi fenomeni termodinamici e meccanici che avvengono
nell’atmosfera in maniera non uniforme nello spazio e nel tempo.
Si descrivono in dettaglio i vari aspetti che intervengono nella
circolazione atmosferica:
Termodinamica dell’atmosfera
Idrodinamica dell’atmosfera
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
Circolazione Atmosferica
Termodinamica dell’Atmosfera
Un semplice esempio (dovuto ad Humphreys) per comprendere l’influenza
della temperatura sulla circolazione terrestre è dato dal modello semplificativo in figura in cui si hanno due colonne di fluido, A e B, riempite
fino al livello a.
Inizialmente le due colonne sono chiuse
e la temperatura all’interno di esse è
uguale. Se si aumenta la temperatura
nella colonna A, mantenendo costante
quella in B, il fluido in A si espande fino a
raggiungere il livello b. L’espansione non
comporta alcuna variazione del peso del
fluido, e quindi la pressione in c rimane
invariata. Se si apre la valvola 2 non vi
è deflusso tra le due colonne, l’apertura della valvola 1 comporta uno
spostamento di fluido da A verso B, per effetto del dislivello b-a dovuto
al riscaldamento di A. In c la temperatura decresce mentre nella colonna
B la temperatura sale. Pertanto, aprendo la valvola 2 si genera una circolazione di flusso da B verso A. La circolazione si mantiene fin tanto
che vi è differenza di temperatura tra le due colonne.
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
Circolazione Atmosferica
Termodinamica dell’Atmosfera
La terra è inclinata di 66◦ 30’ rispetto
al piano della sua orbita, pertanto la
regione equatoriale è maggiormente irraggiata, e dunque riscaldata, rispetto a
quelle polari. Analogamente al modello
di Hemphreys, pur trascurando la complessità del fenomeno e i vari fattori che
vi rientrano, si comprende l’origine del
vento come illustrato in figura.
La temperatura dell’atmosfera è determinata da i seguenti processi:
Radiazione solare e terrestre
Radiazione nell’atmosfera
Compressione ed espansione dell’aria
Condensazione ed evaporazione del vapor d’acqua
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
Circolazione Atmosferica
Termodinamica dell’Atmosfera
Radiazione solare e terrestre
L’energia necessaria per spostare le masse d’aria è fornita dal Sole, nella
forma di calore irradiato. Tuttavia, il Sole non è l’unica fonte, semmai la fonte primaria. Infatti, un ruolo fondamentale è svolto dalla
superficie terrestre. In particolare, essendo l’atmosfera quasi trasparente all’irraggiamento solare, la quasi totalità dell’energia raggiunge la
Terra. Si può assumere che tale energia sia completamente assorbita
dalla Terra, che riscaldandosi la rilascia sotto forma di radiazione terrestre. La lunghezza d’onda della radiazione terrestre è però molto lunga
rispetto a quella solare (dell’ordine di 10µ), dunque soltanto una piccola
parte riesce ad attraversare l’atmosfera, mentre la maggior parte viene
assorbita e di nuovo riflessa verso la Terra.
Radiazione nell’atmosfera
Il calore emesso dalla superficie terrestre è assorbito dagli strati d’aria
nelle sue immediate vicinanze (lo stesso accade sulla superficie degli
oceani) che a loro volta lo radiano verso il basso e verso l’alto. Gli
strati sovrastanti assorbono il calore e lo emettono ancora verso il basso
e verso l’alto. Il processo si ripete in tutta l’atmosfera.
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
Circolazione Atmosferica
Termodinamica dell’Atmosfera
Compressione ed espansione dell’aria
La pressione atmosferica è prodotta dal peso dell’aria sovrastante. Una
piccola massa d’aria secca che si muove verticalmente nell’atmosfera,
subisce una variazione di pressione corrispondente ad una variazione di
temperatura. Per valutare questa variazione di temperatura è necessario
ricorrere all’equazione di stato dei gas perfetti e alla prima legge della
termodinamica, che sono dati rispettivamente dalle seguenti relazioni:
pv = RT
dq = cv dT + pdv
(1)
(2)
dove p è la pressione, v il volume specifico, R è una costante che dipende
dal tipo di gas (in questo caso aria secca), T è la temperatura assoluta,
dq è la quantità di calore trasferita alla massa d’aria in moto, e cv è il
calore specifico a volume costante.
Differenziando la prima e sostituendo la quantità pdv si ottiene:
dq = (cv + R)dT − vdp
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
(3)
Circolazione Atmosferica
Termodinamica dell’Atmosfera
Confrontando la 3 con la prima legge della termodinamica dq = cp dT nel
caso di processo a pressione costante si ottiene facilmente che cv + R =
cp . Utilizzando ancora l’equazione di stato possiamo scrivere:
dq = cp dT − RT
dp
p
(4)
Per processi adiabatici dq = 0, pertanto dalla precedente relazione si
perviene alla seguente:
dT
R dp
−
=0
T
cp p
(5)
che integrata fornisce l’equazione:
T
=
T0
p
p0
cR
p
(6)
nota come equazione di Poisson o equazione adiabatica. L’aria secca
presenta R/cp = 0.288.
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
Circolazione Atmosferica
Termodinamica dell’Atmosfera
Dall’equazione di Poisson si evince che una massa d’aria ascendente
subisce una diminuzione di pressione cui corrisponde una diminuzione
di temperatura. In particolare, nell’atmosfera terrestre la diminuzione
di temperatura con l’altezza è di circa 1C ◦ /100m e prende il nome di
rapporto di diminuzione adiabatica, indicato con γa .
Consideriamo una particella d’aria ascendente, inizialmente alla
quota h1 caratterizzata da una temperatura T1 . Alla quota h2 la
temperatura dell’aria è T2 , mentre la temperatura della particella è
T2∗ = T1 − (h2 − h1 )γa . Poiché la pressione dell’aria alla quota h2 e
quella della particella devono essere uguali, si ha dall’equazione di stato
che alla differenza di temperatura T2∗ < T2 corrisponde una differenza
di densità tra le due. Questo comporta la nascita di una forza che per
T2 < T2∗ sospinge la particella verso l’alto, per T2 > T2∗ sospinge la
particella verso il basso facendola tornare nella sua posizione iniziale.
Nel primo caso si dice che la stratificazione dell’atmosfera è instabile, nel
secondo è stabile. Infine, se T2 = T2∗ la stratificazione dell’atmosfera si
dice neutra
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
Circolazione Atmosferica
Termodinamica dell’Atmosfera
Evaporazione e condensazione del vapor d’acqua
Secondo la legge di Dalton, la pressione dell’aria umida è data
dalla differenza di pressione p e la pressione del vapor d’acqua,
ossia p − e. Sperimentalmente si osserva che se e supera un certo
valore E, noto come pressione di saturazione del vapore, si ha la
condensazione del vapor d’acqua in eccesso.
Una particella ascendente d’aria umida non satura subisce una
diminuzione di temperatura cui corrisponde una diminuzione di
pressione di saturazione. Nel caso in cui e = E , si ha la condensazione del vapor d’acqua. In questo processo si libera il calore
latente di vaporizzazione che contribuisce all’ascesa della particella
fornendo ulteriore energia oltre a quella interna, che garantisce il
movimento verticale dell’aria secca.
Poiché viene liberato il calore latente di vaporizzazione, la diminuzione della temperatura della particella d’aria umida in ascesa è
minore rispetto al caso d’aria secca, pertanto aiuta la convezione
dell’aria verso livelli più alti dell’atmosfera.
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
Circolazione Atmosferica
Idrodinamica dell’Atmosfera
Il moto di una massa elementare d’aria è determinato dalla seconda
legge di Newton
X
F = ma
(7)
P
dove m è la massa, a è l’accelerazione, ed
F è la somma delle
forze agenti sulla massa stessa. Le singole forze sono le seguenti:
la forza dovuta al gradiente di pressione orizzontale
la forza dovuta alla rotazione terrestre
la forza dovuta all’attrito
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
Circolazione Atmosferica
Idrodinamica dell’Atmosfera
Forza dovuta al gradiente di pressione orizzontale
Consideriamo un elemento infinitesimo di volume d’aria dx · dy · dz,
soggetto alle forze p e p + (∂p/∂z)dz agenti rispettivamente sulla faccia
inferiore e superiore (vedi Figura). In assenza di altre forze, la forza
per unità di volume agente sull’elemento sarà −∂p/∂z. Analogamente,
lungo le direzioni x e y, si avrà −∂p/∂x e −∂p/∂y rispettivamente.
La risultante di queste forze prende il nome di gradiente di pressione
orizzontale e si denota con −∂p/∂n, con n normale ad una certa isobara.
Il gradiente di pressione orizzontale è la forza che genera il moto
dell’aria. La forza per unità di
massa esercitata dal gradiente di
pressione orizontale −(1/ρ)∂p/∂n
prende il nome di gradiente di forza
di pressione e sospinge l’aria verso
regioni aventi pressione minore.
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
Circolazione Atmosferica
Idrodinamica dell’Atmosfera
Forza dovuta alla rotazione terrestre
La deviazione di una particella in moto da una traiettoria rettilinea è
dovuta al moto della terra. In particolare, la traiettoria diviene curva per
effetto di una forza apparente, nota come forza di Coriolis, data dalla
seguente relazione:
Fc = 2m(v ∧ w )
(8)
dove m è la massa della particella, v è la velocità della particella relativa
ad un sistema di coordinate solidale alla rotazione terrestre, ω è la velocità
angolare della terra. La forza di Coriolis risulta normale a v e ω, pertanto
il suo modulo sarà:
|Fc | = 2m|v ||ω| sin(φ)
(9)
dove φ è l’angolo tra v e ω.
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
Circolazione Atmosferica
Idrodinamica dell’Atmosfera
Sia N il polo Nord, e consideriamo un elemento d’aria che si muove lungo
un meridiano NP. Mentre la massa d’aria si sposta muovendosi da Nord, lo
stesso meridiano risulta spostato verso Est per effetto della rotazione terrestre
(NP’).
Pertanto, nell’emisfero Nord, la massa d’aria che
si muove verso Nord è avvertita come un vento
proveniente da Ovest, mentre l’aria diretta verso
Sud vira verso Ovest, dunque è percepita come
un vento proveniente da Est. Nell’emisfero Sud,
si osservano fenomeni opposti.
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
Circolazione Atmosferica
Idrodinamica dell’Atmosfera
Introducendo il parametro di Coriolis
f = 2ω sin(φ)
(10)
dove φ è la latitudine del punto considerato, segue che la forza di Coriolis
per unità di massa agente su un elemento d’aria che si muove su un piano
parallelo alla superficie della terra (vedi
Figura) è data da:
Fc = mfv
(11)
dove v è la velocità della massa d’aria relativa alla Terra, mentre f è un
parametro tabulato in funzione della latitudine.
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
Circolazione Atmosferica
Vento Geostrofico
Ad una quota sufficientemente alta,
il vento non risente degli effetti della
frizione con il terreno ed il moto dell’aria
si organizza per filetti fluidi paralleli.
Mantenendo costante l’accelerazione,
il moto è garantito dall’equilibrio tra la
forza di gradiente di pressione, la forza
di Coriolis, e la forza centrifuga.
L’effetto delle forze agenti su una massa
elementare d’aria è mostrato in figura.
Se la particella si muove nella direzione della forza di gradiente (a) di
pressione, P, viene deviata dalla forza di Coriolis, Fca . La sua traiettoria
è dunque determinata dalla risultante delle suddette forze (direzione II in
(b)). Detta Fcb la forza che devia la particella, diretta normalmente alla
sua traiettoria, la massa d’aria elementare si sposta lungo la direzione
III data dalla risultante di Fcb e P. Raggiunto l’equilibrio, la particella si
sposterà lungo le isobare (c).
Nel caso più generale in cui le isobare sono curve, dovrà essere tenuta
in conto anche la forza centrifuga.
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
Circolazione Atmosferica
Vento Geostrofico
La velocità in corrispondenza della quale si ha l’equilibrio tra la forza
di gradiente orizzontale e la forza di Coriolis, prende il nome di velocità
geostrofica del vento e può essere espressa come segue:
2ωG sin(φ) =
1 ∂p
ρ ∂n
(12)
da cui si ottiene:
G=
1 ∂p
ρf ∂n
(13)
dove f è il parametro di Coriolis, e ρ è la densità dell’aria.
Se le isobare sono curve, la particella è soggetta ad un ulteriore forza,
quella centrifuga, G, e per l’equilibrio la sua traiettoria sarà comunque
diretta come le isobare. Nella condizione di equilibrio, la velocità prende
il nome di velocità di gradiente del vento che coincide con la velocità
geostrofica se la curvatura r → ∞:
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Circolazione Atmosferica
Vento Geostrofico
Vgr f ±
Vgr2
1 ∂p
=
r
ρ ∂n
(14)
dove, ipotizzando che la massa d’aria sia nell’emisfero Nord, il segno positivo si riferisce ad una circolazione ciclonica (ovvero intorno ad un centro
a bassa pressione), ed il segno negativo ad una circolazione anticiclonica
(ossia intorno ad un centro ad alta pressione). In generale, per raggi di
curvatura finiti, si ha:
v"
#
u
u r ∂p rf 2
rf
t
Vgr = − +
+
(15)
2
ρ ∂n
2
v"
#
u 2
u rf
r ∂p
rf
t
−
(16)
Vgr = + −
2
2
ρ ∂n
rispettivamente per venti ciclonici e anticiclonici. Per gli stessi valori di
f, r e ∂p/∂n i venti anticiclonici sono più deboli di quelli ciclonici.
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
Circolazione Atmosferica
Effetti dell’Attrito
La superficie terrestre esercita
sull’aria in movimento una
forza di resistenza che ne
ritarda il moto.
Tale effetto diminuisce con l’altezza
rispetto al terreno fino a
raggiungere una quota δ,
nota come altezza dello strato
limite dell’atmosfera, oltre la
quale la velocità del vento
segue le isobare (velocità di
gradiente). L’atmosfera al di
sopra dello strato limite prende il mome di atmosfera libera.
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Circolazione Atmosferica
Effetti dell’Attrito
All’interno dello stato limite la
velocità del vento non è diretta secondo le isobare. Dato
un vento geostrofico, consideriamo due particelle che A e
B che si muovono orizzontalmente nello strato limite, ma
a quote differenti. Se la particella A è posta ad una quota
più alta rispetto a B allora la
sua velocità, nonché la forza di
Coriolis che agisce su di essa,
saranno maggiori rispetto a quelle della particella B. L’angolo di deviazione tra la direzione del vento e quella delle isobare diminuisce
all’aumentare della quota, mentre è massimo in prossimità del terreno.
Pertanto, l’andamento della velocità del vento con l’altezza diviene una
spirale.
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
Circolazione Atmosferica
Moti Atmosferici
La maggior parte dei processi atmosferici coinvolgono:
Velocità del vento orizzontale e verticale
Pressione
Temperatura
Densità
Umidità
Tali quantità sono governate dalle seguenti equazioni:
L’equazione di stato
La prima legge della termodinamica
L’equazione di conservazione della massa
L’equazione di conservazione dell’umidità
L’equilibrio del moto verticale e orizzontale
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Circolazione Atmosferica
Moti Atmosferici
Il moto dell’atmosfera è caratterizzato da diverse scale che variano da
pochi millimetri a chilometri. In particolare è possibile distinguere tra:
Microscala
Mesoscala (o Scala Convettiva)
Macroscala (o Scala Sinottica)
La scala sinottica include moti
atmosferici con una dimensione
caratteristica di almeno 500km ed
una durata di almeno 2 giorni.
La microscala comprende que moti
che hanno una dimensione che non
supera i 20km ed una durata minore di un’ora. In quest’ultima categoria rientra anche la turbolenza
atmosferica. Infine tutti i moti atmosferici con dimensioni e durata intermedie alle precedenti scale rientrano nella mesoscala.
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
Circolazione Atmosferica
Moti Atmosferici
Circolazione Generale
Gli effetti combinati della
rotazione e dell’attrito terrestre modificano lo schema
semplificato della circolazione
introdotto precedentemente.
Anziché una sola cella, si
individuano tre celle di circolazione. Si indica la direzione del vento nella zona più vicina alla Terra.
Lo schema in figura è in accordo con la presenza di un fronte di bassa
pressione attorno al polo (50◦ -60◦ di latitudine Nord) e con uno di alta
pressione nella zona sub-tropicale (circa 30◦ gradi di latitudine). Tali
fronti si formano sulla superficie di incontro di venti che provengono da
direzioni diverse.
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
Circolazione Atmosferica
Moti Atmosferici
Questo modello risulta poi complicato dagli effetti stagionali, come
la variazione nella posizione e nell’intensità dei fronti di pressione, e
geografici, come la differenza nelle proprietà fisiche dei terreni e la
distribuzione non uniforme dei mari sul globo. I grandi continenti
presenti nell’emisfero boreale provocano deviazioni spesso importanti
rispetto a tale modello. Complicazioni analoghe interessano l’emisfero
australe, che ha però un comportamento meno variabile rispetto a quello
boreale. In generale, la circolazione che interessa l’emisfero australe e
quella che interessa l’emisfero boreale possono essere viste come separate.
Alla circolazione generale si aggiungono:
venti dovuti alla circolazione secondaria legata alla temperatura;
venti legati ad azioni meccaniche o interazione in corrispondenza
dei fronti;
venti locali.
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
Circolazione Atmosferica
Moti Atmosferici
Venti dovuti alla circolazione secondaria legata alla temperatura
Monsoni
Cicloni Tropicali
Monsoni
I monsoni sono venti periodici tropicali che spirano d’inverno dai continenti al mare e d’estate dal mare verso la terra, a causa della diversa
temperatura delle masse oceaniche e delle terre emerse. Il monsone estivo porta molta pioggia e quello di più considerevole portata si verifica in
India. I venti solitamente non hanno velocità troppo elevata. Il monsone
invernale ha come caratteristica principale quella di portare con sé un
clima asciutto e freddo.
