Condução transiente

25/10/2016
Transferência de calor
Condução de calor em regime transiente
2º. semestre, 2016
Condução de calor em regime transiente
Muitos problemas de transferência de calor são dependentes do tempo.
São problemas não-estacionários ou transientes que surgem quando as
condições de contorno de um sistema são mudadas.
Por exemplo, se a temperatura superficial de um sistema for alterada, a
temperatura em cada ponto desse sistema também começará a mudar.
Essas mudanças continuarão até que uma distribuição de temperaturas
estacionárias seja alcançada.
2
1
25/10/2016
Condução de calor em regime transiente
Em um lingote de metal quente, removido de um forno e exposto a uma
corrente de ar frio a energia será transferida por convecção e radiação de
uma superfície para a vizinhança.
Da mesma forma, haverá uma transferência de calor por condução no
interior da peça. Assim haverá uma diminuição da temperatura em cada
ponto do lingote com o tempo, até que uma condição de regime
estacionário seja alcançada.
Processo similar é o resfriamento de alimentos, onde o produto é
submetido a uma corrente de ar a baixa temperatura e a temperatura do
produto diminui gradativamente, até atingir uma mesma condição de
regime estacionário.
3
Condução de calor em regime transiente
O comportamento da temperatura depende do tempo e da posição no sólido e
ocorre em muitos processos industriais de aquecimento e resfriamento.
O problema transiente pode ser resolvido através de duas análises, considerando:
A variação de temperatura no interior do sólido é desprezível (variação com a
posição) e somente há variação com o tempo: T(t)
Principalmente em metais
com elevada condutividade
térmica.
A variação da temperatura no sólido com a posição e o tempo: T(x,t)
Exemplos de aplicação:
- Tratamento térmico;
- Lingote de metal quente removido de um forno e exposto a uma corrente de ar frio;
- Produção de novos materiais com propriedades melhoradas;
- Resfriamento e congelamento de alimentos.
4
2
25/10/2016
Método da capacitância global
Um problema simples e comum de condução transiente envolve um sólido que passa
por uma súbita mudança no seu ambiente térmico.
Como exemplo, em um processo de têmpera, o metal a uma temperatura inicial Ti é
submetido a um rápido resfriamento através da imersão em um meio líquido a uma
temperatura T∞, mais baixa que Ti (Ti > T∞ ).
Para t>0, a temperatura do metal diminuirá, até alcançar a T∞ .
Esse método pode ser utilizado quando o sólido apresentar resistência interna
desprezível.
Isto se deve à convecção na interface sólido-líquido.
5
Método da capacitância global
A essência do método da capacitância global é a hipótese de que a temperatura do
sólido é uniforme no espaço, em qualquer instante durante o processo transiente,
ou seja, os gradientes de temperatura no interior do sólido são desprezíveis.
Pela Lei de Fourier, um gradiente desprezível implica a existência de uma
condutividade térmica, k, infinita, o que é obviamente impossível.
No entanto, essa solução é aproximada se a resistência interna à transferência de
calor por condução dentro do sólido é muito pequena comparada à resistência
externa entre a superfície e o meio (convecção).
Esta aproximação é mais exata quanto maior for a relação entre a área superficial
e o volume, como por exemplo em placas finas e fios.
6
3
25/10/2016
Método da capacitância global
Ao desprezar os gradiente de temperatura no interior do sólido, o problema não
pode mais ser analisado do ponto de vista da equação do calor.
Como alternativa, a resposta transiente é determinada através de um balanço global
de energia no sólido. Esse balanço deve relacionar a taxa de perda de calor na
superfície com a taxa de variação de sua energia interna, isso é:
 Taxa de perda de calor   Taxa de variação da

