11.2: Saltación I

Introducción

El modo característico de movimiento de las partículas de arena en el aire es la salación: las partículas se lanzan desde el lecho, toman trayectorias arqueadas de alturas y longitudes muy variables, y salpican sobre el lecho en ángulos bajos, generalmente rebotan y/o ponen otras partículas en movimiento. El término, introducido en la geología por McGee (1908, p. 199), se deriva del verbo latino saltar, que significa saltar o saltar. También se ha invocado el movimiento por saltación para el transporte por agua de partículas cercanas al lecho (ver capítulo 10), aunque la distintividad de la salación en el agua no es tan clara como en el aire.

La saltación en el aire se hizo bien conocida a través de los primeros estudios experimentales de Bagnold (1941), Chepil (1945), Zingg (1952), y otros. En los últimos años se ha prestado mucha atención a la saltación eólica, en parte por la creciente preocupación por la desertificación, y también en parte por el interés en cómo los sedimentos son transportados por el viento en otros planetas, sobre todo, Marte. Los primeros estudios de saltación trataron en gran parte de la naturaleza y dinámica de las trayectorias de saltación. Posteriormente, especialmente a fines de la década de 1980 y principios de los noventa, el énfasis tendió a cambiar a una consideración más unificada del sistema general de salación producido por un viento constante. En años más recientes, esto se ha extendido al estudio de la saltación en los vientos inestables característicos de los ambientes naturales. Además, a medida que ha crecido el poder computacional se ha hecho posible desarrollar modelos numéricos cada vez más sofisticados de saltación.

El estudio de la saltación se puede considerar como que cae en varias áreas relacionadas:

• umbral para el movimiento
• fuerzas que causan despegue
• la geometría y dinámica de las trayectorias de partículas, incluyendo las distribuciones de altura de salto y distancia de salto
• los efectos de la velocidad del viento y del tamaño de los sedimentos, la clasificación y la forma de las partículas en el modo de salación y en las tasas de transporte de salación
• el efecto de la inestabilidad del viento sobre la saltación
• el efecto de la nube de saltación sobre la estructura del viento cercano a la superficie

Hasta cierto punto es artificial tratar estos temas por separado, pero no obstante parece útil para desarrollar una comprensión clara. En consecuencia, cada uno de estos temas tratados en las secciones siguientes, luego de algunos comentarios sobre la observación de la saltación.

Las partículas saltantes son altamente abrasivas, debido a su inercia relativa muy grande, mucho mayor que para las partículas transportadas por el agua. Tanto los materiales sólidos naturales como los artificiales en alturas dentro de la nube de salación, incluso las rocas duras, se desgastan gradualmente. La arena saladora también esculpe accidentes geográficos eolios distintivos. Dichos temas no están dentro del alcance de estas notas.

A medida que el tamaño de las partículas en la salación disminuye hacia el rango de limo, la disminución en la masa de partículas significa un efecto creciente de la turbulencia en las trayectorias de las partículas. La velocidad del viento también es importante en este sentido, ya que la magnitud característica de las fluctuaciones de velocidad de Foucault a Foucault aumenta con la velocidad media del viento. Con tamaños de partícula suficientemente finos, y para vientos suficientemente fuertes, las partículas se transportan en suspensión y no en salación; ver Figura\(\PageIndex{1}\) (con el mismo espíritu que la Figura 10.3.1 en el Capítulo 10), mostrando en forma de caricatura las regiones de modos distintivos de movimiento de partículas eólicas en función del tamaño de los sedimentos y la velocidad del viento. Lo que se sabe sobre la transición de la saltación a la suspensión se describe en una sección posterior de este capítulo.

Figura 2 de Owen, 1964.)

 

Comúnmente se hace una distinción entre la salación, mediante la cual las partículas realizan excursiones balísticas muy por encima del lecho, y la fluencia superficial (también llamada fluencia por impacto o reptación), por lo que las partículas se mueven por distancias cortas sin perder contacto con la superficie del lecho. Las partículas que son demasiado grandes para ser movidas en la salación (pero no tan grandes como para ser inamovibles por el viento dado) se involucran característicamente en la fluencia superficial. Las partículas de tamaños susceptibles a la salación también pueden moverse como fluencia, sin embargo, si un impacto de salación es suficiente solo para impartir un ligero movimiento a una partícula dada en la superficie del lecho. Incluso en sedimentos muy bien ordenados, la fluencia superficial así como la salación son un medio de transporte importante.