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
Circolazione Atmosferica
Moti Atmosferici
Cicloni Tropicali
Sono delle tempeste che si generano a causa dell’energia rilasciata dal
calore latente con la condensazione del vapore. Si formano generalmente
ad una latitudine compresa tra 5◦ e 20◦ , ed il loro diametro è di centinaia
di chilometri. Lo spessore dell’atmosfera coinvolta arriva a 10 km.
Nel Pacifico occidentale vengono chiamati tifoni, nell’Oceano Indiano,
nel Mar Arabico e nel Golfo di Bengala cicloni.
A seconda dell’intensità del vento poi, i cicloni vengono classificati come
depressione tropicale se il vento non raggiunge i 63 Km/h; oppure come
tempesta tropicale se non si superano i 118 Km/h; uragano qualora il
vento soffi oltre i 118 Km/h.
Provocano danni ingenti soprattutto in termini di vite umane.
Purtroppo non è possibile prevedere la nascita di un ciclone, ma lo si può
controllare una volta individuato.
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
Circolazione Atmosferica
Moti Atmosferici
La struttura di un
uragano in fase avanzata è costituita da 5
regioni principali:
(I) L’occhio del ciclone corrisponde ad una zona relativamente
calma, e rappresenta il centro del ciclone;
(II) Questa regione consiste in un vortice in cui l’aria calda e
umida sale verso l’alto, formando alte nubi; si ha condensazione,
quindi grandi piogge, e rilascio di notevole calore latente;
(III) L’aria fluisce dalla regione II in questa zona;
(IV) In questa zona il flusso è vorticoso ed interagisce con lo
strato limite atmosferico;
(V) Zona limitrofa alla superficie oceanica.
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Circolazione Atmosferica
Moti Atmosferici
Venti legati ad azioni meccaniche o interazione in corrispondenza
dei fronti
Ciclone extratropicale
E’ dovuto ad una circolazione di origine meccanica dovuta all’azione
su larga scala di catene montuose oppure all’interazione di diverse masse
d’aria in corrispondenza dei fronti. I fronti, o zone frontali, corrispondono
alle zone di transizione tra diverse masse d’aria. Ciascuna massa d’aria
è caratterizzata da certe proprietà fisiche che possono essere costanti su
regioni di dimensioni comparabili con quelle di un oceano o di un continente. Le masse d’aria possono essere distinte in base alla loro origine
in tre gruppi principali: 1) artiche, 2) polari e 3) tropicali. Un fronte
freddo muove in direzione dell’aria più calda, e può muoversi anche cosı̀
rapidamente da provocare brusche variazioni nelle condizioni del tempo.
Il fronte caldo si muove in genere più lentamente e ad esso non sono
associati violenti fenomeni atmosferici.
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
Circolazione Atmosferica
Moti Atmosferici
Venti locali
I venti locali sono movimenti di masse d’aria a livello di mesoscala e
microscala che non modificano le proprietà della circolazione secondaria.
Sono di estensione limitata, ma possono raggiungere anche elevate velocità. Quindi, soprattutto in alcune zone del pianeta, possono influenzare in maniera decisiva il progetto delle strutture. Sono usualmente
collocati in due categorie principali, legate alle particolari condizioni geografiche ad atmosferiche.
Condizioni geografiche:
Brezze
Fohen
Bora
Condizioni atmosferiche
Tempeste
Tornadi
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Circolazione Atmosferica
Moti Atmosferici
Venti influenzati dalle condizioni geografiche
Se
una
massa
d’aria si muove da
una zona pianeggiante verso una
zona
montuosa,
l’aria sale, e mentre
sale, si raffredda.
Inizialmente, la temperatura diminuisce di circa 1◦ C per 100 m di
quota. Quando la temperatura scende al di sotto di un certo valore, si
ha condensazione, e quindi pioggia o neve, quindi la diminuzione della
temperatura si attesta attorno a 0.5◦ C per 100 m. Quando il punto più
alto del rilievo è superato, la massa d’aria ridiscende, aumentando la
sua temperatura di 1◦ C ogni 100 m.
Siccome siamo arrivati oltre il punto della condensazione, quando la
massa d’aria ridiscende, è secca. Se la massa d’aria si è effettivamente
riscaldata durante la discesa, allora si ha fohen. Sotto altre condizioni,
la massa d’aria non riesce a riscaldarsi, dunque si origina la bora.
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
Circolazione Atmosferica
Moti Atmosferici
Venti influenzati dalle condizioni atmosferiche
Uragani
Un uragano si può formare in corrispondenza di un veloce moto verso
l’alto di aria calda e umida. La condensazione dell’aria che sale determina
un rilascio di energia, e la pioggia determina un moto del sistema centrale
verso il basso. La scala dell’uragano è di circa 10 km, mentre la durata
è dell’ordine di grandezza di 1 ora.
Tornado
Un tornado è un vortice che ruota attorno ad un asse inclinato, con
diametro di circa 300 m, che si muove ad una velocità compresa tra 10 e
30 m/s. La sua massima velocità tangenziale è di 100 m/s. Al di sotto
del tornado si crea una forte depressione che può agire anche in modo
molto violento sugli edifici circostanti.
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
Circolazione Atmosferica
Spettro della componente longitudinale della velocità del vento
Lo spettro di Van der Hoven
risale al 1957 e fu inizialmente
ottenuto dalla componente
longitudinale della velocità del
vento ad una quota di 100m.
Nella zona caratterizzata dalle
basse frequenze, si hanno i
fenomeni macrometereologici.
Tale regione dello spettro presenta due picchi, uno corrispondente alla periodicità del vento giornaliera
(brezze caratterizzate da un periodo pari a 12 ore), l’altro relativo al
normale periodo di sviluppo di una burrasca o tempesta, ossia circa
4 giorni (100 ore). Lo spettro è stato esteso anche a sinistra oltre
il campo di definizione dello spettro originale, e presenta un ulteriore
massimo in corrispondenza della periodicità annuale. Alle alte frequenze
è possibile osservare un ulteriore picco, intorno a fenomeni della durata
di 1-2 minuti, da attribuire alla turbolenza atmosferica. Quest’ultima
non influenza la circolazione atmosferica, ma invece è importante nelle
pratiche progettuali.
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
Circolazione Atmosferica
Spettro della componente longitudinale della velocità del vento
Lo spettro è una misura della
varianza statistica del vento turbolento. Nella zona centrale
del grafico in figura, la varianza risulta minima e pressoché costante in un periodo di
tempo compreso tra 10 minuti
ed un’ora. Tale periodo di tempo
prende il nome di gap spettrale e
fornisce un’utile informazione per la valutazione della velocità di riferimento di un determinato sito. Essendo minima e costante la varianza,
è minima l’escursione della componente fluttuante della velocità eolica
rispetto alla sua media che pertanto può essere calcolata con buona approssimazione mediando le registrazioni su un periodo compreso tra 10
minuti ed un’ora.
Poiché la velocità media è stazionaria all’interno del gap spettrale, è possibile considerare la componente fluttuante longitudinale del vento come
somma del valor medio ottenuto su un periodo di 10-60 minuti e della
componente fluttuante di origine turbolenta.
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Circolazione Atmosferica
Spettro della componente longitudinale della velocità del vento
Poiché la velocità media è
stazionaria all’interno del
gap spettrale, è possibile considerare la componente fluttuante longitudinale del vento come
somma del valor medio
ottenuto su un periodo
di 10-60 minuti e della
componente fluttuante di
origine turbolenta.
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Circolazione Atmosferica
Ingegneria del Vento
Strato Limite Atmosferico
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
Dipartimento di Ingegneria Civile ed Ambientale, Università di Firenze
(DIC)
Centro di Ricerca Inter-Universitario di Aerodinamica delle Costruzioni ed
Ingegneria del Vento
(CRIACIV)
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
Strato Limite Atmosferico
Introduzione
La superficie terrestre esercita
sull’aria in movimento prossima
ad essa una forza d’attrito che
ne ritarda il flusso. Inoltre,
un’ ulteriore frizione si genera
tra strati d’aria adiacenti che si
muovono a velocità differenti.
L’effetto combinato di queste
frizioni rende il flusso turbolento, cosicché la direzione della velocità del vento si discosta dalle isobare (turbolenza atmosferica). La regione dell’atmosfera in cui il vento
risente di questi fenomeni prende il nome di strato limite atmosferico.
Lo spessore di tale regione si estende per un’altezza che varia da poche
centinaia di metri a qualche chilometro, in base all’intensità del vento,
alla rugosità del terreno, e all’angolo di latitudine. All’interno dello strato
limite atmosferico la velocità varia con l’altezza fino ad arrivare alla velocità di gradiente, che segna il confine tra lo strato limite atmosferico
e la cosiddetta atmosfera libera, dove la direzione delle masse d’aria in
movimento segue le isobare.
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Strato Limite Atmosferico
Equazioni del Moto dell’Atmosfera
Equazioni del moto medio
Il moto dell’atmosfera è governato dall’equazioni fondamentali della meccanica dei continui, che includono l’equazione di continuità, come conseguenza del principio di conservazione della massa, e la seconda legge
di Newton.
Mediando l’equazioni di continuità e di equilibrio, il moto medio
dell’atmosfera può essere descritto dalle seguenti relazioni:
∂U
∂U
1 ∂p
1 ∂τu
∂U
+V
+W
+
− fV −
∂x
∂y
∂z
ρ ∂x
ρ ∂z
∂V
∂V
∂V
1 ∂p
1 ∂τv
U
+V
+W
+
+ fU −
∂x
∂y
∂z
ρ ∂y
ρ ∂z
1 ∂p
+g
ρ ∂z
∂U
∂V
∂W
+
+
∂x
∂y
∂z
U
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
=0
(1)
=0
(2)
=0
(3)
=0
(4)
Strato Limite Atmosferico
Equazioni del Moto dell’Atmosfera
Differenziando la 3 rispetto ad x e y si può
dimostrare che la variazione verticale del
gradiente di pressione orizzontale è funzione
del gradiente di densità orizzontale. Trascurando tale variazione (flussi barotropici) si
ha che all’interno dello strato limite atmosferico il gradiente di pressione
orizzontale rimane invariato:
"
#
Vgr2
∂p
= ρ fVgr ±
(5)
∂n
r
dove Vgr è la velocità di gradiente, r è il raggio di curvatura delle isobare,
e n è la direzione del vento di gradiente. Se si assume un vento geostrofico
si ottiene:
1 ∂p
= fVg
ρ ∂x
1 ∂p
= −fUg
ρ ∂y
(6)
(7)
Prof. Dr.-Ing.
Stefano Pastò della
Stratovelocità
Limite Atmosferico
dove
U eClaudio
V Borri,
sonoDr.-Ing.
le componenti
geostrofica lungo gli
Soluzione del Moto Medio
Per risolvere il problema del moto medio è necessario introdurre alcune
relazioni che definiscono gli sforzi di taglio τu e τv .
∂U
∂z
∂V
τv = ρK (x, y , z)
v∂z
#
u"
u ∂U 2 ∂V 2
2
t
K (x, y , z) = L (x, y , z)
+
∂z
∂z
τu = ρK (x, y , z)
(8)
(9)
(10)
dove K e L sono rispettivamente la viscosità turbolenta e la lunghezza di
mescolamento.
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Strato Limite Atmosferico
Soluzione del Moto Turbolento
Dall’equazioni di equilibrio del moto medio è possibile ottenere la
seguente espressione:
"
∂
U
∂x
q2
2
!
∂
+V
∂y
q2
2
!
!# ∂
τu ∂U
τv ∂V
q2
+W
−
+
∂z
2
ρ ∂z
ρ ∂z
" #
∂
p0
q2
+
w
+
+ = 0 (11)
∂z
ρ
2
dove p
il sovrasegno indica la media rispetto al tempo, e
q =
(u 2 + v 2 + w 2 ). L’equazione 11 è nota come equazione
dell’energia cinetica della turbolenza ed esprime l’equilibrio dell’avvezione
(primo termine), produzione (secondo termine), diffusione (terzo termine) e dissipazione (ultimo termine) dell’energia cinetica.
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Strato Limite Atmosferico
Soluzione del Moto Turbolento
L’equazione 11 risulta essere vantaggiosa nello studio dei flussi nello
strato limite atmosferico inteso come tridimensionale. In particolare,
si hanno le seguenti relazioni:
p
τu2 + τv2 = ρa1 q 2
(12)
0
y p
q2
1 2
w
q
q 2 a2
+
=
(13)
ρ
2
Qc
δ
max
3/2
q2
=
(14)
Ld (y /δ)
τu
τv
=
(15)
∂U/∂z
∂V /∂z
dove a1 = 0.16, δ è lo spessore dello strato limite atmosferico, e Qc è la
velocità di gradiente nel caso di vento atmosferico.
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Strato Limite Atmosferico
Profilo di Velocità Media
Le tempeste di vento di larga-scala attraversano vaste superfici
con differente rugosità. Limitando il dominio di integrazione delle
equazioni che governano il moto ad una regione relativamente piccola rispetto alle dimensioni della tempesta, e con rugosità approssimativamente uniforme, è possibile assumere che la velocità
media nel piano x e y sia costante lungo tutto lo sviluppo della
regione: ∂U/∂x = 0 e ∂V /∂y = 0. In questo caso il flusso si dice
orizontalmente omogeneo.
Nell’ulteriore ipotesi di vento geostrofico si ottiene:
1 ∂τu
ρf ∂z
1 ∂τv
Ug − U = −
ρf ∂z
Vg − V =
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(16)
(17)
Strato Limite Atmosferico
Profilo di Velocità Media
Spirale di Ekman
Se consideriamo le condizioni al contorno per gli sforzi di taglio (Eq.ni 8
e 9) e assumiamo che la viscosità
turbolenta (Eq.10) sia costante, il
modello che ne deriva prende il
nome di spirale di Ekman. Imponendo le condizioni al contorno U =
V = 0 per z = 0 e U = Ug , V = Vg
per z → ∞, la soluzione del sistema è la seguente:
1 U = √ G 1 − e −az (cos(az) − sin(az)
2
1 V = √ G 1 − e −az (cos(az) + sin(az)
2
p
con a = f /2K .
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Strato Limite Atmosferico
(18)
(19)
Profilo di Velocità Media
Strato limite turbolento di Ekman
Assumendo dei modelli in cui la viscosità turbolenta varia con l’altezza,
si hanno risultati più plausibili. Appartengono a questa categoria di
modelli quelli che ipotizzano lo strato
limite atmosferico diviso in due regioni: lo strato superficiale e lo strato
esterno.
τo dovrà essere espresso in funzione delle precedenti quantità:
τo = F(Ui + V j, z, zo , ρ) dove i e j sono i versori diretti rispettivamente secondo gli assi coordinati x, y.
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Strato Limite Atmosferico
Profilo di Velocità Media
La precedente relazione può essere espressa in forma adimensionale:
z
Ui + V j
= f1
(20)
u∗
zo
nota come legge del muro che descrive il flusso nel strato supericiale. La
quantità
r
τo
u∗ =
(21)
ρ
prende il nome di velocità di taglio, mentre f1 è una funzione di z/zo .
Anolagamente, nello strato esterno si può assumere che la variazione di
velocità [(Ug i + Vg j) − (Ui + V j)], alla generica quota z, sia espressa in
funzione di τo , dell’altezza dello strato limite δ, e della densità dell’aria
ρ:
z Ui + V j
Ug i + Vg j
=
+ f2
u∗
u∗
δ
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(22)
Strato Limite Atmosferico
Profilo di Velocità Media
Esprimendo la 20 nella forma equivalente:
δ
Ui + V j
z
= f1
u∗
δ
zo
(23)
uguagliando i primi membri della 22 e della 23 e scegliendo opportunamente le funzioni f1 e f2 :
f1 (ξ) = ln ξ 1/k i
(24)
B
(25)
f2 (ξ) = ln ξ 1/k i + j
k
(26)
con k e B costanti, si perviene alle seguenti relazioni:
Ug
1
δ
= ln
u∗
k zo
Vg
B
=−
u∗
k
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(27)
(28)
Strato Limite Atmosferico
Profilo di Velocità Media
da cui si ottiene la velocità geostrofica:
s
u∗
2 δ
2
B + ln
G=
zo k
(29)
Inoltre si può dimostrare che lo spessore dello strato limite atmosferico,
δ sia dato dalla seguente relazione:
δ=c
u∗
f
(30)
dove c è una costante.
Infine, è dunque possibile definire il profilo della velocità media del vento
generalizzando la 27 per una velocità ad una quota generica z:
1
z
U(z) = u∗ ln
(31)
k
zo
dove kp≈ 0.4 è la costante di von Karman, zo è la rugosità del suolo, e
u∗ = τo /ρ è la velocità d’attrito.
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Strato Limite Atmosferico
Lunghezza di Rugosità
La lunghezza di rugosità, zo può
essere interpretata come la dimensione caratteristica dei vortici che
si generano per effetto della frizione
dell’aria in moto e il suolo.
Nell’Eurocodice
1 sono state
introdotte quattro categorie di
terreno, per le
quali è definito
un fattore di
terreno
kT
proporzionale alla velocità d’attrito, e che aumenta con la rugosità del
terreno.
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Strato Limite Atmosferico
Lunghezza di Rugosità
Inoltre, l’Eurocodice 1 introduce anche un’altezza minima entro la quale
la velocità rimane costante.
In particolare, l’Eurocodice 1 fornisce un profilo di velocità logartimico:
z
U(z) = Uref kT ln
z ≤ zmin
(32)
zo
dove Uref è la velocità di riferimento del sito in esame.
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Strato Limite Atmosferico
Lunghezza di Rugosità
Gli elementi del suolo che contribuiscono ad aumentarne la scabrezza
sono detti elementi di rugosità. Tali elementi aumentano la resistenza al
vento e pertanto contribuiscono a produrre ulteriore turbolenza.
Se gli elementi di rugosità sono uniformemente distribuiti sul suolo, è
possibile stimare la lungezza di rugosità zo con la seguente formula empirica:
zo = 0.5h
Ar
At
(33)
dove h è l’altezza degli elementi di rugosità, Ar è l’area degli elementi
ortogonali alla direzione del vento, e At è l’area d’influenza di ciascun
elemento. Se Ar e At sono dello stesso ordine di grandezza (elementi di
rugosità molto fitti), il flusso viene traslato verso l’alto di una quantità
pari all’altezza media degli elementi di rugosità. Tale fenomeno lo si
registra ad esempio nelle foreste.
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Strato Limite Atmosferico
Lunghezza di Rugosità
La traslazione della superficie di contatto viene tenuta in conto introducendo l’altezza media della rugosità fitta, d, nell’espressione del
profilo logaritmico della velocità media del vento:
U(z) = U∗
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1 z −d
ln
k
zo
Strato Limite Atmosferico
(34)
Profilo di velocità media nel caso di terreni non omogenei
Consideriamo il caso in figura in cui il vento lambisce dapprima un
suolo con rugosità zo1 e successivamente un suolo con zo2 .
