Единое окно доступа к образовательным ресурсам

Теоретические основы теплотехники: Учебное пособие

Голосов: 4

В учебном пособии лаконично и последовательно изложены теоретические основы теплотехники (основы термодинамики, теории тепло- и массообмена и теории горения), составляющие необходимый и достаточный объем информации для того, чтобы в дальнейшем специалист мог самостоятельно углублять знания в тех или иных областях прикладной теплотехники. Учебный материал изложен отдельными, сравнительно небольшими дозами, структурированность и последовательность изложения которых диктуется внутренней логикой названных наук. Предназначено для студентов, обучающихся по специальности "Энергообеспечение предприятий". Может быть использовано студентами других специальностей при изучении ими дисциплин теплотехнического профиля.

Приведенный ниже текст получен путем автоматического извлечения из оригинального PDF-документа и предназначен для предварительного просмотра.
Изображения (картинки, формулы, графики) отсутствуют.
    отметим, что термическое сопротивление теплопередачи складывается из термических сопротивлений
каждого теплового перехода (теплоотдача в стенку, теплопроводность, теплоотдача от стенки).
  Отмеченное правило позволяет легко понять, что при расчетах теплопроводности или теплопередачи
через многослойные плоские стенки в общее термическое сопротивление должны включаться термиче-
ские сопротивления всех слоев, а также контактные сопротивления, если они есть:
                                                                                          1
       t                                                               k=          n           m
                                                                                                               ,
                                                                            1           δi                1
                                                                            α1
                                                                               +   ∑    λi
                                                                                           +   ∑    Rкj +
                                                                                                          α2
                                                                                   i =1        j =1
            tc1
       qп
                          tc2
                            α, tж
                      δ             где n – число теплопередающих слоев; m – число действующих контактных со-
                                    противлений; δi и λi – толщина и теплопроводность отдельного слоя; Rкj – кон-
                                x   тактное термическое сопротивление между слоями.
                                               2.2.6 Стационарная теплопроводность плоских стенок
                                                        при смешанных граничных условиях
                Рис. 2.9
                                                 С
каждой стороны плоской стенки возможны по четыре варианта граничных условий, что в итоге дает
десять различных сочетаний ГУ. Два таких случая (ГУ-1 + ГУ-1 и ГУ-3 + ГУ-3) рассмотрены нами в пре-
дыдущих параграфах. Рассмотрим решения ряда других типичных задач, что позволит понять общие под-
ходы, реализуемые при смешанных ГУ.
  1 Сочетание ГУ-2 + ГУ-3 (см. рис. 2.9). Известны величины qп, tж и α, а также толщина δ и коэффи-
циент теплопроводности λ стенки. Следует определить значения tcl и tc2, чтобы свести задачу к ГУ-1.
    У неограниченной плоской стенки при отсутствии боковых тепловых потоков весь тепловой поток,
как отмечалось ранее, передается перпендикулярно фронтальным поверхностям и при установившемся
режиме плотности потока qп, qλ и qα одинаковы qп = qλ = qα. Это позволяет записать, заменяя qλ и qα по
формуле (14) и формуле закона Ньютона-Рихмана,
                                                        tc1 − tc2
                                                 qп =               и qп = α (tc2 – tж).
                                                           δ/λ
Из последней формулы находим

                                                           tc2 = tж + qп / α,

и далее из предпоследней

                                             tc1 = tс2 + qп δ/λ = tж + qп (l/α + δ/λ).


           t
           tж                           2 Сочетание ГУ-3 + ГУ-1 (см. рис. 2.10). Теперь известны tж, α, tc2, δ и λ,
                tc1                 следует найти tc1 и величину q.
                α               q   Рассуждения, приведенные выше, позволяют записать теплобалансовое урав-
                          tc2       нение
                      δ                                                         qα = qλ = q,
                                x

         Рис. 2.10
                                    из которого легко получается система с двумя неизвестными:
       Теплопровод-
                   й
                                             α(tж – tcl) = q и (tc1 – tc2) / (δ/λ) = q.