Observación de la saltación

La mejor manera de apreciar la saltación es observarla por ti mismo. Imagínate en la superficie de una duna de arena en un día ventoso. Si baja el nivel de los ojos a unos decímetros de la superficie, corre el riesgo de que entre arena en los ojos, las orejas, la nariz y la boca, y la vista horizontalmente a través del viento, verá una capa borrosa de arena salada, con concentración que se desvanece hacia arriba hasta un metro por encima de la superficie. Estás viendo la característica nube de saltación. Desafortunadamente, su ojo no puede seguir fácilmente las trayectorias de partículas individuales.

Para ver claramente las trayectorias de saltación, necesitas construir tu propio túnel de viento (Figura\(\PageIndex{2}\)). Eso no es un asunto difícil, aunque tengas un presupuesto limitado y no tengas más espacio que una habitación libre ordinariamente grande. Un túnel de viento clásico “Bagnold” consiste en un conducto rectangular horizontal, más ancho que alto y con una entrada abocinada, vaciando en una caja grande equipada con un ventilador montado alto en la pared opuesta al extremo a favor del viento del conducto. Si se fabrica el techo del conducto en forma de varios segmentos removibles, es fácil acceder al lecho de arena. Debido a que los ventiladores con velocidad continuamente variable no son fáciles de obtener o organizar, sería útil montar una rejilla ajustable justo fuera del ventilador, para ajustar la velocidad del viento en el conducto a cualquier valor deseado. Colóquese en un lecho plano de arena mediana en el conducto, encienda el ventilador y aumente gradualmente la velocidad del viento hasta que se establezca la salación. La única diferencia significativa entre la salación en tu túnel de viento y la saltación que observaste en la duna de arena es que el rango de tamaños de remolino en el conducto es mucho menor, siendo la consecuencia que el viento no es tan racheado: la saltación está mucho más cerca de ser constante (inmutable con el tiempo).

Figura\(\PageIndex{2}\): Un túnel de viento simple pero efectivo.

 

Para ver trayectorias de saltación (Figura\(\PageIndex{3}\)), corte una delgada hendidura a lo largo de la línea central del techo del túnel, no lejos del extremo a favor del viento, y monte una fuente de luz fuerte por encima de la hendidura, con una segunda hendidura entre la luz estroboscópica y el techo, para una buena colimación. Con esa disposición se puede iluminar una porción delgada del flujo en el sentido de la corriente. Las trayectorias de las partículas saltantes que se mueven en esta rebanada iluminada aparecen así como rayas brillantes curvadas. Sería aún mejor usar un estroboscopio como fuente de luz. Entonces las trayectorias aparecen como series de puntos iluminados muy poco espaciados. Si la concentración de partícula saladora no es demasiado alta, de manera que se puedan discriminar trayectorias individuales, entonces al hacer mediciones suficientemente cuidadosas de una imagen fotográfica se podrían calcular velocidades y aceleraciones de partículas saltantes individuales a lo largo de sus trayectorias.

Figura\(\PageIndex{3}\): Un arreglo de iluminación para ver trayectorias de salación.

Trayectorias de saltación

La naturaleza general de las trayectorias de las partículas saltantes se conoce a partir de las primeras descripciones de muchos investigadores, especialmente Bagnold (1941) y Zingg (1953), pero también en varios estudios posteriores. La figura\(\PageIndex{4}\), de Maegley (1976), es una representación de una trayectoria típica de saltación de la literatura temprana sobre saltación. Después del lanzamiento, la trayectoria posterior de la partícula es el resultado de la constante fuerza descendente de la gravedad (es decir, el peso de la partícula), por un lado, y la fuerza de arrastre del fluido ocasionada por el movimiento de la partícula en relación con el aire circundante, que evoluciona a medida que la partícula atraviesa su trayectoria.