In corrispondenza del primo terreno, e
ad un’altezza h2 dopo la transizione,
la velocità del vento è determinata
soltanto dalla rugosità zo1 . La rugosità zo2 influisce sulla velocità del
vento solo entro l’altezza h1 , mentre nella regione intermedia tra
h1 e h2 si ha una graduale transizione in cui entrambe le rugosità
influenzano la velocità del vento. La regione cha si estende dal
suolo fino ad h2 prende il nome di strato limite interno, mentre al
disotto di h1 si ha lo strato di equilibrio. La lunghezza dello strato
limite esterno è stato valutato da Elliot che formulò la seguente
relazione:
0.8
x
zo1
(35)
h2 (x) = z02 0.75 + 0.03 ln
z02
z02
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Strato Limite Atmosferico
Discontinuità nel Piano di Campagna
La presenza di una discontinuità nel piano di campagna determina un’accelerazione
del flusso, e conseguentemente un aumento
della pressione eolica sulle strutture. Per
questo motivo l’Eurocodice 1 introduce un
coefficiente di topografia, cT , che dipende
dalla velocità del vento alla base della discontinuità, dalla sua pendenza, dalla sua
lunghezza misurata nella direzione del vento,
dalla sua altezza rispetto al suolo, e dalla
distanza della struttura dal suo picco.
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Strato Limite Atmosferico
Profilo Esponenziale di Velocità Media
Il primo modello di profilo di velocità del
vento ad essere introdoto fu quello esponenziale:
α
zg 1
(36)
U(zg 1 ) = U(zg 2 )
zg 2
dove α è un coefficiente che dipende dal
tipo di terreno, mentre zg 1 e zg 2 sono
due quote rispetto al terreno. Ponendo
zg 2 = zref e zg 1 = z si ottiene quello che
originariamente era il profilo di velocità media previsto dalle norme canadesi:
α
z
U(z) = U(zref )
(37)
zref
È bene ricordare che il profilo esponenziale non ha un fondamento fisico ma
fornisce valori accettabili.
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Strato Limite Atmosferico
Profilo Esponenziale di Velocità Media
Se si assume che la quota di riferimento sia l’altezza dello strato limite,
zref = δ = δgr , allora la legge esponenziale è funzione solo di α:
α
z
u(z) = G
(38)
δgr
Discontinuità del terreno
Consideriamo, come nel caso precedente, due terreni aventi differenti
lunghezza di rugosità, siano queste zo e zo1 con zo1 < zo . La differenza
di rugosità induce due differenti profili di velocità.
Utilizzando il profilo esponenziale, per trovare la velocità U(zg , zo ) nota
la velocità U(zg 1 , zo1 ), si ottiene:
zg
U(zg , zo ) = U(zg 1 , zo1 )
δ(zo )
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α(zo ) δ(z01 )
zg 1
α(zo1 )
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(39)
Ingegneria del Vento
Turbolenza Atmosferica
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Ingegneria del Vento
(CRIACIV)
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Turbolenza Atmosferica
Introduzione
Il vento nello strato limite atmosferico è sempre turbolento. La
turbolenza, è dovuta ad un treno di vortici che si genera per effetto
dell’attrito dell’aria con il suolo e con tutti gli ostacoli presenti su
di esso (elementi di rugosità). Quanto più grande è il valore della
rugosità equivalente del sito in esame, tanto più turbolento è il vento in
prossimità della superficie di rugosità. L’effetto si ripercuote su tutto
lo strato limite atmosferico fino a raggiungere l’atmosfera libera dove
la velocità del vento segue la direzione delle isobare. Vi è dunque
un graduale attenuamento della turbolenza all’aumentare della quota
rispetto al suolo, dovuto alla minore influenza della rugosità superficiale
sulla circolazione atmosferica
l vento, in quanto turbolento, può essere inteso come un processo
stocastico in cui ciascun vortice contribuisce a caratterizzarne l’energia
(densità spettrale), in base alle proprie dimensioni e al proprio periodo
(o alla propria frequenza)
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Turbolenza Atmosferica
Introduzione
Poiché la velocità media è
stazionaria all’interno del
gap spettrale, è possibile considerare la componente fluttuante longitudinale del vento come
somma del valor medio
ottenuto su un periodo di 10-60 minuti e
della componente fluttuante di origine turbolenta.
È dunque possibile trattare separatamente la componente fluttuante turbolenta del vento e quella media che di per sé induce una risposta strutturale di tipo statico. La risposta al vento turbolento viene valutata in
campo dinamico ed è intesa come un processo aleatorio da studiare con
opportuni modelli statistici.
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Turbolenza Atmosferica
Introduzione
Un ulteriore constatazione facilita la soluzione del problema dinamico:
la turbolenza atmosferica può essere intesa come un processo il cui momento statistico del secondo ordine è stazionario. Inoltre, il vento turbolento è, con buona approssimazione, di tipo Gaussiano, ossia i primi due
momenti statistici permettono di caratterizzarlo completamente. Pertanto, essendo stazionari media e varianza del processo Gaussiano ad
essa associato, la turbolenza può essere intesa anche come ergodica.
In definitiva, il vento atmosferico può essere inteso come un processo
Gaussiano stazionario ergodico. Tralasciando la componente media, una
completa descrizione fisica della turbolenza è data dalla caratterizzazione
delle seguenti quantità:
intensità di turbolenza
scale integrali
densità spettrale di potenza
coerenza
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Turbolenza Atmosferica
Intensità di turbolenza
Sia U la velocità eolica media nella direzione x, di un sistema Cartesiano,
x, y e z (con z asse verticale), e u, v e w le rispettive componenti turbolente. Nell’ipotesi di terreno omogeneo e flusso orizontale, le deviazioni
standard delle componenti fluttuanti, σu , σv e σw , possono essere considerate costanti sui piani individuati da differenti quote rispetto al suolo.
Fino ad un’altezza di 100-200 metri è possibile assumere che:
σu = Au∗
σv ≈ 0.75σu
σw ≈ 0.5σu
(1)
(2)
(3)
con A ≈ 2.5 per zo = 0.05m e A ≈ 1.8 per zo = 0.3m.
A partire dalle deviazioni standard, di definiscono le intensità di turbolenza in funzione della quota z:
Iu (z) =
σu (z)
U(z)
Iv (z) =
σv (z)
U(z)
Iw (z) =
σw (z)
U(z)
(4)
Fino ad altezze pari a 100-200 metri, si può assumere che le componenti
turbolente siano distribuite normalmente (distribuzione Gaussiana).
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Turbolenza Atmosferica
Scale Temporali
Nell’assunzione di processo stazionario, la funzione di autocorrelazione
permette di stimare le informazioni che una registrazione della velocità
del vento, ad un certo istante t1 , fornisce sulla valore della stessa registrazione al temp t2 . Indicando con τ = t1 − t2 il periodo di tempo che
intercorre tra due valori della stessa registrazione, è possibile definire la
funzione di autocorrelazione nel seguente modo:
Ru (z, τ ) = E [u(x, y , z, t1 )u(x, y , z, t1 + τ )]
(5)
che è funzione della sola altezza z nell’ipotesi di flusso orizzontalmente
omogeneo che investe un sito uniformemente rugoso. La funzione di
autocorrelazione può essere anche adimensionalizzata:
ρu (z, τ ) =
E [u(x, y , z, t1 )u(x, y , z, t1 + τ )]
σu2 (z)
(6)
dove σu (z) è la varianza. La funzione di autocorrelazione, ρu (z, τ ),
assume cosı̀ valori compresi tra 0 ed 1.
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Turbolenza Atmosferica
Scale Temporali
La scala temporale T (z) è
definita come:
Z
T (z) =
+∞
ρu (z, τ )dτ
0
(7)
ed è un tempo di memoria: una
misura di u al tempo t1 fornisce diverse informazioni circa
u(t1 + τ ) se τ << T (z), al
contrario se τ >> T (z). Un
esempio di funzione di autocorrelazione è riportato in figura ed è data dalla seguente relazione:
ρu (τ ) = e −τ /T (z)
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(8)
Turbolenza Atmosferica
Scale Integrali
Le scale integrali sono una misura della dimensione caratteristica dei
vortici che costituiscono la corrente eolica, o in maniera equivalente, della
dimensione media della raffica di vento. Considerando la componente u,
le rispettive scale integrali si scrivono:
Z +∞
x
Lu =
ρu (z, rx )drx
(9)
0
Z +∞
Lyu =
ρu (z, ry )dry
(10)
0
Z +∞
Lzu =
ρu (z, rz )drz
(11)
0
dove ρu (z, rj ) j = x, y , z è la funzione di cross-correlazione tra due punti
della raffica in direzione j distanziati di rj .
Ipotesi di Taylor: vortici congelati che si muovono alla velocità media del
vento:
Lxu (z) = U(z)T (z)
(12)
valida per tutte le 9 scale integrali di turbolenza.
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Turbolenza Atmosferica
Scale Integrali
Le scali integrali dipendono
dall’altezza, dalla rugosità del
suolo, e anche dalla velocità del
vento. Per altezze comprese tra
i 10-240 metri vale la seguente
relazione:
Lxu (z) = Cz m
(13)
dove C e m dipendono dalla rugosità del sito, zo (vedi figura).
Le rimanenti scale integrali sono spesso espresse in funzione della scala
integrale longitudinale, Lxu (z):
Lyu ≈ 0.3Lxu
Lzu ≈ 0.2Lxu
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(14)
(15)
Turbolenza Atmosferica
Spettro della Componente longitudinale della velocità del vento
La turbolenza può essere intesa come la sovrapposizione di vortici caratterizzati da un periodo e dunque da una frequenza angolare ω = 2πn.
L’energia totale del processo è quindi la somma dei vari contribuiti
energetici associati ad ogni singolo vortice. Dall’equazione di moto del
flusso turbolento si evince che i termini inerziali sono associati ad un
trasferimento di energia dai vortici più grandi a quelli più piccoli, mentre
i termini viscosi si riferiscono ad una dissipazione di energia che interessa
principalmente i vortici più piccoli. A causa dei questa dissipazione, la
turbolenza tenderebbe ad estinguersi, tuttavia la corrente viene rifornita
di energia dai vortici con dimensioni maggiori. Il flusso turbolento è
dunque garantito da un equilibrio energetico tra l’energia introdotta
nella corrente dai vortici più grandi, e l’energia dissipata da quelli più
piccoli.
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Turbolenza Atmosferica
Spettro della Componente longitudinale della velocità del vento
Prima Ipotesi di Kolmogorov
Il moto dei vortici minori è governato dalla quantità di energia fornita,
che per l’equilibrio è pari a quella dissipata, e dalla viscosità. Da tale
ipotesi, deriva che i piccoli vortici sono indipendenti dalle condizioni al
contorno, a tal punto che questi non hanno una direzione preferenziale,
ossia costituiscono un flusso isotropo.
Seconda Ipotesi di Kolmogorov
I vortici più grandi, aventi lunghezze d’onda maggiori, si muovono indipendentemente dalla viscosità, e pertanto il loro moto è determinato
soltanto dalla quantità di energia fornita, che per l’equilibrio sarà uguale
a quella dissipata. La seconda ipotesi di Kolmogorov è valida nel cosiddetto sotto-intervallo inerziale e fornisce l’espressione generale della componente longitudinale della velocità del vento:
Suu (K ) = a2/3 K −5/3
(16)
dove a ≈ 0.5, è la quantità d’energia trasferita (o dissipata), e K =
2π/λ è il numero d’onda con λ lunghezza d’onda.
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Turbolenza Atmosferica
Spettro della Componente longitudinale della velocità del vento
Spettro nel sotto-intervallo inerziale
Si può assumere che l’energia trasferita, , sia data dalla seguente relazione:
=
τo ∂U(z)
ρ ∂z
(17)
con U(z) dato dal profilo di velocità media:
U(z) =
1 z
u∗
k zo
(18)
Si dimostra, utilizzando le precedenti relazioni, che lo spettro della componente longitudinale della velocità del vento può essere scritta nella
forma:
−2/3
nSuu (z, n)
nz
=
0.26
(19)
u∗2
U(z)
dove la quantità f = nz/U(z) è nota come coordinata di Monin.
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Turbolenza Atmosferica
Spettro della Componente longitudinale della velocità del vento
Si riportano di seguito alcuni spettri presenti in letteratura:
Spettro di Von Karman
nSuu (z, n)
1
nLxu
=
4
x 2 5/6
u∗2
U(z) nLu
1 + 70.8 U(z)
Spettro di Davenport
2
nSuu (z, n)
1200n
1
=4
2 4/3
u∗2
U10
1200n
1 + U10
(20)
(21)
Spettro di Kaimal
nSuu (z, n)
200f
=
2
u∗
(1 + 50f )5/3
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(22)
Turbolenza Atmosferica
Spettro della Componente longitudinale della velocità del vento
Spettro utilizzato dall’Eurocodice 1
nSuu (z, n)
nLx
= 6.8 u h
2
u∗
U(z)
1
1+
nLxu
10.2 U(z)
i5/3
(23)
Per completezza si forniscono anche gli spettri di letteratura relativi alla
componenti trasversali della velocità del vento.
Spettro di Kaimal
nSvv (z, n)
nz
= 15
2
u∗
U(z) h
1
nz
1 + 9.5 U(z)
i5/3
(24)
Spettro di Lumley e Panofsky
nSww (z, n)
nz
= 3.36
u∗2
U(z)
1 + 10
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1
nz
U(z)
5/3
Turbolenza Atmosferica
(25)
Spettro della Componente longitudinale della velocità del vento
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Turbolenza Atmosferica
Coerenza
Il cross-spettro normalizzato, SN (P1 , P2 , n) della turbolenza longitudinale, fornisce la dipendenza statistica in funzione della frequenza n, tra due punti nello spazio P1 e P2 . Lo si esprime come
segue:
Suu (P1 , P2 , n)
SN (P1 , P2 , n) = p
Suu (P1 , n)Suu (P2 , n)
(26)
dove Suu (P1 , P2 , n) è il cross-spettro della componente turbolenta
nei due punti considerati. Suu (Pj , n) j = 1, 2 è lo spettro della
j-esima componente turbolenta.
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Turbolenza Atmosferica
Coerenza
In generale nella valutazione della risposta di strutture soggette
al vento turbolento, si assume che la parte immaginaria di
SN (P1 , P2 , n) sia nulla, pertanto si ottiene:
Suu (P1 , P2 , n) =
p
Suu (P1 , n)Suu (P2 , n)Cohuu (P1 , P2 , n)
(27)
p
dove Cohuu (P1 , P2 , n) = Cuu (P1 , P2 , n) = ψuu (P1 , P2 , n).
Date le distanze ry = |y1 − y2 | e rz = |z1 − z2 | lungo y e z tra due
punti nello strato limite atmosferico, una buona approssimazione
della funzione di coerenza è data da:
q
√
2
2
n
Cuu (ry , rz , n) = Cohuu (P1 , P2 , n) = e − U (Cy ry ) +(Cz rz )
(28)
dove U = 21 [U(z1 ) + U(z2 )], mentre Cy e Cz sono due costanti
che generalmente possono assumersi pari a 10.
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Turbolenza Atmosferica
Ingegneria del Vento
Aerodinamica dei Corpi Tozzi
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
Dipartimento di Ingegneria Civile ed Ambientale, Università di Firenze
(DIC)
Centro di Ricerca Inter-Universitario di Aerodinamica delle Costruzioni ed
Ingegneria del Vento
(CRIACIV)
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
Aerodinamica dei Corpi Tozzi
Introduzione
Lo studio dei fenomeni aerodinamici nasce dalle pratiche aeronautiche,
e successivamente fu esteso alle strutture immerse nello strato limite
atmosferico. Di particolare interesse, nelle pratiche strutturali, è la
conoscenza della turbolenza del vento incidente, oppure la turbolenza
prodotta dalle stesse strutture (signature). Poiché, in generale, le
strutture presentano forme qualsiasi, si fa riferimento all’aerodinamica
dei corpi tozzi.
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Aerodinamica dei Corpi Tozzi
Equazioni di Moto
Dato un volume elementare di fluido, dV , il vettore di velocità del fluido
può essere scritto come segue:
u=
3
X
ui ii
(1)
i=1
dove ui (i = 1, 2, 3) sono le componenti della velocità lungo xi (i =
1, 2, 3) che costituiscono un sistema cartesiano di riferimento i cui versori
sono rispettivamente dati da ii (i = 1, 2, 3).
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Aerodinamica dei Corpi Tozzi
Equazioni di Moto
Le equazioni di moto del volume
dV di fluido si scrivono come
somma delle forze d’inerzia, delle
forze di massa, e delle forze di superficie:
3
ρ
X ∂σij
Dui
= ρgi +
Dt
∂xj
i = 1, 2, 3
(2)
j=1
dove:
ρ
Dui
dV
Dt
ρgi dV
3
X
∂σij
j=1
∂xj
dV
(3)
sono rispettivamente (procedendo da sinistra verso destra) le forze
d’inerzia, le forze di massa, e le forze di superficie. Nella 3, ρ è la densità
del fluido, t è il tempo, gi è l’i-esima componente dell’accelerazione, e
σij una tensione agente su una particella di fluido (vedi figura).
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Aerodinamica dei Corpi Tozzi
Equazioni di Continuità
Per il principio di conservazione della massa, l’aumento di massa fluida
contenuta all’interno di una certa superficie chiusa deve essere uguale
alla differenza tra la massa che esce ed entra dal volume racchiuso dalla
superficie. L’equazione di continuità si scrive come segue:
3
X
∂(ρui )
i=1
∂xi
=−
∂ρ
∂t
(4)
Se il fluido è incompressibile, ρ = cost, pertanto l’equazione di continuità
diviene:
3
X
∂ui
i=1
∂xi
=0
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(5)
Aerodinamica dei Corpi Tozzi
Equazioni di Navier-Stokes
Al contrario di un solido, un fluido in condizioni statiche può resistere
solo a pressioni normali. In condizioni dinamiche invece, il flusso può
resistere anche a sforzi di taglio. Se tali sforzi sono dovuti alla viscosità,
µ, allora si parla di fluidi Newtoniani. Conviene dividere il tensore delle
tensioni, σ, in una parte idrostastica, p, ed una deviatorica, d:
(
p i =j
pij =
(6)
0 i 6= j
3
1 X
dij = 2µ eij − δij
ekk
3
!
(i, j = 1, 2, 3)
(7)
k=1
dove:
1
eij =
2
∂ui
∂uj
+
∂xj
∂xi
(
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δij =
1 i =j
0 i=
6 j
Aerodinamica dei Corpi Tozzi
(8)
Equazioni di Navier-Stokes
dove:
1
eij =
2
∂uj
∂ui
+
∂xj
∂xi
(
δij =
1 i =j
0 i 6= j
(9)
Con la precedente scomposizione si arriva alla seguente relazione:
!
3
1 X
ekk
σij = −pδij + 2µ eij − δij
(10)
3
k=1
che sostituita all’equazione di moto (Eq. 2) porta alla definizione
dell’equazioni di Navier-Stokes:
"
!#
3
3
Dui
∂p X ∂
1 X
ρ
= ρgi −
+
2µ eij − δij
ekk
i, j = 1, 2, 3
Dt
∂xi
∂xj
3
j=1
k=1
(11)
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Aerodinamica dei Corpi Tozzi
Equazioni di Navier-Stokes
Se la viscosità, µ, può essere considerata costante, la 11 diviene:

!
3
3
2
X
X
Dui
∂p
∂ ui
1 ∂
∂uk 
ρ
= ρgi −
+µ 
+
(12)
Dt
∂xi
3 ∂xi
∂xk
∂xj2
j=1
k=1
che in forma vettoriale diviene:
3
ρ
3
X ∂p
X ∂2u
Du
= ρg −
ii + µ
Dt
∂xi
∂xj2
i=1
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j=1
Aerodinamica dei Corpi Tozzi
(13)
Equazioni di Bernoulli
Nel caso in cui il fluido è incompressibile e inviscido (µ = 0), l’equazione
13 diviene:
3
ρ
X ∂p
Du
=−
ii
Dt
∂xi
(14)
i=1
se x1 e la coordinata lungo la quale avviene il moto del fluido, si ha per
integrazione della 14 che:
1 2 p
|u| + = cost.
2
ρ
(15)
in ogni punto di una linea di corrente fluida.
La 15 è nota come teorema di Bernoulli che nel caso più generale si
scrive:
1 2
ρu + p = cost.
2
(16)
dove u è la velocità della corrente fluida lungo una linea di corrente. La
quantità 12 ρu 2 è nota come pressione dinamica.
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Aerodinamica dei Corpi Tozzi
Equazioni di Bernoulli
Consideriamo una corrente fluida che si muove lungo un percorso curvilineo (vedi figura). Sia dr la distanza tra due linee di flusso, l’equazione
di moto per il flusso sarà data da:
dpdA = ρdrdA
u2
r
(17)
dove p è la pressione lungo su un elemento elementare di fluido, dA
è l’area di tale elemento, u 2 /r è l’accelerazione del flusso dovuta alla
curvatura di raggio, r .
La 17 indica che la variazione di pressione
normale alle linee di corrente curvilinee è
data dalla relazione:
dp = ρu 2
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dr
r
Aerodinamica dei Corpi Tozzi
(18)
Equazioni di Bernoulli
Nel caso in cui il percorso è circolare si ha il flusso vorticoso. Per il
teorema di Bernoulli si ottiene:
dr
du
=−
u
r
(19)
che integrata fornisce la seguente relazione del vortice libero:
ur = cost
(20)
secondo la quale la velocità diminuisce all’aumentare del raggio secondo
una legge iperbolica. Tuttavia tale relazione è vera soltanto nelle zone
più esterne del vortice, dal momento che in quelle più interne prevalgono
gli sforzi di attrito
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Aerodinamica dei Corpi Tozzi
Strato Limite e Separazione
Le forze fluide si differenziano in forze fluide inerziali e forze fluide viscose.
Il rapporto tra le due è un indice del tipo di flusso in esame. Tale rapporto
è noto come numero di Reynolds, Re :
Re =
ρUL
UL
=
µ
ν
(21)
dove ν è nota come viscosità cinematica e L è una dimensione
caratteristica del corpo.
Quando Re è grande predominano gli
effetti inerziali, altrimenti prevalgono gli effetti viscosi.
Generalmente, una corrente fluida che investe un ostacolo origina una varietà
di numeri di Reynolds, a seconda della regione del corpo che si considera.
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Aerodinamica dei Corpi Tozzi
Strato Limite e Separazione
La separazione del flusso lungo un ostacolo è dovuta alla presenza di
un gradiente avverso di pressione, come ad esempio può accadere in
corrispondenza dello spigolo di un corpo.
Il processo di separazione dello strato
limite superficiale genera dei vortici
che producono forti suzioni nel punto
di separazione, e che defluiscono a
valle del corpo fomando la scia. La
scia è una regione costituita da vari
strati tra i quali vi è uno scambio di energia continuo. La scia può essere
di tipo turbolento o laminare a seconda se lo scambio di energia avviene
al livello macroscopico (scia turbolenta) o a livello molecolare (scia laminare).
In base al numero di Reynolds, si possono distinguere tra flussi laminari
o turbolenti.
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Aerodinamica dei Corpi Tozzi
Strato Limite e Separazione
La separazione dello strato limite superficiale e la formazione della scia
dipendono dalla geometria del corpo e dal numero di Reynolds.
I profili aerodinamici (profili alari)
sono studiati in modo tale da non
presentare separazione lungo la
sezione, ma solo in corrispondenza
della coda dove i vortici che si
generano sono cosı̀ piccoli che la scia
risulta essere molto sottile. Tuttavia,
se il profilo alare ha un angolo
d’attacco pronunciato rispetto alla
direzione del flusso, la separazione
e la formazione della scia vorticosa
variano sensibilmente a tal punto da
compromettere le prestazioni del profilo stesso.
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Aerodinamica dei Corpi Tozzi
Strato Limite e Separazione
I corpi aventi superfici curve
presentano punti di separazione e scie vorticose che
dipendono sensibilmente dal
numero di Reynolds.
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Aerodinamica dei Corpi Tozzi
Distacco dei Vortici e Formazione della Scia
In particolare, nel caso di un
cilindro circolare, per valori bassi
di Re , circa Re < 5, le linee di
flusso seguono il contorno della
sezione (flusso non separato).
Nell’intervallo 5 ≤ Re ≤ 40, il
flusso si separa nella regione a
valle del cilindro formando una
coppia di vortici simmetrici. Se
il il numero di Reynolds viene incrementato ulteriormente, 40 <
Re ≤ 150, la scia diviene instabile e i vortici si staccano alternativamente dalla regioni laterali
del cilindro formando una scia di vortici di tipo laminare (regime laminare).
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Aerodinamica dei Corpi Tozzi
Distacco dei Vortici e Formazione della Scia
Nell’intervallo 150 < Re ≤ 300
la scia comincia a diventare turbolenta anche se lo strato limite
superficiale sul cilindro è ancora
laminare. I numeri di Reynolds
compresi tra 300 < Re ≤ 3 · 105
caratterizzano una scia completamente turbolenta (regime
subcritico).
Il regime critico
si
manifesta
nell’intervallo
3 · 105 < Re ≤ 3.5 · 106 ed
è caratterizzato da una scia
turbolenta e disorganizzata a tal
punto che non è più distinguibile
il distacco dei vortici. Infine, per Re > 3.5·106 si ha il regime supercritico
dove riappare nuovamente il distacco dei vortici all’interno di una scia
turbolenta.
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Aerodinamica dei Corpi Tozzi
Distacco dei Vortici e Formazione della Scia
I corpi con spigoli vivi (corpi tozzi) presentano dei punti di separazione che dipendono dalla forma del corpo, mentre il processo di formazione della scia dipende dal
numero di Reynolds. Consideriamo ad esempio il corpo tozzo in figura: per valori molto bassi del numero di Reynolds,
Re = 0.3, il flusso non si separa ma segue
il contorno della sezione; per Re = 10
il flusso si separa in corrispondenza degli
spigoli vivi e forma una scia caratterizzata
da due vortici simmetrici.
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Aerodinamica dei Corpi Tozzi
Distacco dei Vortici e Formazione della Scia
Aumentando ulteriormente il numero di
Reynolds, per Re = 250 la scia è composta da due vortici che si staccano alternativamente dagli spigoli della sezione.
Infine, per Re ≥ 1000, le forze fluide
inerziali prevalgono pertanto non è possibile assistere alla formazione di grandi
vortici, anzi la scia è composta da vortici
di piccole dimensioni.
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Aerodinamica dei Corpi Tozzi
Distacco dei Vortici e Formazione della Scia
Inoltre, analizzando il flusso intorno a cilindri quadrati e rettangolari, si può notare
un diverso comportamento aerodinamico,
ad alti numeri di Reynolds. La sezione
quadrata induce una separazione seguita
da una scia ampia a valle del corpo. La
sezione rettangolare, più allungata, presenta una separazione in corrispondenza
degli spigoli a monte del corpo, seguita da
un riattacco del flusso lungo la sezione, e
successivamente una nuova separazione a
valle della sezione. La scia che ne consegue
è più stretta.
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Aerodinamica dei Corpi Tozzi
Legge del Numero di Strouhal
I vortici si staccano dalle regioni laterali di
un corpo con una frequenza, fvs , che segue
la nota legge del numero di Strouhal:
fvs = St
U
D
(22)
dove D è una dimensione caratteristica
della sezione, e St è il numero di Strouhal.
Si può facilmente notare che la legge del
numero di Strouhal è una legge lineare.
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Aerodinamica dei Corpi Tozzi
Legge del Numero di Strouhal
Il numero di Strouhal dipende da diversi parametri, quali ad esempio la
forma della sezione ed il numero di
Reynolds.
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Aerodinamica dei Corpi Tozzi
Coefficienti di Pressione e di Forza
Un corpo soggetto ad una corrente fluida, è soggetto a delle pressioni
locali, p, che seguono il teorema di Bernoulli:
1 2
ρU + p = cost
2
(23)
ossia la somma della pressione dinamica calcolata nelle immediate vicinanze del corpo, 21 ρU 2 , e di quella statica, p, costante lungo una linea
di flusso.
Generalmente, si preferisce far riferimento al coefficiente di pressione:
Cp =
p − p0
1
2
2 ρU
(24)
dove p − p0 rappresenta la differenza tra la pressione locale e quella del
flusso indisturbato, p0 .
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Aerodinamica dei Corpi Tozzi
Coefficienti di Pressione e di Forza
Analogamente, è possibile definire il coefficiente di drag, Cd , definito
nella direzione del flusso, il coefficiente di lift, CL , definito nella direzione
normale a quella del flusso, e il coefficiente di momento, CM :
CD =
FD
1
2
2 ρU B
(25)
CL =
FL
1
2
2 ρU B
(26)
CM =
M
(27)
1
2 2
2 ρU B
dove B è una dimensione caratteristica della sezione, FD e FL sono rispettivamente le forzanti di Drag e di Lift per unità di lunghezza, e M è il
Momento.
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Aerodinamica dei Corpi Tozzi
Coefficienti di Pressione e di Forza
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Aerodinamica dei Corpi Tozzi
Coefficienti di Pressione e di Forza
I coefficienti di pressione e di forza dipendono, in generale, dal numero
di Reynolds. Consideriamo ad esempio la distribuzione dei coefficienti di
pressione di un cilindro circolare.
Nella scia del cilindro circolare, il coefficiente di pressione risulta essere
costante al variare di Re .
Ciò e
dovuto al fatto che la separazione dello
strato limite superficiale è avvenuta
a monte del corpo stesso. Tuttavia,
all’aumentare di Re il punto di separazione arretra, pertanto la scia si
forma più a monte e risulta essere
più sottile. Ne consegue una minore
suzione nelle regioni laterali.
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Aerodinamica dei Corpi Tozzi
Coefficienti di Pressione e di Forza
Integrando le pressioni locali nella direzione del flusso si ottiene la forzante
di Drag, e quindi il coefficiente di Drag.
Un tipico andamento del CD
per un cilindro circolare è riportato in figura, dove si può
notare che nel regime critico
CD diminuice drasticamente
per effetto dell’arretramento
del punto di separazione
e dell’assottigliamento della
scia. Nel regime supercritico e in quello transcritico, il coefficiente di
Drag tende ad aumentare sebbene il suo valore sia comunque minore
rispetto al regime subcritico.
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Aerodinamica dei Corpi Tozzi
Coefficienti di Pressione e di Forza
Inoltre,
l’andamento
di CD al variare di Re
dipende anche dalla
rugosità superficiale. In
particolare, la rugosità
superficiale anticipa la
transizione tra un regime
ed un altro.
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Aerodinamica dei Corpi Tozzi
Coefficienti di Pressione e di Forza
Sebbene, per una sezione circolare, il coefficiente di Drag varia al variare
di Re , lo stesso non si può dire per un cilindro a sezione quadrata, per il
quale CD rimane quasi costante al variare del numero di Reynolds.
Ciò è dovuto al fatto
che la separazione è dettata dallo spigolo a monte
della sezione, e non vi è
possibilità di un riattacco
del flusso lungo il corpo.
Smussando gli spigoli del
cilindro quadrato, si ottiene, per contro, una
notevole dipendenza del
coefficiente di Drag dal numero di Reynolds, a tal punto che si può addirittura notare una regione
critica come accade nei cilindri circolari.
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Ingegneria del Vento
Variabili Aleatorie e Processi Stocastici
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Variabili Aleatorie e Processi Stocastici
Introduzione
Per molti problemi fisici, le incertezze sono costituite da valori numerici,
ossia dai valori che una stessa variabile può assumere. La soluzione del
