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第1章 熱傳導理論分析
導熱是依靠物體內部微觀粒子的熱運動,包括原子、分子、電子的平動和轉動,以及晶格的振動等來傳遞熱量的物理現象,它是自然界中熱量傳遞的基本方式之一。導熱可發生在固體、液體或氣體中,與物體有沒有宏觀運動無關。導熱問題往往歸結為求解物體內部的溫度場以及相應的熱流分布。
1.1 導熱理論基礎
1.1.1 傅里葉定律
傅里葉(Fourier)定律是對熱量以傳導方式進行傳遞時的基本規律的描述,它表述為:物體在導熱過程中其內部某處的熱流密度q與該處的溫度降度?@~T=@n成正比。比例系數k稱為導熱系數,單位W/(m¢K),它是材料的基本熱物性之一。
溫度降度是一個矢量,它表示該處溫度變化率的最大值,但指向是溫度降低的方向。
傅里葉定律的數學表達式為
q(x;y;z;t)=?k@~T@n(W=m2)(1-1)
傅里葉定律將某一點的熱流密度和其溫度變化率聯系起來,一旦溫度場求得,熱流密度就可確定。另外,從傅里葉定律也可了解導熱系數k的物理含義,其含義是:單位厚度的平板材料,當它兩側溫差保持1±C時,穩態下所能傳遞的熱流密度值。事實上,根據這種原理所設計的測試方法,正是實驗測定材料導熱系數的最常用方法。不同材料的導熱系數差別很大,常溫下空氣的k值約為0.024W/(m¢K),水的k值約為0.6W/(m¢K),純銅的k值約為398W/(m¢K)。
1.1.2 導熱微分方程
處于靜止狀態的各向同性的均勻物體,內部含有熱源,單位時間單位體積內的產熱量用g(~r;t)表示,則描述其內部各點溫度隨時間t變化規律的熱傳導微分方程為
r[krT(~r;t)]+g(~r;t)=?cp@T(~r;t)@t(1-2)
式中,?代表材料密度,cp為材料的定壓比熱。導熱微分方程是能量守恒與轉換定律在導熱問題中的具體體現。它所代表的含義是:物體內部在單位時間內傳入和傳出某微元體的熱量之差,加上微元體自身的產熱量,等于其內能隨時間的變化率。
導熱微分方程在不同情況下可以得到簡化,下面給出一些常用的簡化形式。
當導熱系數k為常數,也即物體是各向同性時,導熱系數k可以提到梯度算子符號外,方程化為
r2T(~r;t)+1kg(~r;t)=1?@T(~r;t)@t(1-3)
式中,?=k=(?cp),稱為材料的導溫系數,單位m2/s。
k為常數,又無內熱源時,方程化為傅里葉方程
r2T(~r;t)=1?@T(~r;t)@t(1-4)
穩態條件下,溫度場與時間無關,式(1-4)進一步簡化成Laplace方程
r2T(~r;t)=0(1-5)
如果所涉及的問題是含有內熱源的穩態導熱問題,則式(1-3)轉化成泊松方程
r2T(~r;t)+1kg(~r;t)=0(1-6)
1.1.3 不同正交坐標系中的熱傳導方程
現在進一步討論在不同正交坐標系中熱傳導方程的展開形式。在直角坐標系中,k6=常數和k=常數時熱傳導方程分別為
@@xμk@T@x?+@@yμk@T@y?+@@zμk@T@z?+g(*r;t)=?cp@T@t(1-7)
@2T@x2+@2T@y2+@2T@z2+1kg=1?@T@t(1-8)
在圓柱坐標系內,k6=常數和k=常數時方程的形式為
1r@@rμkr@T@r?+1r2@@áμk@T@á?+@@zμk@T@z?+g=?cp@T@t(1-9)
1r@@rμr@T@r?+1r2@2T@á2+@2T@z2+1kg=1?@T@t(1-10)