Si bien algunos autores han descrito la trayectoria de saltación como parabólica, lo que inmediatamente se desprende de la trayectoria en la Figura\(\PageIndex{4}\) es que es asimétrica: el ángulo de despegue es mucho mayor que el ángulo de impacto. Se podrían hacer otras dos observaciones significativas sobre las trayectorias de saltación: son convexas hacia arriba a lo largo de sus cursos, desde el despegue hasta el aterrizaje; y su longitud, desde el despegue hasta el aterrizaje, es mucho mayor que la altura máxima que alcanzan.

Figura\(\PageIndex{4}\): Una trayectoria típica de saltación. (De Maegley, 1976.)

 

Figura\(\PageIndex{5}\): Trayectorias cualitativas de partículas lanzadas en ángulo fijo desde una superficie horizontal: A) en vacío; B) al aire en reposo; C) hacia una corriente de viento con velocidad mayor que la componente horizontal inicial de la velocidad de las partículas.

 

Se puede obtener una visión cualitativa de la asimetría y convexidad ascendente de las trayectorias de saltación señaladas anteriormente mediante un simple experimento de pensamiento sobre aceleraciones de partículas. Supongamos que una partícula se lanza de alguna manera al aire en algún ángulo representativo, digamos de cuarenta a cincuenta grados, a cierta velocidad inicial (Figura\(\PageIndex{5}\)). Si el medio es un vacío, sabes por física elemental que la trayectoria de la partícula, desde el despegue hasta el aterrizaje, sería una parábola perfecta (Figura\(\PageIndex{5}\) A). Si el medio es aire en reposo, entonces la altura de la trayectoria sería ligeramente menor, ya que el arrastre de aire se suma a la fuerza descendente de la gravedad y hace que la componente vertical de desaceleración durante el ascenso sea más pequeña. El arrastre de aire también actúa para disminuir la componente horizontal de la velocidad a lo largo del transcurso de la trayectoria, por lo que el descenso de la partícula es en un ángulo más pronunciado que el ascenso (Figura\(\PageIndex{5}\) B).

Ahora supongamos que la partícula se lanza al mismo ángulo y velocidad inicial a una corriente de viento. Hay dos casos a considerar:

1. la velocidad inicial de la partícula es menor que la de la corriente de viento, y
2. la velocidad inicial de la partícula es mayor que la velocidad del viento. (Aquí asumimos, por simplicidad, que debido a la forma logarítmica del perfil de velocidad la partícula atraviesa solo una capa muy delgada de baja velocidad del viento en la proximidad inmediata a la superficie y posteriormente se encuentra, durante la mayor parte de su trayectoria, en una región en la que la velocidad del viento es casi constante con altura. Esto no daña nuestro experimento de pensamiento de primer orden.)

Si la velocidad inicial de la partícula es mayor que la velocidad del viento, el viento provoca una desaceleración horizontal, al igual que en el caso del lanzamiento al aire quieto. Cualitativamente, la forma de la trayectoria es la misma que en el caso de lanzamiento al aire quieto (Figura\(\PageIndex{5}\) B). Sin embargo, si la velocidad inicial de la partícula es menor que la velocidad del viento, el viento provoca una aceleración horizontal, y la pendiente de la parte ascendente de la trayectoria es menor (Figura\(\PageIndex{5}\) C). La pendiente y la forma de la parte descendente de la trayectoria depende de la importancia relativa de la tracción descendente de la gravedad y la aceleración horizontal restante, pero en cualquier caso la trayectoria descendente es menos empinada que la parte ascendente. Lo que podemos concluir de este sencillo ejercicio es que, al comparar la Figura\(\PageIndex{5}\) C con la Figura\(\PageIndex{4}\), en la saltación típica la partícula se lanza al viento con una componente horizontal de velocidad menor que la velocidad del viento en la región muy por encima de la superficie.