problema, pertanto, non è deterministica, ma deve essere necessariamente discussa in termini statistici.
In particolare verranno trattati i seguenti argomenti:
Variabili Aleatorie
Processi Stocastici
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Variabili Aleatorie e Processi Stocastici
Variabili Aleatorie Continue
Data una variabile aleatoria continua, X , la probabilità che essa sia maggiore o uguale ad un certo valore, x, è data dalla funzione di distribuzione
di probabilità, FX (x):
FX (x) = P(X ≤ x)
(1)
Generalmente. è preferibile far riferimento alla derivata di FX (x), che
prende il nome di funzione di densità di probabilità:
pX (x) =
∂FX (x)
∂x
(2)
da cui chiaramente si ottiene che
Z x
pX (ξ)dξ
FX (x) = P(X ≤ x) =
(3)
−∞
con la condizione che
Z +∞
pX (ξ)dξ = 1
(4)
−∞
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Variabili Aleatorie e Processi Stocastici
Variabili Aleatorie Continue
Una variabile aleatoria continua è completamente definita quando è
definita la sua funzione di densità di probabilità, pX (x), o alternativamente quando se ne conoscono i momenti di ordine n:
Z +∞
E [X ] =
xpX (x)dx = µX
−∞
+∞
E [X 2 ] =
Z
x 2 pX (x)dx
−∞
(5)
..
.
E [X n ] =
Z
+∞
x n pX (x)dx
−∞
dove il momento del primo ordine E [X ] = µX è noto come media della
variabile aleatoria continua X .
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Variabili Aleatorie e Processi Stocastici
Variabili Aleatorie Continue
Analogamente, è si definiscono i momenti centrali di una variabile aleatoria:
Z +∞
E [X ] =
xpX (x)dx = µX
−∞
+∞
E [(X − µX )2 ] =
Z
(x 2 − µX )pX (x)dx = Var [X ] = σX2
−∞
(6)
..
.
E [(X − µX )n ] =
Z
+∞
(x n − µX )pX (x)dx
−∞
dove σX2 è la varianza di X .
L’indice di variazione di una variabile aleatoria è definito come:
IX =
σX
µX
(7)
dove σX è nota come deviazione standard di X .
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Variabili Aleatorie e Processi Stocastici
Variabili Aleatorie Continue
Nella pratica, i valori di una variabile aleatoria sono noti dai risultati di N
esperimenti. In tal caso le precedenti definizioni dei momenti divengono:
E [X ] =
N
1 X
Xi = µX
N
i=1
E [X 2 ] =
N
1 X 2
Xi
N
(8)
i=1
..
.
E [X n ] =
N
1 X n
Xi
N
i=1
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Variabili Aleatorie e Processi Stocastici
Variabili Aleatorie Continue
mentre i momenti centrali saranno dati dalle seguenti relazioni:
E [X ] =
N
1 X
Xi = µX
N
i=1
E [(X − µX )2 ] =
N
1 X
(Xi − µX )2 = σX2
N
i=1
..
.
N
1 X
E [(X − µX ) ] =
(Xi − µX )n
N
n
i=1
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Variabili Aleatorie e Processi Stocastici
(9)
Variabili Aleatorie Gaussiane
Una variabile aleatoria Gaussiana, X , è definita dalla seguente funzione
di densità di probabilità:
pX (x) =
1
√
σX 2π
»
exp
− 12
“
x−µX
σX
”2 –
(10)
La caratteristica principale delle variabili aleatorie Gaussiane, è che sono
completamente definite quando sono definiti i primi due momenti o i
primi due momenti centrali, poiché:
E [(X − µX )n ] = 0
∀p > 2
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(11)
Variabili Aleatorie e Processi Stocastici
Variabili Aleatorie Congiunte
Nel caso di più variabili aleatorie si definisce la funzione di distribuzione
di probabilita congiunta. Ad esempio, date due variabili aleatorie, X e
Y si ha:
Z x Z y
FXY (x, y ) = P(X ≤ x ∩ Y ≤ y ) =
pXY (ξ, η)dξdη (12)
−∞
−∞
con la condizione che:
Z +∞ Z +∞
pXY (x, y )dxdy = 1
−∞
(13)
−∞
È possibile risalire alla funzione di densità di probabilità di una sola variabile aleatoria, ad esempio X , nel seguente modo:
Z +∞
pX (x) =
pXY (x, y )dy
(14)
−∞
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Variabili Aleatorie e Processi Stocastici
Variabili Aleatorie Congiunte
Se la variabile aleatoria Y assume un valore noto, y , allora si può definire
la funzione di densità di probabilita condizionale:
pXY (x, y )
pXY (x, y )
=
pXY (x |y ) = R +∞
pY (y )
p (x, y )dx
−∞ XY
(15)
La dipendenza di due variabili aleatorie è espressa dal coefficiente di
correlazione:
ρXY =
E [(X − µX )(Y − µY )]
Cov [X , Y ]
=
σX σY
σ X σY
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Variabili Aleatorie e Processi Stocastici
(16)
Variabili Aleatorie Congiunte
Se ρXY = 0 le due variabili aleatorie sono statisticamente indipendenti
pertanto
pXY (x |y ) = pX (x)
(17)
da cui si ottiene:
pXY (x, y ) = pX (x)pY (y )
(18)
Se ρXY = 1 le due variabili aleatorie sono statisticamente dipendenti, e
dunque la densità di probabilità sarà espressa da pXY (x, y ).
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Variabili Aleatorie e Processi Stocastici
Momenti di Variabili Aleatorie Congiunte
Date due variabili aleatorie congiunte, X ed Y , i loro momenti centrali
del primo ordine (medie) saranno definiti dalle seguenti relazioni:
Z
+∞
Z
+∞
κ1 [X ] = E [X ] = µX =
−∞
Z +∞
−∞
Z +∞
−∞
−∞
κ1 [Y ] = E [Y ] = µY =
xpXY (x, y )dxdy
(19)
ypXY (x, y )dxdy
(20)
mentre i momenti centrali del secondo ordine definiscono la matrice di
covarianza, Γ(X , Y ):
2
E [(X − µX )2 ]
E [(X − µX )(Y − µY )]
σX
=
E [(Y − µY )(X − µX )]
E [(Y − µY )2 ]
σYX
ΓXY =
(21)
dove σXY = σYX è la covarianza tra X e Y . La definizione dei momenti centrali di ordine superiore è analoga a quelli appena visti. Inoltre,
tali definizioni, in generale, possono essere estese al caso di n variabili
aleatorie congiunte.
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Variabili Aleatorie e Processi Stocastici
σXY
σY2
Momenti di Variabili Aleatorie Congiunte
Date due variabili aleatorie continue Gaussiane, la densità di probabilità
congiunta si esprime nel seguente modo:
pXY (x, y ) =
1
×
2πσX σY
(
1
×p
e
1 − ρ2XY
»
1
(
2 1−ρ2
XY
)
(x−µX )2
σ2
X
+
(y −µY )2
σ2
Y
−2ρXY
(x−µX ) (x−µY )
σX
σY
–)
(22)
dove ρXY è il coefficiente di correlazione tra X e Y .
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Variabili Aleatorie e Processi Stocastici
Processi Stocastici
Un processo stocastico è una famiglia di variabili aleatorie che dipendono
da un parametro. Nella pratiche strutturali, tale parametro è il tempo,
dal momento che i processi stocastici a cui si fa riferimento, sono delle
forzanti che variano nel tempo.
La struttura di probabilità di un processo stocastico, X (t), è completamente definita quando sono definite
tutte le funzioni di densità di probabilità ad esso associate:
pX (t1 ) (x1 )
pX (t1 )X (t2 ) (x1 , x2 )
..
.
pX (t1 )X (t2 )...X (tn ) (x1 , x2 , . . . , xn )
(23)
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Variabili Aleatorie e Processi Stocastici
Processi Stocastici
In alternativa, un processo stocastico è completamente definito se sono
definiti i suoi momenti:
E [X (t)] = µX (t)
E [X (t1 )X (t2 )] = RXX (t1 , t2 )
..
.
E [X (t1 )X (t2 ) . . . X (tn )]
(24)
oppure i suo momenti centrali
E [X (t)] = µX (t)
E {[X (t1 ) − µX (t1 )][X (t2 ) − µX (t2 )]} = RXX (t1 , t2 ) − µX (t1 )µX (t2 )
..
.
E {[X (t1 ) − µX (t1 )][X (t2 ) − µX (t2 )] . . . [X (tn ) − µX (tn )]}
(25)
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Variabili Aleatorie e Processi Stocastici
Processi Stocastici
dove µX (t) è la funzione di media, RXX (t1 , t2 ) è la funzione di autocorrelazione, mentre
κ2 [X (t1 )X (t2 )] = E {[X (t1 ) − µX (t1 )][X (t2 ) − µX (t2 )]} =
RXX (t1 , t2 ) − µX (t1 )µX (t2 )
(26)
è la funzione di covarianza o cumulante del secondo ordine. Inoltre si
può dimostrare che il cumulante del primo ordine è uguale alla funzione
di media:
κ1 [X (ti )] = E [X (ti )] = µX (ti ) i = 1 . . . n
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Variabili Aleatorie e Processi Stocastici
(27)
Processi Stocastici
Se ciascuna variabile aleatoria, che compone il processo stocastico, è nota
come risultato di N esperimenti, allora i momenti assumono la seguente
forma:
E [X (t)] =
N
1 X
Xi (t) = µX (t)
N
i=1
E [X (t1 )X (t2 )] =
N
N
1 XX
Xi (t1 )Xj (t2 )
N
i=1 j=1
..
.
E [X (t1 )X (t2 ) . . . X (tn )] =
N
N
N
X
1 XX
...
Xi (t1 )Xj (t2 ) . . . Xk (tn )
N
i=1 j=1
k=1
(28)
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Variabili Aleatorie e Processi Stocastici
Processi Stocastici
mentre i momenti centrali saranno espressi dalle seguenti relazioni:
E [X (t)] =
N
1 X
Xi (t) = µX (t)
N
i=1
E {[X (t1 ) − µX (t1 )][X (t2 ) − µX (t2 )]} =
N
N
1 XX
=
[Xi (t1 ) − µX (t1 )][Xj (t2 ) − µX (t2 )]
N
i=1 j=1
..
.
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Variabili Aleatorie e Processi Stocastici
(29)
Processi Stocastici Stazionari
Un processo stocastico si dice completamente stazionario se i suoi momenti sono tempo-invarianti:
E [X (t1 )p ] = E [X (t2 )p ] = . . . = E [X (tn )p ]
(30)
oppure stazionari di ordine m se
E [X (t1 )p ] = E [X (t2 )p ] = . . . = E [X (tn )p ] ∀p ≤ m
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Variabili Aleatorie e Processi Stocastici
(31)
Processi Stocastici Stazionari e Gaussiani
Un processo stocastico Gaussiano, è un processo stocastico le cui componenti sono caratterizzate da un funzione di densità di probabilità di
tipo gaussiano (Eq. 10).
Inoltre, dal momento che la densità di probabilità di una variabile aleatoria Gaussiana è completamente definita quando sono note la sua media,
µX , e la sua varianza σX2 , (Eq. 10), allora un processo Gaussiano è completamente stazionario se i primi due momenti (o momenti centrali) sono
stazionari:
E [X (t)] = µX
∀t
(32)
e
κ2 [X (t1 )X (t2 )] = E {[X (t1 ) − µX (t1 )][X (t2 ) − µX (t2 )]} =
= RXX (t1 , t2 ) − µX (t1 )µX (t2 ) = RXX (τ ) − µ2X
(33)
In questo caso la funzione di autocorrelazione, RXX (τ ) dipende da τ =
t1 − t2 e non da t1 e t2 separatamente.
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Variabili Aleatorie e Processi Stocastici
Processi Stocastici Stazionari e Gaussiani
Osservazione
Se il processo è stazionario allora la media può essere sottratta dal processo stocastico e considerata a parte. In questo caso, il processo stocastico originario viene scomposto in una componente media ed una fluttuante (stocastica). Ad esempio, la turbolenza atmosferica è un processo
stocastico Gaussiano, che risulta essere stazionario su un intervallo di
tempo compreso tra 10 minuti ed un’ora. Pertanto, mediando su tale
intervallo il processo associato alla turbolenza atmosferica, avremo una
componente media che induce una risposta strutturale statica, ed una
componente stocastica che induce una risposta dinamica.
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Variabili Aleatorie e Processi Stocastici
Processi Stocastici Ergodici
Un processo stocastico si dice ergodico se i suoi momenti coincidono
con quelli associati alla singola registrazione, X(t), intesa come unica
variabile aleatoria rappresentativa di X (t) :
1
κ1 [X(t)] = µX =
T
Z
1
T
Z
κ2 [X2 (t)] = σX2 =
T
X(t)dt =
0
1 X
X(ti )
N
i
T
[X(t) − µX ]2 dt =
0
1 X
[X(ti ) − µX ]2
N
i
..
.
(34)
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Variabili Aleatorie e Processi Stocastici
Processi Stocastici Ergodici
Inoltre, la funzione di autocovarianza di un processo stocastico ergodico
si scrive:
k2 [X(t)X(t + τ )] =
=
1
T
Z
T
[X(t) − µX ][X(t + τ ) − µX ]dt =
0
1 X
[X(ti ) − µX ][X(ti + τ ) − µX ] = RXX (τ ) − µ2X
N
(35)
i
si può subito notare che per τ = 0 si ha κ2 [X2 (t)] = σX2 = RXX (0) − µ2X .
L’ipotesi di ergodicità è quasi sempre accettata nella sperimentazione.
In particolare, acquisito un certo processo stocastico, X(t), durante un
intervallo di tempo T , con una frequenza di campionamento fc , il numero
di campioni monitorati risulterà N = Tfc . Noti X(t), T , ed N si possono
trovare le grandezze di interesse riportate nella 34 e nella 35.
Se il processo ergodico fosse anche Gaussiano, sarebbe completamente
descritto dai primi due cumulanti κ1 e κ2 .
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Variabili Aleatorie e Processi Stocastici
Processi Stocastici Ergodici
Osservazione
La funzione di covarianza ha le seguenti propietà:
κ2 [X (t)X (t + τ )] = κ2 (τ ) ≤ κ2 (0)
κ2 (τ ) = κ2 (−τ )
κ2 (τ ) → 0 τ → ±∞
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Variabili Aleatorie e Processi Stocastici
(36)
(37)
(38)
Processi Stocastici Multivariati
Un processo stocastico multivariato, X(t), è un vettore le cui componenti, Xi (t), sono dei processi stocastici.
Un processo stocastico multivariato è completamente definito
quando sono definiti i suoi momenti centrali o i momenti statistici:
in particolare, avremo il vettore delle medie