Если выразить разницы температур и сложить почленно правые и левые части полученных уравнений,


то получим формулу для расчета q:

                                                       t ж − t c2
                                                  q=              .
                                                         1 δ
                                                           +
                                                         α λ
Величину tc1 найдем теперь, воспользовавшись одним из уравнений системы:
                                 tc1 = tж – q/α или tc1 = tc2 + q/(δ/λ).


    3 Сочетание ГУ-1 + ГУ-4 показано на рис. 2.11. В этом случае известны tc1, δ, λ, λc и (dtc / dx)х = δ .
Записав полученное ранее для ГУ-4 дифференциальное уравнение

                                             dt             dt 
                                           λ          = λc  c  ,
                                             dx  x =δ       dx  x =δ

находим значение производной

                                            dt        λ  dt 
                                                     = c c .
                                            dx  x =δ   λ  dx  x =δ


Правая часть этой формулы содержит только известные величины и представляет собою некоторую
константу, значение которой обозначим через А. Ввиду линейности зависимости t = f (x) значения про-
изводной dt/dx одинаковы для любой точки внутри стенки: (dt/dx)х = 0 = (dt/dx) х = δ = dt/dx.
    В итоге мы приходим к простейшему дифференциальному уравнению dt/dx = A, интегрирование
которого дает

                                                 t = Ах + С,

где С – константа интегрирования. Воспользуемся теперь другим граничным условием: при х = 0 t = tc1.
Тогда предыдущая формула принимает вид tc1 = C, а общее решение получается таким:


                                                t = Ax + tc1.


Значит tc2 = A δ + tc1. Отметим, что при передаче тепла от стенки в теплоноситель значение константы А
отрицательно. В противном случае         A > 0. Величину передаваемого теплового потока находим, как
всегда, по закону Фурье
                                           q = –λ' dt/dx = –λА.


    Интересно рассмотреть и тот случай, когда в зоне соприкосновения стенки и среды имеет место не-
которое контактное сопротивление RК, величина которого известна (этот вариант показан на рис. 2.12).
Тогда в месте контакта возникает скачок температуры, величина которого зависит от Rк и q. На по-
верхности стенки будет температура tc2, а на


            стенка             поверхности среды – tc3. Обе эти температуры неизвестны, и определив их, мы
       t                   q
                               сведем задачу к рассмотренным ранее.
           tc1
                                   Чтобы найти эти температуры, запишем
                     tc2
                     tc3                                               qст = qс = (qср)x = δ
                 δ    среда    или
                                               (tс1 – tс2) / (δ/λ) = (tс2 – tc3) /Rк = –λc(dtc /dx)x = δ.
                           x

      Рис. 2.12 ГУ-1 + Обозначив
       ГУ 4                                                           –λc (dtc /dx)x = δ = A,
легко находим

                                       tc2 = tc1 + A /(δ/λ) и tc3 = tc2 + ARк.


                                     2.2.7 Стационарная теплопроводность
                                        цилиндрической стенки при ГУ-1

                                                    Ц
илиндрические стенки встречаются на практике почти так же часто, как и плоские. Будем рассматри-
вать неограниченные по длине стенки, у которых теплообменом с торцевых поверхностей можно пре-
небрегать и считать, что весь тепловой поток передается по направлениям, перпендикулярным оси ци-
линдра. С достаточной точностью к неограниченным можно относить любые стенки, длина которых хо-
тя бы в 10 раз больше диаметра. При этом изотермические поверхности представляют собою концен-
трические цилиндры, а в сечении, перпендикулярном оси этих цилиндров, изотермы имеют вид концен-
                           трических окружностей, как показано это на рис. 2.13. В декартовых коор-
              y            динатах температурное поле является плоским t = f (х, у). Однако с перехо-
                           дом к цилиндрической системе координат в силу симметрии обнаруживает-
                      ϕ    ся, что температура в любом месте стенки зависит лишь от одного парамет-
                r          ра – радиуса r, определяющего положение этой точки на той или иной изо-
                        x  терме, т.е. задача становится одномерной: t = f (r).
                                Чтобы показать многообразие подходов при решении задач теплопро-
                           водности, отходя от общего подхода, покажем, что для тел простой формы
                           задачу можно решить и без привлечения дифференциального уравнения те-
                           плопроводности.
                                Выделим внутри стенки на расстоянии r от оси элементарно тонкий
слой толщиной dr (см. рис. 2.14) и в соответствии с законом Фу-
рье запишем формулу, определяющую величину передаваемого через этот слой теплового потока:
                                                                                       Q = Fq = 2πrl [–λ(dt/dr)].   (2.18)