Tras las primeras observaciones de trayectorias de saltación de Bagnold (1941) y Chepil (1945), muchos autores han asumido que las partículas suelen abandonar el lecho en un ángulo empinado, casi vertical. Mediciones cuidadosas de distribución de frecuencias de ángulos de despegue por White y Schulz (1977), mediante el uso de la técnica descrita anteriormente para la visualización de trayectorias de saltación en un túnel de viento, junto con la cinematografía de alta velocidad, mostraron que el ángulo promedio de despegue fue\(50^{\circ}\), y menor que\(10 \%\) del las partículas observadas tenían ángulos de despegue superiores a\(80^{\circ}\) (Figura\(\PageIndex{6}\) A). Una característica notable de la distribución que se muestra en la Figura\(\PageIndex{6}\) A es que la distribución está fuertemente sesgada: el modo se encuentra en el rango\(20–40^{\circ}\), y la distribución disminuye constantemente hacia ángulos más pronunciados, pero no ángulos menores a los que\(20^{\circ}\) se midieron. White y Schulz también encontraron que el ángulo promedio de impacto al final de una trayectoria de salación fue\(14^{\circ}\) (Figura\(\PageIndex{6}\) B), y la distribución fue mucho más casi simétrica.

Figura\(\PageIndex{6}\): Distribución de frecuencia de A) ángulo de despegue y B) ángulo de impacto para esferas de\(0.5\)\(\mathrm{mm}\) vidrio que saltan en un túnel de viento (From White y Schulz, 1977.)

 

Los resultados obtenidos por White y Schulz podrían ser cuestionados porque se obtuvieron de esferas de vidrio de tamaño único. Estudios más recientes han encontrado ángulos de lanzamiento más bajos. Willetts y Rice (1985), utilizando arenas naturales, midieron ángulos de\(52–54^{\circ}\) despegue promedio de partículas expulsadas del reposo por impactos de partículas ya saltantes pero ángulos promedio considerablemente más pequeños de\(21–33^{\circ}\) para rebotes de partículas ya saltantes. Nalpanis et al. (1993) midieron ángulos de despegue de\(35–41^{\circ}\), para arenas naturales, y Nishimura y Hunt (2000) midieron ángulos de despegue incluso menores\(21–25^{\circ}\) para esferas de hielo y para semillas de mostaza esféricas. Si hay partículas grandes e inamovibles en la superficie del lecho, se observa que partículas más finas en la salación rebotan de ellas al impactar en ángulos a veces muy pronunciados, en algunos casos incluso con un componente en la dirección opuesta al viento.

Longitudes de salación

¿Por qué las longitudes de las trayectorias de saltación son tanto mayores que las alturas? Se señaló al inicio de este capítulo que la inercia relativa de las partículas de arena en el aire es extremadamente grande, pero no obstante el aire en todo momento ejerce una fuerza de arrastre sobre las partículas, porque siempre hay una diferencia entre la velocidad de la partícula y la velocidad del viento. Solo para partículas de polvo muy finas en suspensión esta diferencia de velocidad se vuelve insignificante.

White y Schulz (1977) también midieron las velocidades de despegue y las velocidades de impacto de las partículas saltantes (Figura\(\PageIndex{7}\)). Las velocidades de despegue promediaron aproximadamente\(70\)\(\mathrm{cm/s}\), no mucho más que la velocidad de fricción,\(u_{*}\) pero tenga en cuenta que tal valor de\(u_{*}\) corresponde a velocidades del viento de varios metros por segundo solo algunos centímetros por encima de la cama. Supongamos que una partícula de arena se lanza verticalmente hacia una corriente de viento a tal velocidad. La partícula ascendente casi inmediatamente se encuentra con velocidades de viento mucho más altas. En cualquier instante dado, la velocidad de la partícula con respecto al aire es la diferencia vectorial entre la velocidad de la partícula relativa al suelo y la velocidad horizontal del viento con respecto al suelo (Figura\(\PageIndex{8}\)). En la parte inicial, ascendente de la trayectoria, esta velocidad vectorial se dirige hacia arriba y contra el viento.

Figura\(\PageIndex{7}\): Distribución de frecuencia de A) velocidad de despegue y B) velocidad de impacto para esferas de\(0.5\)\(\mathrm{mm}\) vidrio que saltan en un túnel de viento (From White y Schulz, 1977.)

 

Figura\(\PageIndex{8}\): La velocidad de una partícula saladora en relación con el aire circundante. \(\text{V}_{\text{w}} =\)la velocidad del viento;\(\text{V}_{\text{pg}} =\) la velocidad de la partícula relativa al suelo;\(\text{V}_{\text{pw}} =\) la velocidad de la partícula en relación con el viento.

