Application of generalized integral and conformal transforms on the solution of a problem of laminar forced convection inside annular sector ducts

Resumo

Este trabalho descreve uma solução híbrida analítico‐numérica aplicando a técnica da transformada integral generalizada (TTIG) na transferência de calor por convecção forçada de um escoamento laminar fluido dinamicamente desenvolvido e termicamente em desenvolvimento de um fluido Newtoniano em dutos de seção transversal com formato de setor de anel circular sob condições de contorno de Dirichlet , considerando um perfil de temperatura uniforme na entrada. Para facilitar o tratamento analítico e a aplicação das condições de contorno uma transformação conforme foi utilizada, visando alterar o domínio para um sistema de coordenadas mais apropriado. Feito isso, a TTIG foi aplicada na equação da energia para obtenção do campo de temperatura. Os resultados numéricos foram obtidos para parâmetros térmicos de interesse, tais como: temperatura média de mistura, números de Nusselt local e médio e comprimento de entrada térmica. Estes resultados foram comparados, quando possível, com os valores disponíveis na literatura e apresentaram uma ótima concordância.

Abstract

This work describes a hybrid analytical‐numerical solution employing the Generalized Integral Transform Technique (GITT) to forced convection heat transfer in hydrodynamically fully developed and thermally non‐developed Newtonian laminar flow inside annular sector ducts under Dirichlet boundary conditions, considering uniform temperature entrance profile. In order to facilitate the analytical treatment and the application of the boundary conditions, a Conformal Transform was utilized to change the domain into a more suitable coordinate system. Thereafter, the GITT was applied on the energy equation to obtain the temperature field. Numerical results were obtained for quantities of practical interest, such as bulk mean temperature, local and average Nusselt number, and thermal entry length. These results were compared, as much as possible, with the parameter values available in the literature and they presented a good agreement.

Palavras‐chave

Transformada integral ; Transformação conforme ; Convecção forçada ; Escoamento laminar ; Setor de anel circular

Keywords

Integral transform ; Conformal transform ; Forced convection ; Laminar flow ; Annular sector

1. Introdução

Processos de transferência de calor para escoamento interno de fluidos em dutos representam uma classe de problemas difusivo‐convectivos de grande interesse na engenharia. Na concepção de um equipamento, dutos de seção transversal circular são largamente empregados em razão da sua simplicidade construtiva. Desta forma, inúmeros trabalhos e investigações relacionados com esta classe de problemas já foram realizados e uma vasta documentação é encontrada na literatura [1] , [2]  and [3] . Por sua vez, o escoamento de fluidos em dutos que apresentam seção transversal de geometria não convencional encontra aplicações mais restritas, porém, do ponto de vista analítico‐numérico, estes problemas sempre despertam ampla atenção, pois, devido à sua maior complexidade, a busca de soluções fomenta o desenvolvimento de novas metodologias e a construção de novas ferramentas computacionais.

Neste contexto, o presente trabalho trata do cálculo de parâmetros térmicos da transferência de calor por convecção forçada para o problema de escoamento laminar de fluidos Newtonianos em regime permanente, termicamente em desenvolvimento, com perfil de temperatura de entrada uniforme e submetido a condições de contorno do primeiro tipo (condições de Dirichlet ), em dutos de seção transversal com formato de setor de anel circular.

Geralmente, problemas com essa geometria são resolvidos utilizando‐se do sistema de coordenadas cilíndricas. Entretanto, para facilitar o tratamento analítico, utiliza‐se uma transformação conforme apropriada, com o objetivo de transformar o domínio original em um retângulo no novo sistema de coordenadas. Além de facilitar a aplicação das condições de contorno, esta transformação permite escrever a equação diferencial da energia de forma mais simples. Para a obtenção do campo de temperatura do escoamento aplica‐se a técnica da transformada integral generalizada (TTIG) [4] , pois, para este caso, a equação diferencial parcial (EDP) da equação da energia é transformada em um sistema de equações diferenciais ordinárias (EDO) de primeira ordem, que é de fácil solução. Este procedimento vem sendo aplicado com sucesso para a obtenção da solução híbrida analítico‐numérica de problemas difusivos e difusivo‐convectivos com geometrias convencionais e não convencionais [5] , [6] , [7] , [8] , [9] , [10] , [11] , [12] , [13] , [14] , [15] , [16] , [17] , [18] , [19] , [20] , [21] , [22] , [23] , [24]  and [25] .