 = 
do sólido

  energia interna



(1)
ou
− E& sai = E& acum
(2)
ou
− hAs ( T ( t ) − T∞ ) = ρVc p
dT ( t )
dt
(3)
onde As é a área superficial do sólido, em m2, ρ sua massa específica, em kg/m3, V o
seu volume, em m3 e cp o calor específico, em J/kgK. Na mesma eq., T representa a
temperatura e t o tempo.
7
Método da capacitância global
Dimensionalmente, a eq. (3) é:
massa do sólido
dT ( t )
− hAs ( T ( t ) − T∞ ) = ρVc p
1442443
dt
14243
W
m2 K =W
m2 K
(3)
kg 3 J K J
m
= =W
kgK s s
m3
Por conveniência, se define uma variação de temperatura como:
θ ( t ) = T ( t ) − T∞
(4)
Se T∞ for considerada uma constante,
dθ ( t ) dT ( t )
=
dt
dt
a eq. (3) fica:
ρVc p dθ ( t )
hAs
dt
= −θ (t )
(5)
8
4
25/10/2016
Método da capacitância global
Separando as variáveis e integrando a eq. (5) a partir da condição inicial (t=0 e
T(0)=Ti:
ρVc p
ρVc dθ ( t )
= −dt ⇒
hAs θ (t )
hAs
θ
∫θ
i
t
dθ ( t )
= − ∫0 dt
θ (t )
(6)
onde
θ i = Ti − T∞
(7)
Efetuando as integrações na eq. (6):
Esta equação é usada
para determinar o tempo
em que um sólido leva
para atingir a
temperatura T.
ρVc p
hAs
ln
θi
=t
θ
(8)
pois:
θ
∫θ
i
θ
dθ ( t )
θ
θ
= ln θ θ = ln θ − ln θi = ln = − ln i
i
θ (t )
θi
θ
9
Método da capacitância global
A eq. (8) também pode ser escrita como:

hAs 
θ T ( t ) − T∞
=
= exp − t

θi
Ti − T∞
 ρVc p 
(9)
Dessa forma, essa equação pode ser usada para calcular a temperatura
do sólido no tempo t.
Na eq. (9), o termo:
 1 

 ρVc p = τ
 hAs 
(
)
(10)
é denominado de constante de tempo térmica, em s. Assim, a eq. (9) pode ser
reescrita como:
θ T ( t ) − T∞
 1
=
= exp − t 
θi
Ti − T∞
 τ
(11)
10
5
25/10/2016
Método da capacitância global
Analisando a eq. (9):

hAs 
θ T ( t ) − T∞
=
= exp − t

θi
Ti − T∞
ρ
Vc p 

(9)
E por analogia a um sistema elétrico, pode-se definir:
1
=R
hAs
Resistência à T.C.
por convecção
(12)
e
ρVc p = C
Capacitância
térmica do sólido
(13)
Dessa forma, a eq. (10) fica:
 1 

 ρVc p = τ = R ⋅ C
 hAs 
(
)
(14)
11
Método da capacitância global
Pela análise da eq. (14) fica evidente que qualquer aumento de R ou C causará uma resposta
mais lenta do sólido às mudanças no ambiente térmico e aumentará o tempo para alcançar o
equilíbrio térmico.
 1 

 ρVc p = τ = R ⋅ C
 hAs 
(
)
(14)
Pela observação da figura abaixo, nota-se que a temperatura cai exponencialmente com o
tempo, até alcançar T∞.
Da mesma forma, quanto maior a massa do corpo e/ou seu calor específico, maior será o valor
de τ e, por tanto, mais tempo levará para aquecer ou resfriar.
12
6
25/10/2016
Método da capacitância global
A energia total transferida durante o processo, Q, é dada por:
t
t
Q = ∫0 qdt = hAs ∫0 θdt
(15)
Substituindo o valor de θ , conforme a Eq. (9) nessa equação:
t
Q = hAs ∫0 θi exp( −
hAs
ρVc p
t )dt
(16)
Integrando a Eq. (16):

 hAs  
Q = ρVc pθi 1 − exp −
t
 ρVc p  



Ver slide seguinte
(17)
ou
(18)
− Q = Eacum
Isso é:
Q é + se o sólido experimenta um decréscimo na energia interna ou Q é – se a energia interna
aumenta (sólido é aquecido).
(16)
t
Q = hAs ∫0 θi exp( −
→a
hAs
t )dt
ρVc p
13
t
Q = hAsθ i ∫0 exp( −at )dt
14
4244
3
− at
e
− at
∫ e dt = − a
 hAs
exp −
 ρVc p