 

Bagnold (1941) supuso que la importancia del efecto de la velocidad de las partículas en relación con el aire puede caracterizarse por la relación entre la fuerza de arrastre del fluido y el peso de las partículas, cantidad que denominó la susceptibilidad (aunque ese término útil no se ha propagado posteriormente a través de la literatura en la saltación). La figura\(\PageIndex{9}\), de Bagnold (1941), muestra la susceptibilidad de varios tamaños de arena en función de la velocidad del viento. Se puede ver en la Figura\(\PageIndex{9}\) que para velocidades relativas de varios metros por segundo la susceptibilidad de tamaños entre\(0.3\)\(\mathrm{mm}\) y\(1.0\)\(\mathrm{mm}\) —que abarcan en gran medida el rango de tamaños de partículas salantes— se encuentra entre aproximadamente uno y diez: el arrastre de aire es mayor que la partícula peso, pero no mucho mayor. La implicación es que el arrastre de aire no afecta mucho los detalles de la trayectoria de saltación pero es importante para determinar el curso general de la trayectoria. Si el arrastre de fluido fuera mucho menor, se reduciría la longitud de la salación. Otra implicación entonces parece ser que para las trayectorias de saltación en Marte, donde la relación de densidad\(\rho_{s}/\rho\) es incluso mayor que en la Tierra, la altura de salación debería ser mayor, relativa a la longitud de salación, que en la Tierra.

 

Figura\(\PageIndex{9}\): La susceptibilidad de dos tamaños de partícula en función de la velocidad del viento. (De Bagnold, 1941.)

 

Las velocidades promedio de impacto de aproximadamente\(160\)\(\mathrm{cm/s}\) medidas por White y Schulz (Fig. \(\PageIndex{7}\)) son mucho menores que la velocidad del viento en las alturas atravesadas por las partículas cerca de la parte superior de sus trayectorias de salación. Dado que las velocidades del viento son mayores que esa hasta alturas de solo unos pocos centímetros, esos valores de velocidad de impacto nos dicen que el viento no ha “terminado el trabajo” de acelerar la partícula a la velocidad predominante del viento antes de que la partícula descienda para chapotear nuevamente sobre el lecho.

El material anterior es sólo la introducción cualitativa más breve a las trayectorias de saltación. Varios autores, comenzando por Bagnold, han desarrollado métodos para computar trayectorias de saltación; ver, por ejemplo, Owen (1964) y White y Schulz (1977). Como señala Bagnold, es esencialmente el mismo problema que el cálculo práctico de las trayectorias de balas de cañón y proyectiles de artillería. El problema computacional básico es que ni la velocidad ni el arrastre del fluido sobre la partícula pueden asumirse independientemente: los dos evolucionan juntos.

Alturas de saltación y el efecto Magnus (Robins)

Parece ser una creencia común que la zona de saltación cercana a la superficie (la nube de saltación) tiene un límite superior bien definido. Esto podría deberse en parte a la afirmación en el influyente libro de 1941 de Bagnold de que la nube de saltación tiene “una superficie superior claramente marcada” (p. 10). Además, Owen, en su clásico trabajo de 1964, ilustra una serie de trayectorias de salación todas con la misma forma, altura y longitud (su Figura 1), que un lector casual podría suponer que tenía la intención de representar una sal real, pero Owen de hecho se ocupó de señalar que la figura estaba destinada únicamente a ilustrar el simplificando las suposiciones que hizo en su estudio, y que la saltación “en realidad debe estar dotada de cierta aleatoriedad” (Owen, 1964, p. 226).

Es evidente, a partir de estudios observacionales posteriores, que para una arena y viento dados existe una variación considerable en la altura a la que se elevan las partículas saltantes. Esto se muestra quizás más claramente por los resultados de las mediciones de la tasa de transporte de arena en función de la altura sobre el lecho. Utilizando lechos de arena moderadamente bien ordenada, tanto Zingg (1953) como Williams (1964) encontraron que la tasa de transporte de sedimentos, por unidad de ancho a través del viento y para unidad de altura sobre el lecho, variaba como una función exponencial negativa de la altura sobre el lecho. Varios estudios posteriores han mostrado resultados similares. (Para más información sobre las tarifas de transporte de arena en saltación, ver la sección posterior.)