工程上有時會遇到另外兩類圓柱坐標系中的特殊問題,一類稱為軸對稱問題,溫度場不隨軸向角變化,@T=@á=0,則方程化為
1r@@rμr@T@r?+@2T@z2+1kg=1?@T@t(1-11)
第二類特殊問題稱為極坐標問題,溫度場沿軸向無變化,@T=@z=0,方程化為
1r@@rμr@T@r?+1r2@2T@á2+1kg=1?@T@t(1-12)
常物性物體在球坐標系中的熱傳導微分方程式為
1r2@@rμr2@T@r?+1r2sin2μ@2T@á2+1r2sinμ@@μμsinμ@T@μ?+1kg=1?@T@t(1-13)
1.1.4 邊界條件
熱傳導微分方程式是描述物體內部導熱共性規律的數學表達式,要能夠求解還必須配合以對問題的特殊性進行描述的內容,這就是\邊界條件。邊界條件的物理含義是指,在時刻大于零之后,作用在求解區域邊界上的、從而引起區域內部熱響應的邊界熱狀況。邊界條件劃分為三類,分別表述被求解的區域邊界上溫度分布情況、熱流密度分布情況以及邊界與相鄰流體之間的對流換熱情況。
第一類邊界條件是已知邊界處的溫度分布。設被求解區域有m個邊界,在邊界Si處(i=1,2,¢¢¢;m),已知的溫度分布表示為
T=fi(~r;t)(1-14)
若邊界上的溫度為零,即在邊界Si處,有
T=0(1-15)
則稱為該邊界有\第一類齊次邊界條件。此外,邊界溫度保持恒定溫度T0的邊界也滿足第一類齊次邊界條件,只不過此時被求解的溫度場需要以對T0的過余溫度來表示。
第二類邊界條件是已知邊界面上溫度的法向導數。由于熱流密度與法向導數直接相關,所以第二類邊界條件就相當于給定了邊界上熱流密度的分布情況。在邊界面Si處第二類邊界條件的表達式為
@T@ni=fi(~r;t)(1-16)
這里的法向導數的取向以求解區域向外為正,向內為負;相應地,從邊界處流入求解區域的熱流為正,流出為負。如果某個邊界處的導數為零,即
@T@ni=0(1-17)
則稱為\第二類齊次邊界條件"",即通常所說的絕熱邊界條件。
第三類邊界條件是邊界上的溫度和它的法向導數的線性組合等于某一已知函數,即
ki@T@ni+hiT=fi(~r;t)(1-18)
這里ki和hi都是已知的常數,且二者不能同時為零。式(1-18)本質上反映了溫度隨時間變化的流體與固體邊界之間的對流換熱關系,流體通過對流方式傳給邊界的熱量邊界再以導熱的方式傳給物體內部。如果
ki@T@ni+hiT=0(1-19)
則稱為\第三類齊次邊界條件,相當于壁面以對流形式向溫度為零的流體環境放熱。
對于非穩態導熱問題,除了需要知道邊界條件之外,還需要知道\初始條件。
初始條件是指在問題開始算起的零時刻,整個求解區域內的溫度分布情況,也即
T(~r;t=0)=f(~r)(1-20)
1.1.5 齊次與非齊次問題
在正式討論導熱微分方程的求解方法之前,有必要先明確一下非穩態導熱邊值問題的齊次性與非齊次性,因為下面將要討論的基本求解方法是建立在齊次問題之上的。首先介紹導熱微分方程的齊次性。微分方程齊次是指方程本身由溫度T及其各階導數的線性組合構成,對于非穩態導熱,齊次方程形式為
r2T=1?@T@t(1-21)
而帶熱源項的完整導熱微分方程式(1-3)則是非齊次的。如果熱物性是隨溫度變化的,則線性組合的條件不能滿足,方程也是非齊次的。
若微分方程和邊界條件都是齊次的,則該問題屬于齊次問題。齊次邊界條件不論是第一類、第二類、第三類均可。
若微分方程和邊界條件都是非齊次的,或者兩者中有一方是非齊次的,則這類問題稱為非齊次問題。非齊次問題構成非線性的導熱問題。
1.2 分離變量法