hAs
−
ρVc p
t

t

0
 hAs 
exp −
t  − exp(0 ) → =1
 ρVc p 


=
hAs
−
ρVc p
  hA  
s
t  − 1
 exp −
  ρVc p  
Q = hAsθi 

hAs
−


ρVc p





 hAs
Q = ρVc pθi 1 − exp −
 ρVc p



t 


(17)
14
7
25/10/2016
Validade do método da capacitância global
O método apresentado anteriormente caracteriza-se por sua simplicidade e conveniência para a
solução de problemas transientes de aquecimento ou de resfriamento.
A questão que surge é: quais as condições em que o método pode ser aplicado com
precisão satisfatória??
Para essa análise, considere a condução em regime estacionário através de uma placa plana com
área A. A placa plana possui uma superfície mantida à T1 enquanto a outra, a T2 , está exposta a
um fluido de temperatura T∞ < T1. Fazendo um balanço de energia na superfície:
kA
( T1 − T2 ) = hA( T2 − T∞ )
L
(19)
Rearranjando essa equação, resulta em:
T1 − T2 L / kA Rcond hL
=
=
=
= Bi
T2 − T∞ 1 / hA Rconv
k
(20)
A grandeza ressaltada na eq. (20) é chamado de
número de Biot e é um parâmetro adimensional.
Bi =
hL
k
(21)
15
Validade do método da capacitância global
O número de Biot (Bi) é a razão entre as resistências interna e externa. Dá a medida do
decréscimo de temperatura no sólido relativo à diferença de temperatura entre a superfície e o
fluido.
T1 − T2 L / kA Rcond hL
=
=
=
= Bi
T2 − T∞ 1 / hA Rconv
k
(22)
16
8
25/10/2016
Validade do método da capacitância global
Observando a figura abaixo:
Se:
- Bi<<1, é razoável assumir uma distribuição de temperatura uniforme no sólido, em qualquer
tempo durante o processo transiente → T(x,t)≈T(t). Ou seja, se a resistência à condução no
interior do sólido é muito menor do que a resistência à convecção através da camada limite no
fluido.
- Aumentando o número Bi, o gradiente de temperatura dentro do sólido é significativo →
T(x,t)
17
- Bi>>1, o gradiente de temperatura no sólido é muito maior que entre a superfície e o fluido.
Validade do método da capacitância global
Para testar a validade do método, aplica-se a relação:
Bi =
hLct
< 0,1
k
(23)
Se essa condição for satisfeita, o erro associado à utilização do método da capacitância global é
pequeno.
Na eq. (23), Lct é o “comprimento característico”, isso é, o comprimento da condução dentro do
objeto.
A energia térmica será conduzida para fora do objeto através do caminho mais fácil, isso é, o
mais curto.
Para uma placa plana de espessura 2L e simetria na posição central, como mostrado na figura
abaixo, o comprimento característico , Lct, será dado por:
Lct = L
(24)
18
9
25/10/2016
Geometrias unidimensionais: todas com característica
de simetria
Para outras formas geométricas, mais complexas, Lct é dado pela eq. (25):
Lct =
V
As
(25)
onde V é a volume do sólido e As é a área da sua superfície.
19
Geometrias unidimensionais: todas com característica
de simetria
Para uma esfera de raio r, o eixo de simetria está em r = 0:
4
πD 3
V = πr 3 =
3
6
As = 4πr 2 = πD 2
4 3
πr
r
Lct = 3 2 =
3
4πr
(26)
Para um cilindro de raio r e altura H o eixo de simetria está também em r = 0:
H
V = πHr 2 =
πHD 2
4
As = 2πHr = πHD
Lct =
πHr 2 r
=
2πHr 2
(27)
20
10
25/10/2016
Número adimensional de Fourier (Fo)
Revendo a Eq. (9):