Si vuelves a lo que aprendiste en Física I, puedes calcular fácilmente la altura teórica a la que se elevaría una partícula saltante en el caso contrario a hecho de que no hay arrastre de aire sobre la partícula. La partícula tiene alguna energía cinética inicial\(mv^{2}/2\), donde\(m\) está la masa de la partícula y\(v\) es la velocidad inicial de la partícula. A medida que la partícula se eleva, contra el tirón de la gravedad, su energía cinética se convierte en energía potencial de altura\(mgh\), donde\(g\) está la aceleración debida a la gravedad y\(h\) es la altura por encima del lecho. Para encontrar la altura máxima de subida, en la parte superior de la trayectoria parabólica, establecer la energía cinética igual a la energía potencial y resolver para\(h\):\(h = v^{2}/2g\).

El valor del resultado sin arrastre de aire es que sirve como estándar para la comparación de trayectorias de salación reales. A la luz de lo que se dijo en las secciones anteriores sobre trayectorias de saltación, podríamos concluir que las trayectorias reales siempre deben tener una altura máxima de elevación menor, debido a la resistencia del aire. Sin embargo, nos equivocaríamos: los experimentos (por ejemplo, de White y Schulz, 1977) ralentizan claramente que las alturas de salación son incluso mayores que el valor sin arrastre de aire (Figura\(\PageIndex{10}\)). La razón parece estar en el giro de las partículas saltantes.

Figura\(\PageIndex{10}\): Trayectorias de una esfera de vidrio saltante calculadas solo para el caso de arrastre (esfera no giratoria; curva discontinua) y arrastre más elevación (una esfera con una velocidad de rotación de\(275\) por segundo; curva semi-discontinua) en comparación con la trayectoria observada (curva sólida). (De White y Schulz, 1977.)

 

Como observó desde el principio Chepil (1945), las partículas en salazón tienen tasas de centrifugado espectacularmente altas de cientos de revoluciones por segundo. El giro debe impartirse de alguna manera a las partículas en, y/o poco después, el despegue en la corriente de viento. El giro genera una fuerza de sustentación que actúa mientras la partícula está en vuelo. Este efecto de hilado generalmente se llama el efecto Magnus para cilindros y el efecto Robins para esferas (Figura\(\PageIndex{11}\)). La rotación de la partícula cambia las líneas de flujo para que ya no sean simétricas alrededor de la partícula: las líneas de corriente están más cerca entre sí por encima de la partícula, lo que implica que las velocidades son mayores ahí que por debajo de la partícula (Figura\(\PageIndex{11}\)). De la ecuación de Bernoulli (Capítulo 3) se deduce que la presión es menor por encima de la partícula que por debajo, y la partícula experimenta una fuerza de elevación. Se conoce la variación en el coeficiente de sustentación con la velocidad de giro, por lo que se puede calcular la fuerza de sustentación. White y Schulz (1977) solo podrían dar cuenta de las trayectorias de saltación observadas tomando en cuenta este efecto. Para la mayoría de las trayectorias observadas la velocidad de giro no se pudo observar directamente, pero se podría hacer un buen ajuste de las trayectorias observadas a los cálculos teóricos asumiendo una tasa de giro de varios cientos de revoluciones por segundo. Esto se sabe a partir de estudios fotográficos como sobre el valor adecuado para el giro.

Figura\(\PageIndex{11}\): Sección transversal vertical a través de una esfera giratoria sumergida en un fluido que fluye, para ilustrar el efecto Robins. Ver texto para explicación.

Umbral de Movimiento para el Transporte Eólico de Arena y la Cuestión de las Fuerzas que Causan Saltación

Claramente, ninguna partícula en reposo sobre una amplia superficie horizontal de arena se pone en movimiento hasta que el viento alcanza cierta fuerza. A velocidades del viento por debajo del umbral de movimiento, las fuerzas sobre las partículas de arena son las mismas que se discutió en el Capítulo 9 para los flujos de agua, porque la dinámica de fluidos del viento muy cerca del suelo es la misma para el aire que para el agua. Al igual que en los flujos de agua, la naturaleza de las fuerzas del fluido sobre las partículas de la superficie del lecho (fuerzas de presión y fuerzas viscosas, que pueden resolverse en un componente de arrastre, paralelo al lecho y un componente de elevación normal a la cama) son una función del número de partículas de Reynolds. De hecho, gran parte de lo que se sabe sobre las fuerzas de elevación y arrastre en función del número de partículas de Reynolds se ha aprendido de experimentos en túneles de viento, comenzando con Einstein y El-Samni (1949) y Chepil (1958, 1961).