E [X1 (t)] 




 E [X2 (t)] 

(39)
κ1 [X(t)] = µX (t) =
..


.






E [XN (t)]
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Variabili Aleatorie e Processi Stocastici
Processi Stocastici Multivariati
la matrice di covarianza:


(t
,
t
)
.
.
.
κ
(t
,
t
)
κ


1
2
1
2
X
X
X
X
1
1
1
N


.
.
.
.
.
.
ΓXX (t1 , t2 ) =
=
.
.
.




κXN X1 (t1 , t2 ) . . . κXN XN (t1 , t2 )
= RXX (t1 , t2 ) − µX (t1 )µX (t2 )T
(40)
e tutti gli altri momenti centrali associati al processo stocastico
multivariato X(t).
La matrice RXX (t1 , t2 ) è la matrice di correlazione di X(t), ossia il
momento del secondo ordine di X(t):



 E [X1 (t1 )X1 (t2 )] . . . E [X1 (t1 )XN (t2 )] 

..
..
..
RXX (t1 , t2 ) =
.
.
.




E [XN (t1 )X1 (t2 )] . . . E [XN (t1 )XN (t2 )]
(41)
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Variabili Aleatorie e Processi Stocastici
Processi Stocastici Multivariati Stazionari
Nel caso stazionario i momenti centrali (ed i momenti statistici)
del primo ordine non dipendono dalla variabile t, mentre tutti gli
altri momenti centrali (e i momenti statistici) dipendono solo da
τ = t2 − t1 : in particolare il vettore delle medie sarà dato da


E [X1 (t)] 




 E [X2 (t)] 

κ1 [X(t)] = µX =
∀t
(42)
..


.






E [XN (t)]
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Variabili Aleatorie e Processi Stocastici
Processi Stocastici Multivariati Stazionari
mentre la matrice di covarianza si scriverà


 κX1 X1 (τ ) . . . κX1 XN (τ )
..
..
ΓXX (τ ) =
.
.


κXN X1 (τ ) . . . κXN XN (τ )



.. =
.

= RXX (τ ) − µX µT
X
(43)
dove la matrice di correlazione RXX (τ ) si scrive:



 E [X1 (t)X1 (t + τ )] . . . E [X1 (t)XN (t + τ )] 

..
..
..
RXX (τ ) =
.
.
.




E [XN (t)X1 (t + τ )] . . . E [XN (t)XN (t + τ )]
(44)
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Variabili Aleatorie e Processi Stocastici
Processi Stocastici Multivariati Stazionari
La stazionarietà si ripercuote chiaramente su tutti i momenti centrali (e tutti i momenti stastici) di ordine superiore al secondo.
Per un processo stocastico multivariato, Gaussiano, stazionario,
sarà sufficiente conoscere i primi due momenti centrali per descriverlo completamente. Un esempio è dato dalla turbolenza atmosferica che generalmente è riconducibile ad un processo con le
suddette caratteristiche.
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Variabili Aleatorie e Processi Stocastici
Densità Spettrali
La densità spettrale di potenza di un processo stocastico
stazionario, X (t), è data dalla trasformata di Fourier della funzione di correlazione di X (t):
Z +∞
1
RXX (τ )e −iωτ dτ
(45)
SXX (ω) =
2π −∞
Pertanto, la funzione di correlazione risulta essere la trasformata
inversa di Fourier della densità spettrale, SXX (ω):
Z +∞
RXX (τ ) =
SXX (ω)e iωτ dω
(46)
−∞
Inoltre, noto lo spettro di X (t) si dimostra che
σX2
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Z
+∞
= RXX (0) =
SXX (ω)dω
−∞
Variabili Aleatorie e Processi Stocastici
Densità Spettrali
Poiché la densità spettrale è una
funzione pari, vale la seguente
relazione:
σX2
Z
+∞
= RXX (0) =
Z
SXX (ω)dω =
−∞
+∞
GXX (ω)dω
0
(48)
dove GXX (ω) = 2SXX (ω) è detto spettro unilatero di X (t). Nel
caso di un processo multivariato stazionario, X(t), si definisce la
matrice delle densità spettrali:


SX1 X1 (ω) SX1 X2 (ω) . . . SX1 XN (ω)


..
..
..
..
(49)
SXX (ω) = 

.
.
.
.
SXN X1 (ω) SXN X2 (ω) . . . SXN XN (ω)
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Variabili Aleatorie e Processi Stocastici
Densità Spettrali
ossia:
SXX (ω) =
1
2π
Z
+∞
RXX (τ )e −iωτ dτ
(50)
−∞
dove




 E [X1 (t)X1 (t + τ )] . . . E [X1 (t)XN (t + τ )] 
..
..
..
RXX (τ ) =
.
.
.




E [XN (t)X1 (t + τ )] . . . E [XN (t)XN (t + τ )]
(51)
è la matrice di correlazione di X (t).
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Variabili Aleatorie e Processi Stocastici
Densità Spettrali
La matrice di densità spettrali è una matrice Hermitiana, ossia le
componenenti extra-diagonali sono l’una il complesso coniugato
dell’altra:
SXj Xi (ω) = SX∗ i Xj (ω) i 6= j
(52)
La parte reale dei cross-spettri, Re [SXj Xi (ω)], è una funzione pari,
mentre la parte complessa, Im [SXj Xi (ω)], è una funzione dispari.
Gli auto-spettri, SXj Xj (ω), sono funzioni reali e pari.
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Variabili Aleatorie e Processi Stocastici
Densità Spettrali
Inoltre, si definisce la coerenza CohXi Xj (ω), che è in generale una
funzione costituita da una parte reale (co-spettro), RXi Xj (ω), ed
una complessa (quad-spettro) IXi Xj (ω):
CohXi Xj (ω) = RXi Xj (ω) + i IXi Xj (ω)
(53)
In generale si ha:
q
SXi Xj (ω)
|CohXi Xj (ω)| = q
SXi Xi (ω)SXj Xj (ω)
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Variabili Aleatorie e Processi Stocastici
(54)
Densità Spettrali
Nota la matrice delle densità spettrali di X(t) è possibile risalire
alla matrice di correlazione ad esso associata:
 2

. . . σ X 1 XN 

 σX1

..
..
..
RXX (0) =
(55)
.
.
. 



2
σ X N X1 . . . σ X N
dove
σX2 i
Z
+∞
=
σ X i Xj =
−∞
Z +∞
−∞
SXi Xi (ω)dω
(56)
SXi Xj (ω)dω
(57)
sono rispettivamente la varianza di Xi (t), e la covarianza tra Xi (t)
e Xj (t). Inoltre, poiché la parte immaginaria del cross-spettro è una
funzione dispari, il suo integrale è nullo. Pertanto, la covarianza è
un numero reale ed inoltre σXi Xj = σXj Xi
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Variabili Aleatorie e Processi Stocastici
Esempi di Processi Stocastici
Si riportano le funzioni di correlazione e le densità spettrali di
alcune tipologie di processi stocastici ricorrenti nelle pratiche ingegneristiche:
Processo a banda stretta
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Variabili Aleatorie e Processi Stocastici
Esempi di Processi Stocastici
Processo a banda larga
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Variabili Aleatorie e Processi Stocastici
Esempi di Processi Stocastici
Rumore bianco
Le variabili aleatorie sono statisticamente indipendenti tra loro
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Variabili Aleatorie e Processi Stocastici
Ingegneria del Vento
Generazione di Storie di Vento
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
Dipartimento di Ingegneria Civile ed Ambientale, Università di Firenze
(DIC)
Centro di Ricerca Inter-Universitario di Aerodinamica delle Costruzioni ed
Ingegneria del Vento
(CRIACIV)
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
Generazione di Storie di Vento
Introduzione
Nella presente lezione verranno proposte alcune delle più comuni tecniche
per la generazione di storie di vento a partire dalla matrice di densità spettrale associata alla turbolenza atmosferica.
In questa sede, faremo riferimento alla componente fluttuante longitudinale della velocità del vento, u = u(t), intesa come un processo stocastico stazionario, gaussiano, a media nulla.
Tali metodi di generazione sono comunque validi per qualsiasi forzante
indotta dal vento, sia essa acquisita in galleria del vento o al vero, ed in
generale per qualsiasi processo stocastico che presenti analoghe proprietà.
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Generazione di Storie di Vento
Simulazione di singoli processi stocastici
Constant Amplitude Wave Superposition (C.A.W.S.)
Un processo stocastico stazionario Gaussiano a media nulla può essere
inteso come la sovrapposizione di funzione armoniche. Pertanto, la velocità eolica u(t) potrà essere scritta nel seguente modo:
u(t) = H
N
X
cos (2πnk t + φk )
(1)
k=1
dove H è un’ampiezza costante delle armoniche, N è il numero di bande
di frequenza in cui si divide l’intero intervallo di frequenzaa , nk sono le
frequenze centrali delle varie bande di frequenza ∆n1 . . . ∆nN , φk sono
delle fasi casuali uniformemente distribuite tra 0 e π.
a
Generalmente la turbolenza atmosferica longitudinale ha una banda di
frequenza compresa tra 0Hz e 4Hz.
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
Generazione di Storie di Vento
Constant Amplitude Wave Superposition (C.A.W.S.)
Il metodo si basa sul calcolo di H, in modo che lo spettro associato alla
1 sia quello desiderato. Dalla teoria dei processi stocastici sappiamo che
la varianza, σ 2 , di un processo stocastico stazionario, gaussiano, a media
nulla, ed ergodico, è data dalla seguente relazione:
σu2 =
Z
+∞
Su (n)dn =
0
1
T
Z
T
u 2 (t)dt
(2)
0
dove T è la lunghezza della storia di vento, e Su (n) è la densità spettrale
(in questo caso unilatera) di u(t). Ricordando la 1, possiamo scrivere:
H2
σu2 =
T
Z
0
T
"
N
X
#2
cos (2πnk t + φk )
k=1
dt = H 2
N
2
(3)
Pertanto, l’ampiezza H sarà data dalla seguente relazione:
H 2 = σu2
2
N
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(4)
Generazione di Storie di Vento
Constant Amplitude Wave Superposition (C.A.W.S.)
Per assicurare la convergenza del metodo, indicata con uk (t) la k −esima
componente di u(t), dovrà essere verificata la seguente relazione:
1
H2
= Su (nk )∆nk =
2
T
Z
T
uk2 (t)dt
∀k
(5)
0
Tale condizione porta, infine, alla seguente relazione:
H2
σ2
= u = Su (nk )∆nk = cost.
2
N
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(6)
Generazione di Storie di Vento
Constant Amplitude Wave Superposition (C.A.W.S.)
ossia, dato lo spettro,
è necessario suddividerlo in N bande
di frequenza tale
che l’area sottesa
dallo spettro in corrispondenza di queste
bande sia costanteσ2
mente pari a Nu .
Il rapporto di convergenza di questo
metodo
è√ proporzionale a N. La
generazione di N bande di frequenza, aventi frequenze centrali n1 . . . nk
può comportare un sostanziale onere computazionale. In ogni caso, alle
alte frequenze si hanno intervalli troppi estesi.
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Generazione di Storie di Vento
Weighted Amplitude Wave Superposition (W.A.W.S.)
Weighted Amplitude Wave Superposition (W.A.W.S.)
In questo metodo, le ampiezze delle armoniche che compongono il processo stocastico u(t), non sono costanti:
u(t) =
N
X
Hk cos (2πnk t + φk )
(7)
k=1
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Generazione di Storie di Vento
Weighted Amplitude Wave Superposition (W.A.W.S.)
Per calcolare le ampiezze Hk si sfrutta la seguente uguaglianza:
1
T
Z
0
T
uk2 (t)dt
1
=
T
Z
0
T
2
2
H2
Hk cos (2πnk t + φk ) dt = k = Su (nk )∆nk
T
(8)
da cui, infine, si ottiene che la k − esima ampiezza Hk è data da:
p
Hk = 2Su (nk )∆nk
(9)
Il rapporto di convergenza di questo metodo è proporzionale a N 2 . I vantaggi, rispetto al precedente metodo, risiedono nel fatto che il metodo
può essere usato congiuntamente con l’algoritmo FFT (Fast-FourierTransform), e le bande di frequenza hanno ampiezza costante.
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Generazione di Storie di Vento
Filtri Autoregressivi
Filtri Autoregressivi
Il processo stocastico, u(t), è scritto nel seguente modo:
u(t) =
p
X
ψk u(t − k∆t) + (t)
(10)
k=1
dove p è l’ordine del filtro, ψk sono dei coefficienti da stimare, e (t) è
un rumore bianco a media nulla e varianza σ2 . In particolare, bisogna
stimare i coefficienti ψk . La funzione di auto-correlazione di un processo
stocastico, ad esempio u(t), è data da:
Ru (τ ) = E [u(t)u(t + τ )]
(11)
che nel caso di un processo ergodico diviene:
1
Ru (τ ) =
T
Z
T
u(t)u(t + τ )dτ
(12)
0
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Generazione di Storie di Vento
Filtri Autoregressivi
I coefficienti ψk si ottengono risolvendo il seguente sistema lineare:






Ru (0) =
p
X
ψk Ru (k∆t) + σ2
k=1
p

X



ψk Ru [(k − s) ∆t]
 Ru (−s∆t) =
(13)
k=1
con s = 1 . . . p.
Il rapporto di convergenza del metodo è proporzionale al numero dei
parametri da stimare. Tuttavia, non si conosce a priori l’ordine del filtro,
p, che pertanto dovrà essere stimato iterativamente, ossia fino a quando
non vi sia una buona corrispondenza tra lo spettro effettivo e quello
simulato.
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Generazione di Storie di Vento
Simulazione di Processi Multivariati
Generalmente il campo di vento è un processo stocastico multidimensionale e multicorrelato nello spazio e nel tempo. Si procede, pertanto,
all’estensione dei precedenti metodi al caso più generale e d’interesse per
le strutture.
Weighted Amplitude Wave Superposition (W.A.W.S.)
Un vettore di velocità eoliche fluttuanti, definite nello spazio:


u1 (t)


u(t) =  ... 
(14)
uM (t)
può essere simulato mediante la seguente relazione:
u(t) =
N
X
H(nk ) cos (2πe
nk + Φ k )
k=1
dove:
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Generazione di Storie di Vento
(15)
Simulazione di Processi Multivariati
ek = nk + δnk
n
(16)
sono i vettori delle frequenze centrali degli N intervalli di frequenza, con
|δnk | << ∆n/2;


Φ(1),k


Φk =  ... 
(17)
Φ(M),k
è il vettore delle fasi random coprese tra 0 e π.
Considerando, ad esempio, M = 2, si ha in forma esplicita:
(
X
"cos “2πen(1),k t + Φ(1),k ”#)
N
u1 (t)
H11 (nk )
0
0
“
”
u2 (t) =
H21 (nk )
H22 (nk )
0
cos 2πe
n(2),k t + Φ(2),k
(18)
“
”
u3 (t)
k=1
H31 (nk )
H32 (nk )
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H32 (nk )
cos 2πe
n(3),k t + Φ(3),k
Generazione di Storie di Vento
Simulazione di Processi Multivariati
In maniera analoga a quanto visto per i singoli processi, si può dimostrare
che:
H(nk )H(nk )T = 2∆nSu (nk )
(19)
ossia che la matrice H(nk ) è il fattore di Cholesky di 2∆nSu (nk ) dove
Su (nk ) è la matrice di densità spettrale della turbolenza atmosferica,
intesa ora come processo stocastico multivariato nello spazio e nel tempo.
Per tenere in conto la correlazione del vento è possibile simulare l’i-esima
componente fluttuante del vento nel seguente modo:
ui (t) =
N X
i
X
Hij (nk ) cos 2πe
n(j),k (t + τij ) + Φ(j),k
(20)
k=1 j=1
dove:
τij = 2
zi − zj
[U(zi ) + U(zj )]
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(21)
Generazione di Storie di Vento
Simulazione di Processi Multivariati
Pertanto, calcolato il profilo di vento per il sito in questione, si sceglie
la durata della storia di vento, T , il passo di campionamento, ∆t, la
frequenza massima dello spettro, il numero di intervalli di frequenza, N,
e si calcola la matrice delle densità spettrali Su (nk ). Successivamente, si
opera la fattorizzazione di Cholesky di 2∆nSu (nk ), si generano i vettori
ek e Φk e si calcolano le storie di vento associate alle k-esime frequenze
n
ek . A questo punto si itera per tutte le N bande di frequenza scelte, e
n
di volta in volta si sommano le componenti armoniche ottenute.
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Generazione di Storie di Vento
Filtri Autoregressivi
Filtri Autoregressivi
Supponiamo di voler simulare M processi cross-correlati, allora scriveremo che
l’i-esima componente fluttuante ui (t) è data da:


p X
M
X
ψij (k)uj (t − k∆t) + Ni (t)
(22)
ui (t) = 
k=1 j=i
dove, al solito, p è l’ordine del filtro, e N(t) = [Ni (t) . . . NM (t)] è il vettore
composto da M rumori cui corrisponde la matrice di cross-correlazione R(N) (τ ).
Per determinare i coefficienti del filtro, ψij è necessario risolvere il seguente
sistema di equazioni:

p
M

1 XX


R
(l∆t)
=
ψij (k)Rjm [(k − l)∆t]

im

T

k=1 j=1
(23)
p
M


1 XX


ψij (k)Rjm [k∆t] + R(N),im (0)