hAs 
θ T ( t ) − T∞
=
= exp − t

θi
Ti − T∞
 ρVc p 
(9)
o termo marcado em vermelho pode ser reescrito utilizando o conceito de Lct:
t
hAs
ρVc p
=
ht
ρLct c p
=
kLct ht
hL k t
hL αt
= ct
= ct
kLct ρLct c p
k ρc p Lct 2
k Lct 2
hAs t
ρVc p
=
hLct αt
= Bi ⋅ Fo
k Lct 2
(28)
(29)
onde então o número de Fourier e dado por:
Fo =
αt
(30)
Lct 2
Esse número adimensional é denominado de tempo adimensional ou tempo relativo e
que, como o número de Biot, caracteriza problemas de condução transiente. Na eq. α é a
difusividade térmica do material.
21
Número adimensional de Fourier (Fo)
Voltando novamente na Eq. (9) e substituindo introduzindo nessa equação a Eq. (29):
θ T ( t ) − T∞
=
= exp(− Bi ⋅ Fo )
θi
Ti − T∞
(31)
22
11
25/10/2016
Exemplo 1:
Bolas de aço com 12 mm de diâmetro são temperadas pelo aquecimento a 1150 K seguido do resfriamento lento até
400 K, em um ambiente com ar a T∞ = 325 K e h = 20 W/m2K. Supondo que as propriedades do aço sejam
k=40W/mK, ρ = 7800 kg/m3 e cp = 600 J/kgK:
a) Estime o tempo necessário para o processo de resfriamento;
b) Desenhe a curva de resfriamento até uma temperatura próxima mas superior a T∞;
c) Estime a temperatura do sólido na metade do tempo total de resfriamento
23
Exemplo 2:
Determine o coeficiente de transferência de calor por convecção, h, para o ar escoando sobre uma esfera à partir da
observação do comportamento dinâmico da temperatura da esfera.
A esfera tem D=12,7 mm e encontra-se inicialmente a 66 °C antes de ser inserida em uma corrente de ar a 27 °C.
Um termopar na superfície externa da esfera indica 55 °C após 69 s da inserção da esfera na corrente de ar.
A esfera se comporta como um objeto espacialmente isotérmico? Mostrar.
24
12
25/10/2016
Processos com gradiente de temperatura no sólido
O método da capacitância global foi apresentado anteriormente e sua validade foi demonstrada
para condições nas quais o gradiente de temperatura no interior do sólido pode ser considerado
desprezível.
No entanto, surgem situações nas quais o método da capacitância global não é adequado pois os
gradientes de temperatura no interior do meio não são desprezíveis.
Os problemas de condução de calor transiente são descritos pela equação do calor, que em
coordenadas retangulares é dada por:
(32)
A solução dessa equação fornece a variação da temperatura com o tempo e com as coordenadas
espaciais.
25
Processos com gradiente de temperatura no sólido
Em muitos problemas, como é o caso da parede plana mostrado anteriormente, somente uma
coordenada espacial é necessária para descrever a distribuição interna da temperatura. Para o
caso de ausência de geração interna de calor e condutividade térmica k constante, a Eq. 32
ficará reduzida a:
∂  ∂T 
∂T 1 ∂T
=
k
 = ρc p
∂x  ∂x 
∂t α ∂t
∂T 2 ρc p ∂T 1 ∂T
=
=
k ∂t α ∂t
∂x 2
(33)
(34)
Para resolver a Eq. (34), determinando a distribuição de temperatura T(x,t), é necessário
especificar uma condição inicial e duas condições de contorno.
Notar que o termo α é chamado de difusividade térmica e que no SI sua unidade é m2/s
26
13
25/10/2016
Processos com gradiente de temperatura no sólido
Para um problema típico de condução transiente, como o mostrado na figura anterior, a
condição inicial pode ser dada por:
T (x ,0) = Ti
(35)
que significa que no tempo t=0, todo o volume do sólido encontra-se na mesma temperatura.
As condições de contorno para esse caso são dadas por:
A eq. (36) reflete a exigência de simetria no plano
central da parede.
∂T
∂x
=0
(36)
x=0
A eq. (37) descreve a condição na superfície para t>0.
−k
∂T
∂x
x= L
= h[T (L ,t ) − T∞ ]
(37)
27
Processos com gradiente de temperatura no sólido
Fica evidente pela análise das equações anteriores que, além de serem dependentes da posição