Las dificultades para definir el inicio (o incluso la existencia) de una fuerza de flujo umbral definida como se discute en el Capítulo 9 para los flujos de sedimentos bajo el agua también existen para sedimentos bajo flujos de aire, aunque con ciertas diferencias importantes. Como se vio en el Capítulo 9, en los flujos de agua la tasa de transporte de sedimentos en el rango de fuerzas de flujo para las que podría ubicarse el umbral es ancho, y el modo de movimiento (carga de lecho) es el mismo en ese rango. Por el contrario, en los flujos de aire se establece un modo diferente de movimiento de sedimentos, la saltación, poco después de que comience el movimiento, y las tasas de transporte aumentan mucho más rápidamente una vez que comienza el movimiento de sedimentos que en los flujos de agua.

A medida que aumenta la velocidad del viento, las partículas se ponen en movimiento por las fuerzas del fluido. A partir de Bagnold, a esto se le ha llamado el umbral de fluido o el umbral aerodinámico. Poco después de que comience el movimiento de las partículas, en solo unos segundos, la salación se establece, en una especie de cascada en la que la concentración de partículas saltantes aumenta rápidamente a su estado de equilibrio. Entonces, si la velocidad del viento disminuye, la saltación finalmente cesa. La condición de cese de la saltación se denomina umbral de impacto. Uno de los hechos de primer orden sobre la salación es que el umbral de fluido está a una velocidad del viento menor que el umbral de fluido, como lo señaló primero Bagnold (1941) y confirmó observacionalmente muchas veces desde entonces. Por lo tanto, existe un fuerte efecto de histéresis en la salación.

Ha habido una controversia de larga data sobre si las partículas de lecho saltan y ruedan por un breve tiempo antes de caer en cascada en saltación completamente desarrollada, como propuso por primera vez Bagnold (1941), o si vibran en su lugar, en respuesta a las fuerzas fluidas rápidamente fluctuantes que sienten, antes de finalmente ser lanzadas en movimiento por encima de la superficie del lecho, según lo informado por científicos del suelo que estudian el arrastre de partículas de suelo por el viento. El consenso parece ser que, en el caso de las partículas de arena, las partículas de arena experimentan un breve movimiento como carga del lecho durante un breve tiempo antes de que se desarrolle la salación.

Las observaciones del umbral de movimiento bajo los flujos de aire se han realizado desde los primeros días de la era moderna de investigación sobre el movimiento de la arena por el viento. Siguiendo los primeros estudios de Bagnold (1941), Chepil (1945, 1959) y Zingg (1952, 1953), Iversen et al. (1976a) realizaron extensas observaciones de umbrales eolios mediante el uso de sedimentos de diferente tamaño, densidad; sus resultados (Figura\(\PageIndex{12}\)) muestran un valor casi constante del parámetro de escudos umbral para los números de Reynolds límite bajan a aproximadamente cinco, y luego aumentar el umbral Shields parámetro con una mayor disminución en el número de límite de Reynolds. Como se menciona en el Capítulo 9, el parámetro Escudos para el umbral bajo aire es algo mayor que para bajo el agua, para los mismos valores del número límite de Reynolds.

Figura\(\PageIndex{12}\): Gráfica del parámetro de Escudos de umbral contra el número de Reynolds límite para observaciones de condiciones de umbral para una serie de sedimentos bajo el aire. De Iversen et al. (1976a); su parámetro umbral\(A\) es el mismo que el parámetro Shields excepto que\(\rho_{s}\) se usa en el denominador en lugar de (\(\rho_{s} - \rho\)) en la variable (\(\rho_{s} - \rho)g\), llamada\(\gamma^{\prime}\) en estas notas.