 Rim (0) = T
k=1 j=1
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Generazione di Storie di Vento
Filtri Autoregressivi
Per stimare Ni (t) si opera la fattorizzazione di Cholesky della matrice di
cross-correlazione di Ni (t) e Nm (t), R(N),im (0), ottenendo le matrice L
detta fattore di Cholesky. Si può dimostrare che
Ni (t) =
i
X
Lij j (t)
(24)
j=1
dove j (t) sono dei rumori bianchi a media nulla e varianza unitaria,
completamente scorrelati tra loro.
Pertanto, calcolato il profilo di vento per il sito in questione, si sceglie
la durata della storia di vento, T , il passo di campionamento, ∆t, e si
calcolano i coefficienti del filtro ψij dalla prima equazione del sistema
23. Successivamente, dalla seconda equazione del sistema 23 si calcola
R(N),im (0), se ne opera la fattorizzazione di Cholesky, trovando L. Per
ogni intervallo di tempo ti , si generano i processi j (ti ), si calcolano
dunque i processi N(ti ), ed infine il valore di u(ti ). Il processo si ripete
per ciascun istante ti .
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Generazione di Storie di Vento
Ingegneria del Vento
Dinamica delle Strutture
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
Dipartimento di Ingegneria Civile ed Ambientale, Università di Firenze
(DIC)
Centro di Ricerca Inter-Universitario di Aerodinamica delle Costruzioni ed
Ingegneria del Vento
(CRIACIV)
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Dinamica delle Strutture
Sistemi ad un grado di libertà
Le strutture possono essere assimilate a sistemi ad n gradi di libertà,
riconducibili a n sistemi ad un solo grado di libertà. Pertanto, per affrontare lo studio delle strutture complesse, conviene introdurre la dinamica dell’oscillatore elementare.
Oscillazioni libere
L’oscillatore semplice è caratterizzato da una massa m collegata ad una
molla di rigidezza k che esercita su di essa una forza di richiamo elastico
proporzionale allo spostamento della massa stessa.
Il moto delsistema è descritto dalla seguente equazione differenziale ordinaria omogenea di secondo ordine, lineare a coefficienti costanti:
mẍ + kx = 0
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(1)
Dinamica delle Strutture
Sistemi ad un grado di libertà
L’equazione 1 può essere riscritta nella forma:
m + ωo2 x = 0
(2)
previa introduzione della pulsazione naturale ωo :
r
k
ωo =
m
(3)
La soluzione dell’equazione di moto (Eq.ni 1 e 2) fornisce la
risposta dell’oscillatore semplice, e può essere scritta come segue:
x(t) = C sin(ωo t + φ)
(4)
dove le costanti C e φ dipendono dalle condizioni iniziali. La
soluzione dell’oscillatore (Eq. 4) risalta il fatto che il moto
dell’oscillatore e di tipo armonico caratterizzato da una pulsazione
pari alla pulsazione naturale del sistema, ampiezza C , e fase φ.
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Dinamica delle Strutture
Sistemi ad un grado di libertà
Date le condizioni iniziali:
(
x(0) = xo
(5)
ẋ(o) = ẋo
si possono facilmente trovare le costanti d’integrazione:

s


ẋ 2


C = xo2 + o2
ωo

x


 tan(φ) = ω0 o
ẋo
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Dinamica delle Strutture
(6)
Sistemi ad un grado di libertà
Nella pratica risultano essere interessanti i casi in cui xo (0) = 0
oppure ẋo (0) = 0:
la massa m inizialmente ferma e spostata dalla sua
configurazione a riposo della quantità xo :
(
x(0) = xo
⇒ x(t) = xo cos(ωo t)
ẋ(0) = 0
(7)
la massa m è spostata dalla sua configurazione a riposo da
un impulso pari a mẋo :
(
x(0) = 0
ẋo
⇒ x(t) =
sin(ωo t)
(8)
ω
ẋ(0) = ẋo
o
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Dinamica delle Strutture
Sistemi ad un grado di libertà
Le oscillazioni libere sono oscillazioni armoniche, pertanto sono
caratterizzate da un periodo proprio, To (Fig. ??):
r
2π
m
To =
= 2π
(9)
ωo
k
ossia la risposta si ripete per multipli del periodo proprio di oscillazione.
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Dinamica delle Strutture
Sistemi ad un grado di libertà
Oscillazioni forzate
Se l’oscillatore è soggetto ad una forzante armonica, F (t) =
F sin(ωt), l’equazione di moto assume la forma:
m + ωo2 x =
F
sin(ωt)
m
(10)
la cui soluzione è data dalla sovrapposizione della soluzione omogenea (Eq. 4) e di quella particolare. Quest’ultima si ottiene a
partire dalla soluzione di tentativo
xp (t) = A sin(ωt)
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(11)
Dinamica delle Strutture
Sistemi ad un grado di libertà
Sostituendo tale equazione nell’equazione di moto (Eq. 10) è facile
trovare l’ampiezza A:
A=
F
=
− ω2)
m(ωo2
F
2 k 1 − ωωo
(12)
Pertanto è possibile accorpare le due soluzioni per ottenere la
risposta di un oscillatore semplice forzato:
x(t) = C sin(ωo t + φ) +
F
k
1−
1
2 sin(ωt)
(13)
ω
ωo
dove le costanti C e φ si calcolano a partire dalle condizioni iniziali.
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Dinamica delle Strutture
Sistemi ad un grado di libertà
In definitiva, la risposta è data dalla somma di due funzioni armoniche di cui una pulsa alla frequenza propria del sistema e l’altra
alla frequenza della forzante F (t). Si può facilmente notare che se
le due frequenze in questione sono uguali, la risposta dell’oscillatore
risulta infinita. Tale situazione è nota come condizione di risonanza
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Dinamica delle Strutture
Sistemi ad un grado di libertà
Oscillazioni Smorzate
Nel caso in cui l’oscillatore è munito di uno smorzatore, la massa
sarà soggetta ad un’ulteriore forza di richiamo. Tale forza è di
natura viscosa ed è proporzionale alla velocità della massa stessa.
L’equazione di moto sarà pertanto descritta dalla seguente
equazione:
mẍ + c ẋ + kx = 0
(14)
che, analogamente a quanto visto per l’oscillatore non smorzato,
può essere riscritta come segue:
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Dinamica delle Strutture
Sistemi ad un grado di libertà
ẍ + 2νωo ẋ + ωo2 x = 0
(15)
con
2νωo =
c
m
(16)
relazione che permette di definire il fattore di smorzamento, ν:
ν=
c
c
= √
2mωo
2 km
(17)
Le radici dell’equazione caratteristica associata all’equazione di
moto (Eq. 14) sono le seguenti:
p
λ1,2 = −ν ± ν 2 − 1 ωo
(18)
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Dinamica delle Strutture
Sistemi ad un grado di libertà
Escludendo il caso in cui ν > 1 per il quale la radici sono reali ed
il moto è aperiodico, prendiamo in esame gli altri casi:
ν = 1: le radici sono coincidenti, λ1 = λ2 = −ωo , e la
soluzione risulta essere:
x(t) = A1 e −ωo t + A2 te −ωo t
(19)
In questo caso lo smorzamento
del sistema corrisponde a
√
quello critico pari a 2 km
ν < 1: Le radici sono complesse coniugate:
p
λ1,2 = −νωo ∓ iωo 1 − ν 2
(20)
e l’integrale dell’equazione di moto lo si può scrivere come:
p
x(t) = Ce −νωo t cos ωo 1 − ν 2 t + φ
(21)
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Dinamica delle Strutture
Sistemi ad un grado di libertà
Il caso ν < 1 è quello più frequente per le strutture, pertanto
conviene studiarlo in dettaglio. Imponendo le condizioni iniziali:
(
x(0) = xo
(22)
ẋ(0) = 0
si ottiene
p
xo
e −νωo t cos ωo 1 − ν 2 t + φ
1 − ν2
ν
tan φ = − √
1 − ν2
x(t) = √
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Dinamica delle Strutture
(23)
Sistemi ad un grado di libertà
Se invece si pone:
(
x(0) = 0
(24)
ẋ(0) = ẋo
si ottiene
p
x˙
√o
e −νωo t sin ωo 1 − ν 2 t
ωo 1 − ν 2
π
φ=
2
x(t) =
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Dinamica delle Strutture
(25)
Sistemi ad un grado di libertà
Se non vi è carico applicato le oscillazioni decadono finché la massa
non torna nella sua situazione iniziale di riposo. Il periodo di tempo
che intercorre tra due massimi relativi successivi è pari a:
Td =
2π
√
ωo 1 − ν 2
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(26)
Dinamica delle Strutture
Sistemi ad un grado di libertà
Inoltre il rapporto tra due massimi relativi in è pari a:
2πν
r = exp √
1 − ν2
(27)
Il logaritmo di questo rapporto si definisce decremento logaritmico,
δ:
δ=√
2πν
1 − ν2
(28)
Se lo smorzamento è piccolo, ν 1, si ha:
δ ≈ 2πν
(29)
Infine se δ è piccolo si ha:
eδ = 1 + δ =
xn
xn+1
⇒δ=
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xn − xn+1
xn+1
Dinamica delle Strutture
(30)
Sistemi ad un grado di libertà
Risposta ad una forzante qualsiasi
Finora abbiamo trattato le forzanti armoniche, tuttavia la soluzione
del problema dinamico può essere esteso al caso più generale di
forzante che varia secondo una legge qualsiasi.
A tal proposito è utile introdurre la risposta ad una forza F applicata all’oscillatore all’istante to per la durata δt. A tale forza
corrisponde l’impulso elementare dI = F δt, mentre la risposta
all’impulso elementare risulta essere:
h(t) =
p
1
√
e −νωo t sin ωo 1 − ν 2 t
mωo 1 − ν 2
(31)
La risposta ad una forzante qualsiasi può essere vista come la
somma delle risposte corrispondente ai singoli impulsi elementari
in cui si ipotizza di suddividere la forzante stessa.
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Dinamica delle Strutture
Sistemi ad un grado di libertà
La sovrapposizione degli effetti è garantia dall’integrale di
Duhamel:
Z t
xp (t) =
F (τ )h(t − τ )dτ
(32)
0
Pertanto la soluzione complessiva sarà:
x(t) = Ce
−νωo t
cos ωo
p
1−
ν 2t
Z t
+φ +
F (τ )h(t −τ )dτ
0
(33)
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Dinamica delle Strutture
Sistemi a più gradi di libertà
In generale, lo studio della risposta dinamica delle strutture può
essere ricondotto all sovrapposizione della risposta di singoli oscillatori elementari smorzati e forzati. In definitiva, un sistema lineare
a n gradi di libertà può essere scomposto in n sistemi ad un solo
grado di libertà, per i quali vale la trattazione svolta finora. La
suddetta scomposizione è nota come decomposizione modale e si
basa sul calcolo dei modi propri di vibrare.
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Dinamica delle Strutture
Sistemi a più gradi di libertà
Oscillazioni libere
Le oscillazioni libere di una struttura non smorzata, ricondotta
ad un sistema a n gradi di libertà, si determinano risolvendo un
sistema di equazioni differenziali ordinarie che potremo scrivere in
forma matriciale come segue:
MÜ + KU = 0
(34)
dove M e K sono rispettivamente la matrice delle masse e la matrice di rigidezza del sistema:




m11 m12 . . . m1n
k11 k12 . . . k1n
m21 m22 . . . m2n 
k21 k22 . . . k2n 




M= .
..  K =  ..
.. 
..
.. . .
..
 ..


.
.
.
.
.
.
. 
mn1 mn2 . . . mnn
kn1 kn2 . . . knn
(35)
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Dinamica delle Strutture
Sistemi a più gradi di libertà
Ü e U sono rispettivamente i vettori delle accelerazioni e degli
spostamenti della struttura:
 
 
u1
ü1
u2 
ü2 
 
 
(36)
U=.
Ü =  . 
 .. 
 .. 
un
ün
La soluzione del problema la si può scrivere, applicando il principio
di sovrapposizione degli effetti, come la somma delle risposte di n
sistemi ad un grado di libertà:
U(t) = ΦQ(t) =
n
X
[Cj cos(ωj t + ψj )] φj
j=1
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Dinamica delle Strutture
(37)
Sistemi a più gradi di libertà
le costanti Cj e ψj dipendono dalle condizioni iniziali, mentre Φ =
[φ1 , φ2 , . . . , φn ] è la matrice delle forme modali o modi naturali
di vibrare del sistema, ed è una matrice reale. Il vettore Q(t) =
[q1 .q2 , . . . , qn ]T è il vettore delle singole risposte associate al jesimo oscillatore elementare:
qj = Cj cos(ωj t + ψj )
(38)
Per la stessa analogia andremo a definire la j-esima pulsazione
propria, ωj , il j-esimo periodo proprio, Tj , e la j-esima frequenza
propria, fj , della struttura:
ωj = 2πfj
Tj =
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2π
ωj
fj =
Dinamica delle Strutture
1
Tj
(39)
Sistemi a più gradi di libertà
Le quantità ωj e φj si determinano trovando le soluzioni non banali
del sistema di equazioni differenziali che governa il moto (Eq. 34),
proiettato nello spazio delle coordinate modali. In particolare il
problema iniziale si riconduce al seguente: ricordando le relazioni
34 e 37 si ha:
MΦQ̈ + KΦQ = 0
(40)
Considerando una soluzione del tipo qj = Cj cos(ωj t + ψj ) è facile
dimostrare che il problema diviene:
−ωj2 Mφj qj + Kφj qj = 0
(41)
che può essere riscritta in forma compatta:
K − ωj2 M φj qj = 0
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Dinamica delle Strutture
(42)
Sistemi a più gradi di libertà
Escludendo le soluzioni banali del tipo qj = 0, vogliamo trovare le
quantità ωj e φj tali per cui:
K − ωj2 M φj = 0
(43)
Il problema si risolve mediante la teoria spettrale. In particolare,
siamo alla ricerca delle radici del polinomio caratteristico associato
al sistema. Tale polinomio è dato dalla seguente relazione:
Det [K − λM] = 0
(44)
dove le radici λj assumono il significato di autovalori
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Dinamica delle Strutture
Sistemi a più gradi di libertà
Otteniamo dunque n valori di λ tali che 0 < λ1 < λ2 < . . . <
λn . Le pulsazioni proprie del sistema saranno date dalla seguente
uguaglianza:
ωj2 = λj
(45)
Le forme modali o autovettori, φj , si trovano applicando le
equazioni definite nella 43. Fissato j si ha un sistema di equazioni
lineare omogeneo, la cui soluzioni φj , è definita a meno di una
costante di proporzionalità. Per eliminare tale indeterminazione,
basta porre una delle sue componenti pari all’unità, ad esempio la
prima.
Si può dimostrare che gli autovettori sono vettori ortogonali
rispetto alla matrice delle masse e alla matrice di rigidezza della
struttura, ossia sono tali da diagonalizzare tali matrici.
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Dinamica delle Strutture
Sistemi a più gradi di libertà
Poiché ciascun autovettore viene determinato a meno di costante
arbitraria, generalmente si opera una normalizzazione in modo tale
che la matrice degli autovettori, Φ, sia anche ortonormale rispetto
alla matrice delle masse:
ΦT MΦ = I
(46)
dove I è la matrice d’identità. Inoltre, in questo caso si ha che:
ΦT KΦ = Ω2
avendo posto:
 2
ω1

ω22

Ω2 = 

(47)

..
.
ωn2




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(48)
Dinamica delle Strutture
Sistemi a più gradi di libertà
Le propietà di ortogonalità e ortonormalità della matrice degli autoettori, Φ, permettono di semplificare il calcolo della risposta dinamica di una struttura complessa. Infatti, premoltiplicando tutti
i termini della 40 per ΦT si ottiene:
ΦT MΦQ̈ + ΦT KΦQ = 0
(49)
da cui per quanto detto si ottiene:
IQ̈ + Ω2 Q = 0
(50)
che corrisponde ad n equazioni differenziali lineari omogenee linearmente indipendenti:

q¨1 + ω12 q1 = 0



..
(51)
.



q¨n + ωn2 qn = 0
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Dinamica delle Strutture
Sistemi a più gradi di libertà
La struttura viene pertanto scomposta in n oscillatori elementari
le cui risposte sono date, come visto in precedenza, dalle seguenti
soluzioni:

q1 = C1 cos(ω1 t + ψ1 )




 q2 = C2 cos(ω2 t + ψ2 )
(52)
..


.



qn = Cn cos(ωn t + ψn )
con le costanti Cj e ψj da determinare in base alle condizioni iniziali. La soluzione infine sarà data dalla sovrapposizione degli
effetti:
U(t) =
n
X
[Cj cos(ωj t + ψj )] φj
j=1
Prof. Dr.-Ing. Claudio Borri, Dr.-Ing. Stefano Pastò
Dinamica delle Strutture
(53)
Sistemi a più gradi di libertà
Oscillazioni libere smorzate
Nella valutazione dello smorzamento delle strutture reali vi è un
grande numero di incertezze. Le cause principali di queste incertezze sono di varia natura: l’attrito dei giunti, l’isteresi del materiale, la presenza di elementi non strutturali interagenti con la
struttura, le resistenze del mezzo. Generalmente non è possibile
tenere in conto tutte queste cause, peraltro non sempre facili da
individuare, ma si preferisce valutarne l’effetto complessivo mediante indicazioni di natura sperimentale. In quest’ottica risultano
giustificate alcune semplificazioni che possono essere sintetizzate
in due ipotesi fondamentali:
Le forze di richiamo viscoso, resistenze viscose, sono
proporzionali alla velocità;
La matrice di smorzamento, C, è esprimibile come una
combinazione lineare della matrice delle masse e delle
rigidezze.
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Dinamica delle Strutture
Sistemi a più gradi di libertà
Quest’ultima ipotesi può essere riscritta con l’ausilio di due
costanti, α e β:
C = αM + βK
(54)
La 54 costituisce una condizione sufficiente affinché la matrice di
dissipazione sia diagonalizzabile.
L’importanza della diagonalizzazione C è evidente. La dinamica di
una struttura complessa smorzata è descritta in forma matriciale
nel seguente modo:
MÜ + CU̇ + KU = 0
(55)
introducendo nella 55 la traformazione U(t) = ΦQ(t) e premoltiplicando tutti i termini per ΦT si ottiene:
IQ̈ + NQ̇ + Ω2 Q = 0
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(56)
Dinamica delle Strutture
Sistemi a più gradi di libertà
dove


2ν1 ω1
0
...
0
 0
2ν2 ω2 . . .
0 


N = ΦT CΦ =  .
.
.. 
..
..
 ..
.
. 
0
0
0 2νn ωn
(57)
è la matrice di dissipazione disaccoppiata.
Le equazioni che descrivono il moto (Eq. 56) risultano dunque
essere linearmente indipendenti:

q¨1 + 2ν1 ω1 q˙1 + ω12 q1 = 0





 q¨2 + 2ν2 ω2 q˙2 + ω22 q2 = 0
(58)
..