(x) e do tempo (t), também dependem de uma série de parâmetros físicos, conforme Eq. (38):
T = T ( x ,t ,Ti ,T∞ , L , k ,α , h )
(38)
O problema pode, então, ser resolvido analiticamente ou numericamente, como será visto
posteriormente.
No entanto, em primeiro lugar será mostrado as vantagens que podem ser obtidas pela
adimensionalização das equações que descrevem o processo. Isso pode ser feito pelo
agrupamento das variáveis relevantes em grupos apropriados.
Por exemplo, se T é a variável dependente e
dividi-la pela máxima temperatura possível
dependente pode ser dada por:
θ* =
θ = T − T∞ for a diferença de temperatura, ao
θi = Ti − T∞ , a forma adimensional da variável
θ T − T∞
=
θi Ti − T∞
(39)
e, como consequência, θ* deve estar no intervalo 0≤θ*≤1.
28
14
25/10/2016
Processos com gradiente de temperatura no sólido
Uma coordenada espacial adimensional pode ser definida como:
x* =
x
L
(40)
onde L é a metade da espessura da parede plana.
Um tempo adimensional pode se definido como:
t* =
αt
L2
= Fo
(41)
onde t* é equivalente ao adimensional número de Fourier, visto anteriormente. Substituindo
as eq. (39) a (41) na eq. (34), a equação do calor pode ser dada por:
∂ 2θ * ∂θ *
=
∂x* 2 ∂Fo
(42)
29
Processos com gradiente de temperatura no sólido
As condições de contorno para a eq. (42) são então dadas como:
θ * ( x* ,0 ) = 1
∂θ *
=0
∂x*
∂θ *
= − Biθ * ( 1,t* )
∂x*
(43)
(44)
(45)
onde Bi é o número de Biot. Na forma adimensional, a dependência funcional pode ser
representada como:
θ * = f ( x* , Fo , Bi )
(46)
O número de Fo fornece uma medida da efetividade relativa com a qual um sólido conduz e
armazena energia térmica.
30
15
25/10/2016
Processos com gradiente de temperatura no sólido
A Eq. (46) mostra que para uma dada geometria, a distribuição transiente de temperatura é
uma função universal de x*, Fo e Bi. Isso é, a solução não depende de valores particulares de Ti,
T∞, L, k, α ou h.
Soluções analíticas exatas para problemas de condução transiente foram obtidas para muitas
geometrias e condições de contorno simples.
A resolução envolve várias técnicas analíticas e numéricas, incluindo a transformada de Laplace
e outras, método de separação de variáveis, método das diferenças finitas e dos elementos
finitos.
31
Soluções analíticas aproximadas: parede plana, cilindro
longo e esfera
Essas soluções são válidas para Fo >0,2.
a. Caso das paredes planas com espessura 2L:
Se a espessura for pequena quando comparada à largura e à altura da parede, é razoável supor
que a condução ocorra exclusivamente na direção x.
Temperatura
θ * = C1 exp( −ξ12 Fo ) cos( ξ1 x* )
ou
onde
θ * = θ o* cos( ξ1 x* )
(47)
(48)
θo* representa a temperatura adimensional no plano central (x* =0):
θ o* = C1 exp( −ξ12 Fo ) =
To − T∞
Ti − T∞
(49)
32
16
25/10/2016
Soluções analíticas aproximadas: parede plana, cilindro
longo e esfera
Os coeficientes C1 e ξ1 (em radianos) são calculados por:
C1 =
4 senξ1
2ξ1 + sen(2ξ1 )
ξ1 tan ξ1 = Bi
(50)
(51)
Os valores de C1 e ξ1 são tabelados para cada geometria em função de Bi. Por exemplo:
33
Soluções analíticas aproximadas: parede plana, cilindro
longo e esfera
34
17
25/10/2016
Soluções analíticas aproximadas: parede plana, cilindro
longo e esfera
A quantidade total de energia, Q, que deixou (ou entrou) a parede até um dado instante de tempo t é
obtida através da aplicação de um balanço de energia:
Eent − Esai = ∆Eacum
(52)
Igualando a quantidade de energia a partir da parede, Q, com Esai e fazendo Eent =0, a partir de uma
condição inicial (t=0) até qualquer tempo (t>0):
ou
Q = −[E( t ) − E( 0 )]
(53)
Q = − ∫ ρc p [T ( x ,t ) − Ti ]dV
(54)