 

Nickling (1988) ideó un experimento en el que las partículas recién puestas en movimiento en condiciones cercanas al umbral se observaron por medio de un rayo láser horizontal dirigido horizontalmente a través del flujo un milímetro por encima de un lecho de arena plano originalmente intacto. Se utilizaron sedimentos con rango de tamaño y clasificación. Los resultados de Nickling mostraron (Figura\(\PageIndex{13}\)) que para los sedimentos relativamente mal clasificados existe un rango de fuerzas de flujo (medido por la velocidad de cizallamiento) para el cual un pequeño número de partículas se mueven antes de que las fuerzas de flujo sean lo suficientemente grandes como para que comience la salación, con lo cual el número de partículas en el movimiento aumenta bruscamente. Sin embargo, para los sedimentos relativamente bien clasificados, ese rango de fuerzas de flujo desaparece efectivamente: la salación comienza inmediatamente después de alcanzar el movimiento provocado por las fuerzas del fluido.

Figura\(\PageIndex{13}\): Gráficas de números de partículas en movimiento, por unidad de tiempo y por unidad de ancho normal al viento, versus velocidad de cizallamiento, para dos sedimentos: A) una arena relativamente mal ordenada, con tamaño medio\(0.77\)\(\mathrm{mm}\) y con un valor de clasificación de unidades\(0.39\) phi, y B) una arena relativamente bien ordenada, con tamaño medio\(0.51\)\(\mathrm{mm}\) y clasificación de unidades\(0.15\) phi. (De Nickling, 1988.)

 

La mayoría de los estudios del umbral del transporte eólico se han realizado en túneles de viento, en los que se pueden organizar vientos casi constantes. En el campo, las observaciones del umbral son mucho más difíciles, en gran parte porque los vientos a través de la superficie de arena natural son mucho más gustiosos, debido a la escala mucho mayor de remolinos en la atmósfera inferior. En pequeños túneles de viento, las fluctuaciones en la tensión de cizallamiento del lecho con el tiempo en un punto son cortas en relación con las escalas de tiempo de salación de partículas individuales, mientras que en el campo suelen ser mucho más largas. Tales consideraciones apuntan hacia una sección posterior de este capítulo, sobre la saltación en vientos inestables.

Las fuerzas que provocan que una partícula sea lanzada a un salto de saltación al viento han sido polémicas. Hay dos candidatos: fuerzas aerodinámicas de sustentación y arrastre, e impactos de otras partículas saltantes a medida que salpican sobre la cama. (Por supuesto, los dos podrían, y probablemente lo hacen, actuar en concierto; la pregunta es cuál es el más importante.) Los ángulos de despegue de moderados a grandes de las partículas saltantes no indican en sí mismos la importancia relativa de los dos tipos de fuerzas: podría suponerse que fuertes fuerzas de sustentación aerodinámica deberían ser responsables de ángulos de despegue pronunciados, pero también está claro que ángulos igualmente pronunciados pueden ser el resultado de rebotes al chapotear. La controversia se remonta a los primeros días de la era moderna de estudio del movimiento eólico de la arena: Chepil (1945, 1961) consideró que las fuerzas aerodinámicas eran dominantes, mientras que Bagnold (1941) creía que los impactos de salazón eran los principales responsables del despegue de salazón.

Parece claro que la presencia de las partículas saltantes extrae el impulso del viento dentro de la capa de salación, como se discutió en una sección posterior, por lo que la tensión de cizallamiento del fluido en el lecho debe ser mucho menor de lo que sería el caso con el mismo lecho de arena y con el mismo viento superpuesto pero con la partícula del lecho inamovibles. Owen (1964) llegó a la hipótesis de que el esfuerzo cortante ejercido por el viento sobre el lecho de arena es justo suficiente para mantener las partículas superficiales en un estado móvil. La implicación de esa hipótesis es que las fuerzas aerodinámicas de sustentación y arrastre deberían ser mucho menos importantes para mantener la saltación que el rebote de las partículas, así como la movilización de otras partículas, en el punto de colisión.

Los modelos teóricos de salación continua, comenzando con Tsuchiya (1969, 1970) y Reizes (1978), demuestran que la salación puede continuar una vez iniciada, sin necesidad de ninguna fuerza de elevación o arrastre de fluidos que actúen sobre las partículas que descansan sobre el lecho, pero no conducen a ninguna predicción sobre las partículas trayectorias que pueden distinguir esta hipótesis de manera concluyente de la hipótesis de la fuerza fluida.