    У неограниченной стенки весь этот поток Q проходит целиком через любую изотермическую по-
верхность, т.е. не зависит от величины r. Формула (2.18) представляет собою обыкновенное дифферен-
циальное уравнение, описывающее связь между Q, r и t. Разнесем переменные и проинтегрируем затем
правую и левую части полученного уравнения в пределах, соответствующих граничным условиям:
                                  при r = r1 t = tc1 и при r = r2 t = tc2:
                                                  r2           tc 2
                                                        dr
                                                   ∫Q    r
                                                           =    ∫ − 2πλl dt.
                                                   r
                                                   1           tc1

   После интегрирования (с учетом, что Q = const) получаем



                                            Q ln (r2/r1) = –2πλl (tc2 – tc1),

откуда находим


                                                                π (tc1 − tc2 )
                                                          Q=                   l.
                                                                  1     d
                                                                     ln 2
                                                                 2λ d1

    Чтобы определить вид температурного поля, повторим такое же интегрирование, но до некоторых
текущих значений r и t верхних пределов
                                                     r              t
                                                              dr
                                                     ∫    Q        ∫
                                                                 = − 2 πλl dt.
                                                               r t
                                                     r1            c1

Тогда получим
                                              Q ln (r/r1) = –2πλl (t – tc1),




откуда выражаем значение t :


                                   Q ln (r / r1 )         π (tc1 − tc2 ) ln (r / r1 )        t −t      r
                       t = tc1 −                  = tc1 −               l             = tc1 − c1 c2 ln      .
                                      2 πλl                 1     d2       2 πλl                 d2    r1
                                                               ln                             ln
                                                           2 λ d1                                d1

Отметим, что удельные тепловые потоки на внутренней и на наружной поверхностях различны, по-
скольку различна величина этих поверх- ностей:
                                                   Q   Q                        Q   Q
                                           qвн =     =             и qнар =       =
                                                   F1 2πr1l                     F2 2πr2 l
и это неудобно для практических расчетов. Поэтому вводится понятие о линейной плотности теплового
потока ql:

                                                               ql = Q / l,

величина которой не зависит от радиуса. Связь между qнар, qвн и ql определяется из равенства
                                        qвн F1 = qнарF2 = ql1,
откуда получаем

                               ql = qвнF1 / l = qнарF2 / l = π d1 qвн = π d2 qнар .

                        2.2.8 Теплопередача через цилиндрическую стенку

                                                П
ри теплопередаче с обоих сторон стенки имеют место ГУ-3. Для неограниченных стенок (l >> 10d) теп-
лообменом с торцевых поверхностей пренебрегают и считают, что полный тепловой поток, отдаваемый
горячим теплоносителем в стенку, равен тепловому потоку, проходящему через стенку и равен тепло-
вому потоку, отдаваемому стенкой в холодный теплоноситель (см. рис. 2.15), т.е. имеет место следую-
щий тепловой баланс
                                        Qα1 = Qλ = Qα2 = Q.