2. Modelagem matemática

Para a formulação do problema considera‐se o escoamento laminar de fluidos Newtonianos em regime permanente, termicamente não desenvolvido, com perfil de temperatura de entrada uniforme e temperatura prescrita na parede. Além disso, considera‐se ainda que as propriedades do fluido permanecem constantes em todo o domínio e que os efeitos da dissipação viscosa e da condução axial são desprezíveis. Desta forma, a equação da energia é expressa por:

${\begin{array}{l}\displaystyle \rho c_{p}w\left(x,y\right){\frac {\partial T\left(x,y,z\right)}{\partial z}}=k\left[{\frac {\partial ^{2}T}{\partial x^{2}}}\left(x,y,z\right)+{\frac {\partial ^{2}T}{\partial y^{2}}}\left(x,y,z\right)\right]\\\displaystyle {\mbox{ }}\left\{\left(x,y\right)\in \Omega ,{\mbox{ }}z>0\right\}\end{array}}$

( 1)

sendo que, ρ é a massa específica, c_p é o calor específico a pressão constante, k é condutividade térmica, w é a velocidade, T é a temperatura e Γ e Ω são o contorno e o domínio, respectivamente, da seção transversal do duto analisado, conforme ilustrado na figura 1 .

Figura 1. Geometria original do problema.

As condições de entrada e de contorno são dadas por:

$T\left(x,y,z\right)=T_{0},{\mbox{ }}\left\{\left(x,y\right)\in \Omega ,{\mbox{ }}z=0\right\}{\mbox{,}}$

( 2)

$T\left(x,y,z\right)=T_{P},{\mbox{ }}\left\{\left(x,y\right)\in \Gamma ,{\mbox{ }}z>0\right\}{\mbox{.}}$

( 3)

sendo que, T₀ é a temperatura da entrada e T_P é a temperatura da parede do duto.

O perfil de velocidade ${\textstyle w\left(x,y\right)}$ do escoamento no interior do duto de setor de anel circular é obtido através da TTIG, conforme apresentado detalhadamente em [26] .

2.1. Adimensionalização

O potencial temperatura e os demais parâmetros físicos e geométricos foram adimensionalizados por:

$\theta \left(X,Y,Z\right)={\frac {T\left(X,Y,Z\right)-T_{P}}{T_{0}-T_{P}}}{\mbox{,}}$

( 4)

$X={\frac {x}{D_{h}}}{\mbox{,}}$

( 5)

$Y={\frac {y}{D_{h}}}{\mbox{,}}$

( 6)

$Z={\frac {z}{D_{h}Pe}}{\mbox{,}}$

( 7)

$D_{h}={\frac {4A_{S}}{Per}}{\mbox{,}}$

( 8)

$W\left(X,Y\right)={\frac {w\left(x,y\right)}{w_{m{\acute {e}}d}}}{\mbox{,}}$

( 9)

$Pe={\frac {\rho c_{p}w_{m{\acute {e}}d}D_{h}}{k}}{\mbox{.}}$

( 10)

sendo que, D_h é o diâmetro hidráulico, Pe é o número de Pèclet , A_S é a área da seção transversal, Per é o perímetro do contorno analisado e w_méd é a velocidade média do fluido.

Dessa forma, a equação da energia pode ser reescrita na forma adimensional, como:

$W\left(X,Y\right){\frac {\partial \theta \left(X,Y,Z\right)}{\partial Z}}={\frac {\partial ^{2}\theta \left(X,Y,Z\right)}{\partial X^{2}}}+{\frac {\partial ^{2}\theta \left(X,Y,Z\right)}{\partial Y^{2}}}{\mbox{,}}$

( 11)

E as condições de entrada e de contorno adimensionalizadas são:

$\theta \left(X,Y,Z\right)=1,{\mbox{ }}\left\{\left(X,Y\right)\in \Omega ,{\mbox{ }}Z=0\right\}{\mbox{,}}$

( 12)

$\theta \left(X,Y,Z\right)=0,{\mbox{ }}\left\{\left(X,Y\right)\in \Gamma ,{\mbox{ }}Z>0\right\}{\mbox{.}}$

( 13)

2.2. Transformação de coordenadas

Para facilitar o tratamento analítico do problema considera‐se a seguinte transformação conforme:

$Z=R_{e}e^{i\omega }{\mbox{,}}$

( 14)

sendo que, ${\textstyle R_{e}=r_{e}/D_{h}}$ , Z  = X  + iY   e ${\textstyle \omega =u+iv}$ .