1.2.1 直角坐標系中的分離變量法
分離變量法是求解偏微分方程的一種有效方法,其基本思路是將求解的多元函數表示成多個單元函數的乘積形式,從而將一個多元函數的求解問題化為多個有相互聯系的單元函數問題的求解。所得到的最終解通常是級數求和形式。對于直角坐標系中三維齊次熱傳導方程
@2T@x2+@2T@y2+@2T@z2=1a@T@t(1-22)
假定溫度變量T能分離成如下形式:
T(x;y;z;t)=?(x;y;z)?(t)(1-23)
代入方程(1-22),有
1?μ@2?@x2+@2?@y2+@2?@z2?=1a?(t)d?(t)dt=??2(1-24)
式(1-24)是分離變量之后,空間變量函數a的組合式與時間變量函數?的組合式相等,因此二者必然同時等于某一常數,令此常數為??2.分離函數?(t)與?(x;y;z)分別滿足方程
d?(t)dt+a?2?(t)=0(1-25)
@2?@x2+@2?@y2+@2?@z2+?2?=0(1-26)
此式稱為亥姆霍茲方程。假定它可進一步分離成如下形式:
?(x;y;z)=X(x)Y(y)Z(z)(1-27)
代入式(1-26),得
1Xd2Xdx2+1Yd2Ydy2+1Zd2Zdz2+?2=0(1-28)
由于x、y、z都是獨立的自變量,因此式(1-28)中每一項必等于某一分離常數才能保證等式成立,令
1Xd2Tdx2=?ˉ2;1Yd2Ydy2=?°2;1Zd2Zdz2=?′2
則相應的方程分離為
d2Xdx2+ˉ2X=0;
d2Ydy2+°2Y=0;
d2Zdz2+′2Z=0
且有
ˉ2+°2+′2=?2
函數X;Y;Z的解是正弦和余弦函數,而時間函數?(t)的解為
?(t)=e?a(ˉ2+°2+′2)t(1-29)
溫度T(x;y;z;t)的完全解由分離解X;Y;Z和?(t)的線性疊加構成。
1.2.2 一維問題的分離變量法
分離變量法對齊次問題處理起來尤為方便。對多維問題,如果是不含熱源的穩態導熱,并且只有一個非齊次邊界條件時,也可用分離變量法;當超過一個非齊次邊界條件時,可以分解為幾個簡單的問題,使每一個簡單問題只包含一個非齊次邊界條件。
為了進一步了解分離變量法求解導熱問題的具體步驟,本小節對有限厚度的平板導熱問題進行分析,該齊次問題的數學描述為
@2T(x;t)@x2=1?@T(x;t)@t;0<>
邊界處
ki@T@x+hiT=0;i=1或2;t>0
T(x;0)=F(x);06x6L;t=0(1-31)
設函數T(x;t)可表示成
T(x;t)=X(x)?(t)(1-32)
代入式(1-30)得
1X(x)d2X(x)dx2=1??(t)d?(t)dt=?ˉ2(1-33)
則?(t)滿足微分方程
d?(t)dt+?ˉ2?(t)=0(1-34)
其解為
?(t)=e??ˉ2t(1-35)
空間變量函數X(x)滿足微分方程
d2X(x)dx2+ˉ2X(x)=0(1-36)
邊界條件
kidX(x)dx+hiX=0(1-37)
上兩式構成特征值問題,其特點是在此常微分方程的求解過程中得到一系列滿足邊界條件的ˉ值,ˉ=ˉm,m=1,2,3,¢¢¢,它們稱為該方程的特征值,相應的解X(ˉm;x)稱為問題的特征函數,通常X(ˉm;x)是正弦或余弦函數。
原問題的完全解T(x;t)通過將基本解進行線性疊加而得到
T(x;t)=1Xm=1cmX(ˉm;x)e??ˉ2mt(1-38)
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