        t                                  Запишем формулы, по которым можно рассчитать каждый из этих потоков:
        tж1, α1
                 tc1                                                               Qα1 = α1πd1l (tж1 – tс1);
                                q
                            tc2 t , α                                                        π (tc1 − t c2 )
                                 ж2  2
                                                                                     Qλ =                    l;
            d1                                                                                  1 d2
                                                                                                   ln
                       d2                                                                     2λ d1
                                 d
                                                       Qα2 = α2πd2l (tc2 – tж2).
        Рис. 2.15 Теплопере-
   В итоге нами получена замкнутая система из трех уравнений, содержащая три неизвестных: Q, tc1 и
tc2. Значения неизвестных найдем, не приводя систему к каноническому виду, а выразив из этих уравне-
ний предварительно разницы температур
                                                     1                    1 1 d2                        1
                                 t ж1 − t с1 = Q          ; tс1 − tс2 = Q      ln  ; tс2 − t ж2 = Q
                                                   α1πd1l                 πl 2λ d1                  α 2 πd21l
и сложив почленно правые и левые части этих формул. Тогда получаем
                                                                     1 1       1 d2   1           
                                                   t ж1 − t ж2 = Q           +  ln  +             .
                                                                     πl  α1d1 2λ d1 α 2 d 2
                                                                        
                                                                                                   
                                                                                                   
Отсюда находим
                                                                      π (t ж1 − t ж2 )
                                                          Q=                             l
                                                                  1     1      d       1
                                                                     +      ln 2 +
                                                                 α1d1 2λ d1 α2 d 2
или, разделив на l,
                                                                      π (t ж1 − t ж2 )
                                                          ql =                           .
                                                                  1     1      d       1
                                                                     +      ln 2 +
                                                                 α1d1 2λ d1 α 2 d2


Выражения 1/(α1d1) и 1/(α2d2) называют термическими сопротивлениями теплоотдачи цилиндрических
стенок.
    На практике очень часто встречаются такие стенки, у которых толщина во много раз меньше диа-
метра (тонкостенные цилиндры).         У таких стенок можно считать, что d2/d1≈1, и тогда расчетная
формула упрощается. Величину ln(d2/d1) разложим в ряд (при (d2/d1) < 2)

                                                                               2               3
                                                   d2  d2    1  d2        1  d2   
                                             ln      =
                                                       d − 1 − 2  d − 1 + 3  d − 1 − ... .
                                                                                   
                                                   d1  1          1          1    


    Поскольку для тонкостенных цилиндров (d2/d1) – 1 ≈ 0, то всеми слагаемыми ряда, начиная со вто-
рого, можно пренебрегать, как величинами более высоких порядков малости. Значит

                                                               d2 d2     d − d1 2δ
                                                          ln     =   −1 = 2    =    .
                                                               d1 d1        d1   d1


Учитывая это, найдем теперь величину Q


                                              π (t ж1 − t ж2 )      πd1l (t ж1 − t ж2 )     t ж1 − t ж2
                                    Q=                           l=                     =               F.
                                          1     1      d2      1    1 δ 1 ⋅ d1            1 δ 1
                                             +      ln      +          + +                    + +
                                         α1d1 2λ d1 α2 d2           α1 λ α2 d2            α1 λ α2


    Мы получили формулу, полностью совпадающую с расчетной формулой для плоской стенки. Вы-
вод: теплопередачу через тонкостенные трубы можно (и удобнее) рассчитывать по формуле плоской
стенки. Обычно величину F берут для горячей стороны стенки.


  Естественно, что для многослойной стенки суммируются термические сопротивления теплопровод-
ности всех слоев


                                                      π (t ж1 − t ж2 )
                                      ql =            n
                                                                                .
                                              1          1      d i +1    1
                                                 +∑          ln        +
                                             α1d1 i =1 2 λ i     d i1 α 2 d n+1
                  2.2.9 Критический диаметр изоляции, оптимальная изоляция

                          И добродетель стать пороком может,
                                                Когда ее неправильно приложат.
                                                                                                        В. Шекспир
             d1
                                                            Ч
                        тобы уменьшить тепловые потери или создать безопасные условия труда, час-
                        то нагретые стенки покрывают слоем (или несколькими слоями) тепловой
              d2 δиз    изоляции. Толщину изоляции определяют, учитывая задаваемые ограничения
            dиз         (например, q должно быть не более определенной величины, или t на поверх-
                        ности изоляции не должна превышать заданного значения) или на основании
                        технико-экономических расчетов оборудования.
      Рис. 2.16 Теп-        При теплоизоляции труб за счет слоя изоляции увеличивается термиче-
ское сопротивление теплопроводности, однако одновременно из-за увеличения наружного диаметра
уменьшается термическое сопротивление внешней теплоотдачи. В результате теплопотери трубы могут
не всегда уменьшаться. Чтобы лучше понять это, рассмотрим трубу с диаметрами d1 и d2, на которую
нанесен слой тепловой изоляции толщиной δ (рис. 2.16). Общее термическое сопротивление такой
двухслойной цилиндрической стенки найдется по формуле:


                                                                     1    1 d2    1     d     1
                                                             Rт =       +   ln +      ln из +       .        (2.19)
                                                                    α1d1 2 λ d1 2 λ из d 2 α 2 d из



         R          Rт              Изобразим теперь график зависимости термических сопротивлений
                               (отдельных слагаемых формулы (2.19)) при увеличении dиз = d2 + 2δ.
        R4             R3      Такие зависимости приведены на рис. 2.17. Первое и второе слагаемые
                               не содержат dиз и поэтому не меняются и изображаются некоторыми
                       R2      прямыми линиями. Третье слагаемое с увеличением диаметра изоляции
         R1                    dиз увеличивается по логарифмическому закону, а четвертое уменьша-
              dкр
                               ется гиперболически. При этом сумма Rт обязательно имеет минимум.
                          dиз
                                    Поскольку
                                                        ql = π (tж1 – tж2) / Rт,
то понятно, что с увеличением dиз тепловые потери ql могут сначала и возрасти, и только затем умень-
шаться. Диаметр изоляции, соответствующий минимальному термическому сопротивлению (или мак-
сималь- ным тепловым потерям) называют критическим, dкр. При dиз < dкр нанесение изоляции приводит
к увеличению теплопотерь. Значит для эффективной работы изоляции необходимо, чтобы обязательно
соблюдалось условие
                                                              d2 ≥ dкр.                        (2.20)


В этом случае, как это видно из рис. 2.17, при нанесении изоляции всегда dиз = d2 + 2δ > dкр и реализу-
ется правая ветвь кривой Rт = f (dиз).
    Величину dкр найдем, исследовав формулу (2.19) на экстремум. Для этого продифференцируем Rт
по dиз и приравняем нулю полученное выражение:


                                ∂                            1       1        1
                                     Rт = 0   или 0 + 0 +                −           = 0.
                              ∂ d из                        2λ из d из кр α2 d из кр
                                                                               2




Теперь находим
                                                                       dкр = 2λиз / α2.        (2.21)


    Как правило, величина α2 с изменением dиз практически не изменяется. Поэтому изменить dкр мож-
но, лишь меняя материал изоляции (изменяя λиз). Объединяя формулы (2.20) и (2.21), найдем ограниче-
ние для λиз, гарантирующее эффективную работу изоляции:

                                                            α2 d2
                                                   λ из ≤         .
                                                             2

    В противном случае уменьшения теплопотерь тоже можно добиться существенным увеличением
толщины изоляции, однако при этом большая часть слоя изоляции будет лежать, не принося пользы.
    В последние годы в связи с динамичными изменениями цены тепла и материалов возрастает роль
технико-экономических расчетов тепловой изоляции. Понятно, что с увеличением толщины изоляции
тепловые потери (их стоимость Sт в рублях за весь период эксплуатации) уменьшаются, а стоимость ма-
териала изоляции Sм увеличивается. Рис. 2.18 иллюстрирует эти изменения. Поскольку слагаемые име-
ют противоположный характер изменения, то суммирующая кривая будет иметь минимум. Толщина
слоя тепловой изоляции, соответствующая минимальной суммарной стоимости S, называется опти-
мальной толщиной δопт. В любом другом случае мы будем проигрывать либо за счет тепловых потерь,
либо за счет увеличения стоимости материала изоляции.
    При расчетах многослойной изоляции можно ставить и решать вопрос об оптимальном сочетании
толщин каждого слоя, поскольку эффективность и стоимость различных материалов различны. Доказа-
но, например, что тот материал, у которого λиз меньше, следует располагать на горячей стороне стенки,
там он работает более эффективно. Более подробно вопросы расчета оптимальной тепловой изоляции
рассмотрены в монографии [17].