Esta relação permite transformar o domínio do setor de anel circular no plano (X ,Y ) em um domínio retangular no plano (u ,v ) conforme ilustrado na figura 2 .

Figura 2. Transformação do domínio de setor de anel circular no plano (X,Y ) para o plano (u,v ).

As relações de transformação de coordenadas são dadas por:

$X=R_{e}e^{-v}cos\left(u\right){\mbox{,}}$

( 15)

$Y=R_{e}e^{-v}sen\left(u\right){\mbox{.}}$

( 16)

A transformação conforme dada pela equação (14) satisfaz as condições de Cauchy‐Riemann . Portanto, os coeficientes métricos h_u , h_v e o Jacobiano J (u,v ) desta transformação são dados por:

$h_{u}\left(u,v\right)=h_{v}\left(u,v\right)={\sqrt {\left({\frac {\partial X}{\partial u}}\right)^{2}+\left({\frac {\partial Y}{\partial u}}\right)^{2}}}=R_{e}e^{-v}{\mbox{,}}$

( 17)

$J\left(u,v\right)={\frac {\partial \left(X,Y\right)}{\partial \left(u,v\right)}}=R_{e}^{2}e^{-2v}{\mbox{.}}$

( 18)

Como pode ser observado, o arco externo do setor de anel é dado pela reta v  = 0 no novo sistema de coordenadas e o arco interno pela reta v  = v₀ , com v₀  = ln (r_e /r_i ). A coordenada u corresponde com a definição dada para o ângulo Θ do sistema de coordenadas cilíndricas.

Com isso, a equação da energia, equação (11) , reescrita no novo sistema de coordenadas gerado pela transformação conforme é expressa por:

$H\left(u,v\right){\frac {\partial \theta \left(u,v,Z\right)}{\partial Z}}={\frac {\partial ^{2}\theta \left(u,v,Z\right)}{\partial u^{2}}}+{\frac {\partial ^{2}\theta \left(u,v,Z\right)}{\partial v^{2}}}$

( 19)

sendo que,

$H\left(u,v\right)=J\left(u,v\right)W\left(u,v\right){\mbox{.}}$

( 20)

As condições de entrada e de contorno neste novo sistema de coordenadas são dadas por:

$\theta \left(u,v,Z\right)=1,{\mbox{ }}\left\{\left(u,v\right)\in \Omega ,{\mbox{ }}Z=0\right\}{\mbox{,}}$

( 21)

$\theta \left(u,v,Z\right)=0,{\mbox{ }}\left\{u=0,{\mbox{ }}0<v<v_{0},{\mbox{ }}Z>0\right\}{\mbox{,}}$

( 22)

$\theta \left(u,v,Z\right)=0,{\mbox{ }}\left\{u=u_{0},{\mbox{ }}0<v<v_{0},{\mbox{ }}Z>0\right\}{\mbox{,}}$

( 23)

$\theta \left(u,v,Z\right)=0,{\mbox{ }}\left\{0<u<u_{0},{\mbox{ }}v=0,{\mbox{ }}Z>0\right\}{\mbox{,}}$

( 24)

$\theta \left(u,v,Z\right)=0,{\mbox{ }}\left\{0<u<u_{0},{\mbox{ }}v=v_{0},{\mbox{ }}Z>0\right\}{\mbox{.}}$

( 25)

2.3. Aplicação da técnica da transformada integral generalizada

Para a solução da equação da energia no novo sistema de coordenadas aplica‐se a TTIG que, na sua essência, procederá à remoção das derivadas parciais de segunda ordem. Para esta finalidade, o potencial θ(u,v,Z ) é escrito em termos de uma expansão em autofunções normalizadas obtidas de problemas auxiliares de autovalor para cada coordenada espacial. Neste sentido, consideram‐se os seguintes problemas auxiliares de autovalor:

${\frac {d^{2}\psi \left(u\right)}{du^{2}}}+\mu ^{2}\psi \left(u\right)=0,{\mbox{ }}\left\{0\leq u\leq u_{0}\right\}{\mbox{,}}$

( 26)

com:

$\psi \left(u\right)=0,{\mbox{ }}\left\{u=0\right\}{\mbox{,}}$

( 27)

$\psi \left(u\right)=0,{\mbox{ }}\left\{u=u_{o}\right\}{\mbox{.}}$

( 28)