.




q¨n + 2νn ωn q˙n + ωn2 qn = 0
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Dinamica delle Strutture
Sistemi a più gradi di libertà
ossia la struttura viene scomposta in n oscillatori smorzati le
cui risposte sono date, come visto in precedenza, dalle seguenti
soluzioni:

q

−ν1 ω1 t
2

q1 (t) = C1 e
cos ω1 1 − ν1 t + ψ1





..
(59)
.


q




 qn (t) = Cn e −νn ωn t cos ωn 1 − νn2 t + ψn
con le costanti Cj e ψj da determinare in base alle condizioni iniziali.
La soluzione sarà data dal principio di sovrapposizione degli effetti:
U(t) =
n h
X
q
i
Cj e −νj ωj t cos ωj 1 − νj2 t + ψj φj
j=1
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Dinamica delle Strutture
(60)
Sistemi a più gradi di libertà
Oscillazioni smorzate e forzate
Il problema delle oscillazioni forzate è descritto dalle seguenti
equazioni date in forma matriciale:
MÜ + CU̇ + KU = F (t)
(61)
operando la decomposizione modale si ha:
IQ̈ + NQ̇ + Ω2 Q = P(t)
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(62)
Dinamica delle Strutture
Sistemi a più gradi di libertà
dove
P(t) = ΦT F (t)
(63)
è la proiezione del carico sulle forme modali. Nella precedente
formulazione si intende che
F (t) = [F1 (t), F2 (t), . . . , Fn (t)] P(t) = [P1 (t), P2 (t), . . . , Pn (t)]
(64)
La struttura viene quindi scomposta in n oscillatori smorzati e
forzati:

2

 q¨1 + 2ν1 ω1 q˙1 + ω1 q1 = p1 (t)



 q¨2 + 2ν2 ω2 q˙2 + ω22 q2 = p2 (t)
(65)
..


.




q¨n + 2νn ωn q˙n + ωn2 qn = pn (t)
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Dinamica delle Strutture
Sistemi a più gradi di libertà
Forzanti generiche
Si procede al calcolo della risposta per una forzante multidimensionale F (t) di tipo qualsiasi, essendo tale soluzione di validità
generale.
Le equazioni scritte nella 55 sono linearmente indipendenti, in
quanto disaccoppiate. La risposta del j-esimo oscillatore sarà data
dalla sovrapposizione della j-esima soluzione omogenea e della jesima soluzione particolare. La soluzione omogenea è data dalle
equazioni 59, mentre la soluzione particolare sarà espressa mediante l’integrale di convoluzione, o di Duhamel.
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Dinamica delle Strutture
Sistemi a più gradi di libertà

„ q
« Z t
−ν1 ω1 t
q1 (t) = C1 e
cos ω1 1 − ν12 t + ψ1 +
p1 (τ )h1 (t − τ )dτ


0

„ q
« Z t


 q2 (t) = C2 e −ν2 ω2 t cos ω2 1 − ν22 t + ψ2 + p2 (τ )h2 (t − τ )dτ
0
.

.

.



 qn (t) = Cn e −νn ωn t cos „ωn q1 − ν 2 t + ψn « + Z t pn (τ )hn (t − τ )dτ
n
(66)
0
dove:
hj (t) =
q
1
q
e −νj ωj t sin ωj 1 − νj2 t
ωj 1 − νj2
(67)
è la riposta ad un impulso unitario dell j-esimo oscillatore semplice.
Infine, la soluzione sarà data dalla sovrapposizione degli effetti:
U(t) =
n »
X
Cj e
−νj ωj t
–
“ q
” Z t
cos ωj 1 − νj2 t + ψj +
pj (τ )hj (t − τ )dτ φj
j=1
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0
Dinamica delle Strutture
(68)
Requisiti di similitudine
Requisiti di similitudine
La riproduzione corretta di un fenomeno nella scala del modello
richiede il soddisfacimento di alcuni requisiti
q
di similitudine
•
determinazione di un insieme di parametri adimensionali che
governano il fenomeno fisico e lo definiscono in maniera completa
•
i parametri devono assumere lo stesso valore passando dalla
situazione in scala “reale” (prototipo) alla situazione nella scala
del “modello”
L’insieme dei parametri può essere individuato:
1) scrivendo, in forma adimensionale, le equazioni (alle derivate
parziali) che governano il fenomeno
2) utilizzando ll’analisi
analisi dimensionale (teorema π di Buckingham/
Vauschy)
Analisi dimensionale: forze su un corpo
Dapprima si scelgono alcune grandezze di riferimento che vengono
ritenute tra loro indipendenti. Ad esempio, si può scegliere:
M
L
T
Massa
L nghe a
Lunghezza
Tempo
Si può quindi supporre che le forze agenti su un corpo immerso in
un fluido possano essere espresse in funzione (incognita) di un
insieme di quantità fisiche. Ad esempio, è ragionevole assumere
che la forza dipenda (in qualche modo) da:
F = F (Vm, D, ρ, f, μ, g)
dove
Vm
D
ρ
f
μ
g
velocità del fluido
dimensione caratteristica del corpo
densità del fluido
frequenza
viscosità del fluido
accelerazione di gravità
Analisi dimensionale: forze su un corpo
Da un punto di vista dimensionale si può allora scrivere:
a
F = Vm1 ⋅ Da2 ⋅ ρa3 ⋅ f a4 ⋅ μa5 ⋅ ga6
dove a1,...,a6 rappresentano esponenti da determinare. Si ha
quindi:
⎡M ⋅ L ⎤ ⎡ L ⎤
=⎢ ⎥
⎢ 2 ⎥ˆ
⎣ T ⎦ ⎣T ⎦
a1
⋅ [L ]
a2
⎡M⎤
⋅⎢ ⎥
⎣L3 ⎦
a3
⎡1 ⎤
⋅⎢ ⎥
⎣T ⎦
a4
⎡ M ⎤
⋅⎢
⎣L ⋅ T ⎥⎦
a5
⎡L ⎤
⋅⎢ ⎥
⎣ T2 ⎦
a6
uguagliando gli esponenti a destra e sinistra si ottiene il sistema
lineare:
⎧1 = a3 + a5
⎪
⎨1 = a1 + a2 − 3 a3 − a5 + a6
⎪ − 2 = −a − a − a − 2 a
1
4
5
6
⎩
M
(esponenti di M)
L
(esponenti di L)
T
(esponenti di T)
Analisi dimensionale: forze su un corpo
3 delle 6 incognite devono essere assunte come dipendenti
⎧a1 = 2 − a4 − a5 − 2 a6
⎪
⎨a2 = 2 + a4 − a5 + a6
⎪a = 1 − a
5
⎩ 3
ottenendo:
2 − a4 − a5 − 2a6
Fˆ
= Vm
⋅ D2 + a4 − a5 + a6 ⋅ ρ1− a5 ⋅ f a4 ⋅ μa5 ⋅ ga6
che può essere riscritto come
⎡D ⋅ f ⎤
2 2
Fˆ
= VmD ρ ⋅ ⎢
⎥
V
⎣ m⎦
a4
⎡
⎤
μ
⋅⎢
⎥
V
⋅
D
⋅
ρ
⎣ m
⎦
a5
⎡D ⋅ g⎤
⋅⎢
2 ⎥
⎢⎣ Vm ⎦⎥
a6
Analisi dimensionale: forze su un corpo
⎡D ⋅ f ⎤
2 2
Fˆ
= VmD ρ ⋅ ⎢
⎥
V
⎣ m⎦
a4
⎡
⎤
μ
⋅⎢
⎥
V
⋅
D
⋅
ρ
⎦
⎣ m
a5
⎡D ⋅ g⎤
⋅⎢
2 ⎥
⎢⎣ Vm ⎥⎦
a6
Il risultato appena ottenuto ci indica che
• le forze possono essere rese adimensionali dividendo i valori
per la quantità Vm2D2ρ. Questa è esattamente la definizione
del coefficiente di forza:
CF =
F
1 2 2
Vm D ρ
2
• il valore delle forza dipende da tre parametri adimensionali:
– frequenza adimens. (numero di Strohual, St,
ovvero numero di Rossby, Ro)
– densità adimens. (numero di Reynolds, Re)
– accelerazione di gravità adimens. (numero di
Froude, Fr)
D⋅f
St =
Vm
Vm ⋅ D ⋅ ρ
Re =
μ
2
Vm
Fr =
D⋅g
Analisi dimensionale: forze su un corpo
CF = CF (St, Re,
R Fr
F )
Dall’esempio appena illustrato si evince che la valutazione corretta
del coefficiente di forza richiede la corretta valutazione dei numeri di
Strouhal, Reynolds e Froude in ogni prova.
Per ottenere lo stesso coefficiente di forza occorre quindi riprodurre
il fenomeno mantenendo q
questi tre p
parametri.
⎧
⎪⎡D ⋅ f ⎤ = ⎡D ⋅ f ⎤
⎢V ⎥
⎪⎢⎣ Vm ⎥⎦
⎣ m ⎦ wt
pr
⎪
⎪⎡ Vm ⋅ D ⎤
⎡ Vm ⋅ D ⎤
=⎢
⎨⎢
⎥
⎥⎦
ν
ν
⎣
⎦
⎣
pr
wt
⎪
2 ⎤
⎪ ⎡ V2 ⎤
⎡
V
⎪⎢ m ⎥ = ⎢ m ⎥
⎪⎢⎣D ⋅ g⎥⎦pr ⎢⎣D ⋅ g⎥⎦ wt
⎩
pr
prototipo
wt
wind tunnel (modello)
ν
vicosità cinematica
μ
ν=
ρ
Scalatura del modello
Ovviamente il modello nella galleria del vento è scalato rispetto alla
realtà. Introducendo i fattori di scala:
⎧λD = Dwt / Dpr
⎪
⎨λ V = Vm,wt / Vm,pr
⎪λ = T / T
wt
p
pr
⎩ T
da cui
⎧
⎪⎡D ⋅ f ⎤ = ⎡D ⋅ f ⎤
⎢V ⎥
⎪⎢⎣ Vm ⎥⎦
⎣ m ⎦ wt
pr
⎪
⎪⎡ Vm ⋅ D ⎤
⎡ Vm ⋅ D ⎤
=⎢
⎨⎢
⎥
⎥⎦
ν
ν
⎣
⎦
⎣
pr
wt
⎪
2 ⎤
⎪ ⎡ V2 ⎤
⎡
V
⎪⎢ m ⎥ = ⎢ m ⎥
⎪⎢⎣D ⋅ g⎥⎦pr ⎢⎣D ⋅ g⎥⎦ wt
⎩
λD
fattore di scala delle lunghezze
(ad esempio, 1:100, 1:400)
λV
scalatura della velocità del
flusso (tipicamente 1:1 o 1:3)
λT
fattore di scala dei tempi (o,
inversamente, delle frequenze)
⎧λD = λ V ⋅ λ T
⎪
⎨λD = 1 / λ V
⎪λ = λ2
⎩ D
V
Scalatura del modello
⎧λD = λ V ⋅ λ T
⎪
⎨λD = 1 / λ V
⎪λ = λ2
⎩ D
V
condizione sul numero di St
condizione sul numero di Re
condizione sul numero di Fr
Una modellazione corretta in galleria del vento richiederebbe il
mantenimento delle uguaglianze relative tra le varie grandezze.
Ma:
• la 2a e la 3a sono tra loro incompatibili !
• la 2a richiederebbe un fattore di scala inverso per le lunghezze e le
velocità
l ità (ad
( d esempio,
i una scala
l del
d l modello
d ll 1:100
1 100 → velocità
l ità del
d l
flusso in galleria 100:1, 100 volte maggiore che in scala reale !)
• la 3a richiederebbe di ridurre la velocità di un fattore 10 se la scala
del modello fosse 1:100 !
Infine, la 1a condizione implica che le frequenze dei fenomeni in galleria del vento sono scalate rispetto alla realtà (ad esempio, se λV=1,
λD=1/100 → λT=1/100, cioè gli stessi fenomeni avvengono in galleria
del vento con tempi che sono 1/100 rispetto alla realtà)
Scalatura del modello
Effetti della mancata similitudine del
numero di Reynolds
Di conseguenza
conseguenza, una scalatura “esatta”
esatta è impossibile in galleria del
vento, specialmente per quanto concerne il numero di Reynolds
(anche se, per alcuni tipi di fenomeni, la similitudine di Reynolds può
non essere particolarmente importante)
• similitudine di Re ininfluente per corpi tozzi con spigoli vivi e
flusso completamente separato
• molto influente per corpi tozzi con spigoli vivi e flusso parzialmente separato (riattacco)
• problematiche connesse con il livello di Re “locale”
locale
Scalatura del modello
transizione
flusso
subcritico
Re = 1.0e+5
2 linee di
separazione
flusso laterale
retrogrado
St basso
CD alto
transizione
flusso supercritico
Re = 1.5e
1.5e+66
transizione 3D
flusso laterale
non separato
t
St alto
CD basso
Da: Schewe G., Reynolds-number effects in flow around more-or-less bluff bodies, in Proceeding 4th
International Colloquium Bluff Body Aerodynamics & Applications, Bochum (2000).
La rugosità “tecnica”
La non corretta scalatura del numero di Reynolds diviene rilevante
quando si hanno fenomeni “Reynolds dipendenti”
Il problema del distacco dei vortici è un tipico esempio di fenomeno
fortemente dipendente dal numero di Reynolds
La scia (e quindi le forze) su cilindri di sezione circolare sono
fortemente dipendenti da Re
La rugosità superficiale del corpo influenza la struttura dello strato
limite e quindi le forze che nascono sono dipendenti da quella che si
chiama “rugosità superficiale”
Modifiche nella “rugosità superficiale” possono portare allo stesso
regime (ad esempio trans-critico) anche a numeri di Reynolds
sensibilmente più bassi
La rugosità “tecnica”
Influenza della rugosità superficiale sul valore del CD di cilindri
(da: C. Scruton & E.W.E. Rogers,”Steady
(
g
,
y and Unsteady
y Wind Loading
g of Buildings
g and
Structures”, Phil. Trans. Roy. Soc. London, A269 (1971), 353-383)
La rugosità “tecnica”
Una rugosità aggiuntiva (che prende il nome di “rugosità
rugosità tecnica”)
tecnica )
viene di conseguenza aggiunta ai modelli in modo da ottenere lo
stesso regime anche a numeri di Re più bassi
Delle costole (ribs) in materiale adesivo vengono incollate alla
superficie dei modelli
La rugosità “tecnica”
K =k/d
k altezza delle costole
d interasse tra le costole
Rugosità tecnica: andamento dei Cp su una torre di raffreddamento
in funzione della rugosità superficiale (da: Niemann, H.-J. (1980), Wind
effects on cooling tower shells, J.Struct.Div, ASCE, 106, 643-661)
Scalatura del flusso
Per riprodurre correttamente le caratteristiche del flusso turbolento,
turbolento
occorre che:
1) il profilo di velocità media deve seguire quello “obiettivo”
obiettivo (cioè
quello misurato in scala reale) in termini di esponente o
lunghezza di rugosità (“forma” del profilo)
2) il modello in galleria deve essere scalato nella stessa misura del
profilo riprodotto (similitudine sul numero di Jensen, Je):
Je =
h
z0
h
z0
altezza del modello
lunghezza di rugosità
⎡h⎤
⎡h⎤
⎢z ⎥ = ⎢z ⎥
⎣ 0 ⎦pr ⎣ 0 ⎦ wt
3) la turbolenza riprodotta in galleria deve rispettare la stessa
scalat a
scalatura:
⎡h⎤
⎡h⎤
⎢ ⎥ =⎢ ⎥
⎢⎣LxV ⎦⎥
⎢⎣LxV ⎦⎥
pr
wt
LxV scala integrale
g
di turbolenza
Fly UP