                          2.2.10 Теплопередача через ребристую стенку

  тобы увеличить передаваемый тепловой поток прибегают к увеличению теплоотдающей поверхности
Ч путем оребрения с той стороны, где интенсивность теплоотдачи ниже. Обычно устраиваются прямо-
                             угольные, треугольные или трапециевидные ребра. Они изготовляются или
      t
                             непосредственно на стенке (литьем, механической обработкой), или делают-
       tж1                   ся отдельно из более дешевого и теплопроводного материала и плотно при-
                        α2
            tc1              крепляются к стенке. Одна из конструкций ребристой стенки показана на
           α1
                  tc2        рис. 2.19.
                         tж2
                                Наличие ребер заметно изменяет общую картину теплопередачи, не-
            F1               сколько повышая величину α2. Участки ребра у основания имеют более вы-
                    F2       сокую температуру tc2, чем температура tс2 у вершины. Поэтому тепловой
                                                                     ′
                δ
                             поток Qор, отдаваемый ребристой стороной в действительности, всегда не-
                       x     сколько меньше, чем поток QT, который отдавался бы в идеальном случае,
     Рис. 2.19 Теплопе- при t ′ = t . Величину
                                  c2   c2
     редача через ребри
                                                  ηэ = Qор /Qт



называют коэффициентом эффективности оребрения. В справочной литературе [15] можно найти фор-
мулы, позволяющие рассчитать величину этого коэффициента для наиболее распространенных форм
ребер.
    Отношение kор = F2 / F1, показывающее во сколько раз увеличена теплоотдающая поверхность в ре-
зультате оребрения, называют коэффициентом оребрения.


    Упрощая задачу, будем считать, что теплопроводность материала ребра очень высокая и поэтому
можно принимать одинаковыми и температуру у основания ребра tc2, и температуру у его вершины tс2 .′
Принимая величины tж1, tж2, α1, α2, kop заданными (заданы ГУ-3), для плоской оребренной стенки можем
записать

                                            Qα1 = α1F1(tж1 – tc1);

                                                            tc1 − tc2
                                                Qλ = F1                 ;
                                                               δ/λ

                                            Qα2 = α2F2 (tс2 – tж2).

    Выразив отсюда разницы температур и учитывая, что Qα1 = Qλ = Qα2, аналогично предыдущему (теп-
лопередача через плоскую стенку)    получаем
                                            t ж1 − t ж2        t ж1 − t ж2
                                 Qор =                    =                 F.
                                         1     δ        1   1 δ         1 1 1
                                           +       +          + +
                                         α1 λF1 α 2 F2      α1 λ k ор α 2


    Из формулы видно, что с увеличением коэффициента оребрения kор величина Qop увеличивается.

                         2.2.11 Теплопроводность цилиндра при наличии
                                  внутренних источников тепла

                                  В моей душе любовь непобедимая
                               Горит и не кончается...
                                                                                          К. Бальмонт

                                                 В
технике часто встречаются случаи, когда внутри тела имеются внутренние источники тепла, например,
при прохождении электрического тока, при химических реакциях, ядерном распаде или деятельности
микроорганизмов. Интенсивность выделения тепла при этом характеризуют мощностью внутренних
источников qv, показывающей, сколько тепла выделяется за единицу времени единицей объема тела.
При поглощении тепла, например при эндотермических реакциях, говорят о наличии стоков тепла и ве-
личину qv считают отрицательной.
    Рассмотрим неограниченный сплошной цилиндр с равномерно распределенными в нем внутренни-
ми источниками мощностью qv (рис. 2.20), который помещен в жидкую или газообразную среду с тем-
пературой tж и имеет коэффициент теплоотдачи α (заданы ГУ-3). В силу симметрии температурное поле
в таком стержне будет одномерным t = f (r).
    Если на расстоянии r от оси выделить изотермическую поверхность, то при установившемся режи-
ме тепло, выделившееся в объеме πr2l, будет передаваться через изотермическую поверхность 2πrl теп-
лопроводностью. Значит можно записать следующее теплобалансовое уравнение
                                            πr 2 lqv = −2 πrlλ (dt / dr ) .