${\frac {d^{2}\phi \left(v\right)}{dv^{2}}}+\lambda ^{2}\phi \left(v\right)=0,{\mbox{ }}\left\{0\leq v\leq v_{0}\right\}{\mbox{,}}$

( 29)

com:

$\phi \left(v\right)=0,{\mbox{ }}\left\{v=0\right\}{\mbox{,}}$

( 30)

$\phi \left(v\right)=0,{\mbox{ }}\left\{v=v_{0}\right\}{\mbox{.}}$

( 31)

Os autovalores e as autofunções associados a estes problemas são dados, respectivamente, por:

$\mu _{i}={\frac {i\pi }{u_{0}}},{\mbox{ }}i=1,2,3...{\mbox{,}}$

( 32)

$\psi _{i}\left(u\right)=sen\left(\mu _{i}u\right){\mbox{,}}$

( 33)

$\lambda _{m}={\frac {m\pi }{v_{0}}},{\mbox{ }}m=1,2,3....{\mbox{,}}$

( 34)

$\phi _{m}\left(v\right)=cos\left(\lambda _{m}v\right){\mbox{.}}$

( 35)

As autofunções acima definidas são ortogonais que permitem o desenvolvimento do seguinte par transformada‐inversa:

${\begin{array}{l}\displaystyle {\tilde {\overline {\theta }}}_{im}\left(Z\right)=\int _{0}^{v_{0}}\int _{0}^{u_{0}}K_{i}\left(u\right)Z_{m}\left(v\right)\theta \left(u,v,Z\right)du{\mbox{ }}dv\\\displaystyle {\mbox{ }}transformada{\mbox{,}}\end{array}}$

( 36)

$\theta \left(u,v,Z\right)=\sum _{i=1}^{\infty }\sum _{m=1}^{\infty }K_{i}\left(u\right)Z_{m}\left(v\right){\tilde {\overline {\theta }}}_{im}\left(Z\right),{\mbox{ }}inversa{\mbox{,}}$

( 37)

sendo que K_i (u ) são as autofunções normalizadas dadas por:

$K_{i}\left(u\right)={\frac {\psi _{i}\left(u\right)}{\sqrt {N_{i}}}}{\mbox{,}}$

( 38)

com:

$N_{i}=\int _{0}^{u_{0}}\psi _{i}\left(u\right)^{2}du={\frac {u_{0}}{2}}{\mbox{.}}$

( 39)

sendo que Z_m (v ) são as autofunções normalizadas dadas por:

$Z_{m}\left(v\right)={\frac {\phi _{m}\left(v\right)}{\sqrt {M_{m}}}}{\mbox{,}}$

( 40)

com:

$M_{m}=\int _{0}^{v_{0}}\phi _{m}\left(v\right)^{2}dv={\frac {v_{0}}{2}}{\mbox{.}}$

( 41)

Para a determinação do potencial transformado efetuando‐se o produto interno das autofunções normalizadas K_i (u ) e Z_m (v ) com a equação da energia, obtém‐se o seguinte sistema de EDO:

${\begin{array}{l}\displaystyle \sum _{n=1}^{\infty }\sum _{j=1}^{\infty }B_{ijnm}{\frac {d{\tilde {\overline {\theta }}}_{jn}\left(Z\right)}{dZ}}+\left(\mu _{i}^{2}+\lambda _{m}^{2}\right){\tilde {\overline {\theta }}}_{im}\left(Z\right)=0,{\mbox{ }}j\\\displaystyle n=1,2,3...{\mbox{,}}\end{array}}$

( 42)

$B_{ijnm}=\int _{0}^{v_{0}}Z_{m}\left(v\right)Z_{n}\left(v\right)A_{ij}\left(v\right)dv{\mbox{.}}$

( 43)

Os parâmetros B_ijmn são integráveis e, consequentemente, conhecidos. A solução deste sistema de EDO permite a obtenção do potencial transformado, quando submetido à condição de entrada transformada dada por:

${\begin{array}{l}\displaystyle {\tilde {\overline {\theta }}}_{im}\left(0\right)=\int _{0}^{v_{0}}\int _{0}^{u_{0}}K_{i}\left(u\right)Z_{m}\left(v\right)\theta \left(u,v\right.\\\left.\displaystyle 0\right)du{\mbox{ }}dv=\int _{0}^{v_{0}}\int _{0}^{u_{0}}K_{i}\left(u\right)Z_{m}\left(v\right)du{\mbox{ }}dv{\mbox{.}}\end{array}}$