onde a integração é realizada no volume da parede. Esse resultado pode ser adimensionalizado pela
introdução da grandeza:
Qo = − ρc pV (Ti − T∞ )
(55)
que pode ser interpretada como a energia interna inicial da parede em relação à temperatura do fluido.
Essa equação também representa a máxima transferência de energia que poderia ocorrer se o processo se
estendesse até t=∞.
35
Soluções analíticas aproximadas: parede plana, cilindro
longo e esfera
Supondo propriedades constantes, a razão entre a quantidade total de energia transferida a partir da
parede ao longo do intervalo de tempo t e a transferência máxima possível é dada por:
− [T ( x ,t ) − Ti ] dV 1
Q
=∫
= ∫ 1 − θ * dV
Qo
Ti − T∞
V
V
(
Introduzindo a Eq. (48) na Eq. (56) e integrando:
)
(56)
Ver slide seguinte!!
Q
senξ1 *
= 1−
θ0
ξ1
Qo
(57)
E os valores de C1 e ξ1 podem ser obtidos diretamente na tabela.
36
18
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− [T ( x ,t ) − Ti ] dV 1
Q
=∫
= ∫ 1 − θ * dV
Qo
Ti − T∞
V
V
(
)
[T (x ,t ) − Ti ] = [T (x ,t ) − Ti + T∞ − T∞ ] = (T (x ,t ) − T∞ ) − (Ti − T∞ )
Ti − T∞
Ti − T∞
Ti − T∞
(T (x ,t ) − T∞ ) − (Ti − T∞ ) = θ * − 1
Ti − T∞
Ti − T∞
Substituindo esses dois termos na primeira equação e considerando o sinal negativo:
(
)
− θ * −1 = 1 −θ *
37
Soluções analíticas aproximadas: parede plana, cilindro
longo (infinito) e esfera
Da mesma forma que para parede plana onde Fo>0,2, para um cilindro longo (infinito), utiliza-se uma
idealização que permite utilizar a hipótese de condução unidimensional na direção radial. Razoável para
L/ro>=10.
θ * = C1 exp( −ξ12 Fo )J o ( ξ1r* )
(58)
onde Jo(x) é a função de Bessel (tabelada). Essa equação também pode ser escrita como:
θ * = θ o* Jo( ξ1r* )
onde
θ o* = C1 exp( −ξ12 Fo ) =
(59)
To − T∞
Ti − T∞
(60)
A energia transferida durante o processo é dada por:
Q
2θ *
= 1 − o J1( ξ1 )
ξ1
Qo
e J1(x) é a função de Bessel (tabelada). Nessas equações:
r* =
(61)
r
ro
38
19
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Soluções analíticas aproximadas: parede plana, cilindro
longo (infinito) e esfera
Similarmente para uma esfera de raio ro:
θ * = C1 exp( −ξ12 Fo )
1
sen( ξ1r* )
ξ1r*
(62)
onde Jo(x) é a função de Bessel (tabelada). Essa equação também pode ser escrita como:
θ * = θ o*
onde
1
sen( ξ1r* )
*
ξ1r
θ o* = C1 exp( −ξ12 Fo ) =
(63)
To − T∞
Ti − T∞
(64)
A energia transferida durante o processo é dada por:
e
r* =
r
ro
3θ *
Q
= 1 − 3o [sen( ξ1 ) − ξ1 cos( ξ1 )]
Qo
ξ1
(65)
39
Soluções analíticas aproximadas: parede plana, cilindro
longo (infinito) e esfera
Apresentando outra vez a Tab. 5.1 (Incropera) ou Tab. 4.2 (Çengel):
ξ1
Obs.: na tabela do Çengel, ξ1 = λ1 e C1 = A1
ξ1
ξ1
40
20
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ξ1
ξ1
ξ1
41
Funções de Bessel
Jo( x )
J1( x )
42
21
25/10/2016
Sólido semi-infinito
Idealização útil para muitos problemas práticos. Pode ser usada para determinar a resposta transiente
perto da superfície do solo ou a resposta transiente aproximada de um sólido finito onde nos instantes
iniciais a temperatura no interior do sólido ainda não foi afetada pelas alterações superficiais.
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Sólido semi-infinito
∂ 2T 1 ∂T
=
( x ,t )
∂x 2 α ∂t
Condição inicial: t=0
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T(∞,t)=Ti
Condições de contorno:
Temperatura na
superfície constante
Fluxo térmico na
superfície constante
Convecção na
superfície
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Soluções analíticas aproximadas
Caso 1: temperatura na superfície constante.
 x 
T(x, t) − Ts
= erf 

 2 αt 
Ti − Ts
onde erf é a função erro de Gauss, cujos valores podem ser calculados ou pegos da tabela.
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