  Проведем сокращения и разнесем переменные:

                                                            qv
                                                   dt = −      r dr.
                                                            2λ

Тогда после интегрирования получаем

                                                        qv 2
                                                 t=−       r + C,
                                                        4λ

где С – константа интегрирования, найти которую не составляет трудностей: при r = R t = tc и тогда


                                                               qv 2
                                                    C = tc +      R .
                                                               4λ

Значит температурное поле внутри стержня описывается формулой

                                         qv 2       q            q
                                   t=−      r + tc + v R 2 = tc + v ( R 2 − r 2 ) .
                                         4λ         4λ           4λ

   Величину tc найдем, записав теплобалансовое уравнение для наружной поверхности стержня,

                                   Qv = Qα или πR2lqv = 2πRlα (tc – tж),


откуда после сокращений выражаем

                                                                Rqv
                                                    tc = tж +       .
                                                                2α

Температура на оси цилиндра (при r = 0) будет наибольшей:

                                                   qv R 2             R2    R 
                                       to = tc +          = t ж + qv           
                                                                      4λ + 2 α .
                                                    4λ                         

                2.2.12 Численное решение задач стационарной теплопроводности

                                                 А
налитическое решение задач теплопроводности возможно лишь для тел простой геометрической формы
и при простейших граничных условиях. На практике же иногда возникает необходимость определить
температурное поле в телах более сложной формы или при таких условиях однозначности, когда темпе-
ратура или условия теплообмена на поверхности тела непостоянны, когда величина λ существенно и
нелинейно зависит от t, когда тело неоднородно и величина λ различна в разных точках тела и по раз-
ным направлениям.
    Чтобы перейти к численным методам, исследуемое тело мысленно разделяют на небольшие объемы
простой формы (чаще всего прямоугольной). При этом считают, что в пределах каждого такого объема
свойства вещества, мощность внутренних источников и температура остаются постоянными, а измене-
ние температуры происходит скачками на границах каждого объема. Другими словами непрерывный
процесс теплопроводности заменяется некоторым дискретным процессом.
    Центральные точки выделенных объемов (их называют узлами) образуют внутри тела пространст-
венную сетку. Для любого узла такой сетки на основе теплобалансовых уравнений или путем замены
дифференциального уравнения теплопроводности его конечно – разностным аналогом (от бесконечных
приращений переходят к малым конечным приращениям) можно получить алгебраические соотноше-
ния, в совокупности составляющие замкнутую систему уравнений, для решения которой используются
стандартные или специально разработанные методы. Изложенный подход называют методом конечных
разностей.
    В качестве примера рассмотрим двумерное температурное поле, возникающее в однородной пла-
стине толщиной δ, когда температуры на боковых поверхностях ее различны (см. рис. 2.21). Разделим
пластину на элементарные прямоугольники, нанося сетку с шагом ∆x по оси x и ∆y по оси y. Выделим
узлы сетки вокруг одного из элементов, лежащего внутри пластины, обозначая их номера вдоль оси x
индексом i, а вдоль оси y – индексом j.
    Температурное поле такой пластины будет плоским, и дифференциальное уравнение для него при-
нимает вид:
                                                    ∂2t ∂2t
                                                        +     = 0.
                                                    ∂x 2 ∂y 2
                 ∂2t                        ∂  ∂t 
   Производную          представим в виде             и заменим бесконечно малые приращения dt и dx малыми
                 ∂x 2                       ∂x  ∂x 
конечными величинами ∆t и ∆x:


                                                                      ∆t 
                                                                2   ∆ 
                                                              ∂ t      ∆x
                                                                   ≈  .
                                                              ∂x 2    ∆x
Здесь отношение ∆t/∆x – величина, близкая к величине проекции температурного градиента на ось x, а
выражение ∆(∆t/∆x) представляет собою разницу между ∆t/∆x справа и слева от анализируемого узла.
Выпишем значения этих отношений
                                        ∆t         ti +1, j − ti , j  ∆t      ti , j − ti −1, j
                                                 =                     =                                    .
                                        ∆x  прав          ∆x          ∆x  лев        ∆x
Значит
                                       ∆t   ∆t        ∆t      ti +1, j − 2ti , j + ti −1, j
                                     ∆  =           −  =
                                       ∆x   ∆x  прав  ∆x  лев             ∆x
и далее
                                                     ∂ 2 t ti , j +1 − 2ti , j + ti −1, j
                                                          ≈                                   .
                                                     ∂x 2              ∆x 2
Аналогичные рассуждения для оси у позволяют получить
                                                     ∂ 2 t ti , j +1 − 2ti , j + ti −1, j
                                                          ≈                                   .
                                                     ∂y 2              ∆y 2
    В итоге дискретный аналог дифференциального уравнения (2.22) представляется в виде
                                                                               ti , j +1 − 2ti , j + ti −1, j       ti , j +1 − 2ti , j + ti −1, j
                                                                                                  2
                                                                                                                +                                    = 0.   (2.23)
                                                                                           ∆x                                   ∆y 2
Это уравнение описывает связь между температурами соседних элементов для любого из внутренних
узлов сетки. Для узлов, выходящих за границы пластины, температура или известна (заданы ГУ-1), или
может быть определена из уравнений, описывающих ГУ. Таким образом, для всех n (n = ij – nкр) неиз-
вестных температур формула (2.23) дает n линейных алгебраических уравнений. Эти уравнения заметно
упрощаются, если принять ∆x = ∆y:
                                                       ti =1, j + ti −1, j + ti , j +1 + ti , j −1 − 4ti , j = 0 . (2.24)

    Прежде чем говорить о методах решения полученной системы, отметим три важнейших свойства
разностных схем: аппроксимируемость, устойчивость и сходимость решения. Первое означает, что при ∆x
→ 0       и ∆y → 0, т.е. решение системы алгебраических уравнений стремится к решению исходного
дифференциального уравнения. Устойчивой называется схема, для которой ошибки округления при
уменьшении шагов ∆x и ∆y не приводят к большим искажениям решения. Сходимость означает, что по
мере уменьшения ∆x и ∆y решение системы все ближе сходится с истинным решением. Сходимость вы-
ступает как следствие аппроксимируемости и устойчивости. Анализ различных конечно-разностных
схем на устойчивость и сходимость приведен в [18], [19].
    Полученную систему уравнений решают обычно на ЭВМ методом прогонки или путем последова-
тельного исключения неизвестных (метод Гаусса), о которых речь пойдет позже, теперь же рассмотрим
другой оригинальный метод – метод релаксаций. Суть этого метода в следующем. Сначала в узлах сет-
ки записывают ожидаемые, интуитивно выбранные значения температур. Конечно они не будут удовле-
творять уравнению (2.24) и вместо равенства нулю в каждом узле сетки мы будем получать некоторый
остаток Ro:

                                            Rо = ti +1, j + ti −1, j + ti , j +1 + ti , j −1 − 4ti , j .


Величина Ro говорит о том, насколько правильно были выбраны значения температур в окрестностях
каждого узла в первом приближении.
    Найдем значения Ro для всех узлов. Там, где величина Ro окажется наибольшей, температуры были
выбраны наименее удачно и именно для этого узла надо их скорректировать. Для этого наибольшее
значение Ro делим на четыре части и результат добавляем к остаткам четырех соседних узлов. После это-
го остаток в рассматриваемом узле станет равен нулю, но изменятся остатки соседних узлов. Вновь про-
сматривая все остатки, снова выбираем узел, где остаток наибольший и повторяем процедуру сглажива-
ния остатков в этом узле. Повторяя такое сглаживание до тех пор, пока все остатки не станут равными
нулю (точнее – некоторой относительно небольшой величине), приходим к решению задачи.



    
Яндекс цитирования Яндекс.Метрика