( 44)

Para fins computacionais, o potencial transformado pode ser determinado numericamente quando a expansão é truncada em uma dada ordem m = M e n = N . Portanto, utilizando‐se da fórmula de inversão, determina‐se o potencial temperatura adimensional:

$\theta \left(u,v,Z\right)=\sum _{i=1}^{N}\sum _{m=1}^{M}K_{i}\left(u\right)Z_{m}\left(v\right){\tilde {\overline {\theta }}}_{im}\left(Z\right){\mbox{.}}$

( 45)

Obviamente, quanto maior N e M maior será a precisão dos resultados, sendo que, do ponto de vista computacional, o duplo somatório poderia ser resolvido como proposto por [27] , permitindo a redução deste custo através do reordenamento dos termos e substituição por um somatório simples. No entanto, pela simplicidade do problema em questão, isso não se torna necessário.

2.4. Parâmetros térmicos de interesse

2.4.1. Temperatura média de mistura

A temperatura média de mistura em sua forma adimensional é expressa por:

$\theta _{m{\acute {e}}d}\left(Z\right)={\frac {T_{m{\acute {e}}d}\left(Z\right)-T_{p}}{T_{0}-T_{p}}}={\frac {1}{A_{S}^{\ast }}}\int _{\Omega }{\frac {\theta \left(X,Y,Z\right)W\left(X,Y\right)d\Omega }{W_{m{\acute {e}}d}\left(X,Y\right)}}{\mbox{,}}$

( 46)

com:

$W_{m{\acute {e}}d}\left(X,Y\right)=\int _{\Omega }W\left(X,Y\right)d\Omega =1{\mbox{,}}$

( 47)

sendo que, ${\textstyle A_{S}^{_{\ast }}=A_{S}/D_{h}^{2}}$ é a área da seção transversal adimensional. Portanto, no plano (u,v ), θ_méd é dado por:

$\theta _{m{\acute {e}}d}\left(Z\right)={\frac {1}{A_{S}}}\int _{0}^{u_{0}}\int _{0}^{v_{0}}\theta \left(u,v,Z\right)W\left(u,v\right)J\left(u,v\right)dv{\mbox{ }}du{\mbox{.}}$

( 48)

2.4.2. Número de Nusselt

Os números de Nusselt local e o médio podem ser definidos, respectivamente, por:

$Nu\left(Z\right)=-{\frac {1}{4\theta _{m}\left(Z\right)}}{\frac {d\theta _{m{\acute {e}}d}\left(Z\right)}{dZ}}{\mbox{,}}$

( 49)

$Nu_{m{\acute {e}}d}\left(Z\right)=-{\frac {1}{4Z}}ln\theta _{m{\acute {e}}d}\left(Z\right){\mbox{.}}$

( 50)

2.4.3. Comprimento de entrada térmica

O comprimento de entrada térmica é definido como sendo a posição em que o número de Nusselt local é 5% maior que o número de Nusselt na região em que o fluido está termicamente desenvolvido [28] . Dessa forma, tem‐se:

$L_{th}=raiz{\mbox{ }}positiva{\mbox{ }}de\left\{1,05Nu\left(\infty \right)-Nu\left(Z\right)=0\right\}{\mbox{.}}$

( 51)

3. Resultados e discussão

Para a obtenção dos resultados numéricos, o método de quadratura de Gauss foi utilizado para o cálculo das integrais envolvida nos coeficientes B_ijmn e nos parâmetros físicos de interesse. Desta forma, é necessária, também, a determinação das autofunções e do Jacobiano nestes pontos de quadratura. Feito isso, o sistema de equações diferenciais foi resolvido para a determinação dos coeficientes do potencial transformado utilizando‐se da rotina DIVPAG da biblioteca IMSL Fortran [29] e do truncamento da expansão dada pela equação (45) para diversas ordens M e N .

Foi verificado, através de uma análise de convergência, que na região de entrada do escoamento, Z  < 0,001, a convergência é relativamente lenta, sendo necessário considerar truncamentos da série com ordem M = N =  25 para a obtenção de, pelo menos, 3 dígitos de precisão. Para a região onde o escoamento já se encontra termicamente desenvolvido é observado que a série que determina o potencial temperatura converge mais rapidamente, sendo necessário considerar apenas 20 termos para cada direção para uma precisão em torno de 4 dígitos.

Na tabela 1 são apresentados os resultados obtidos para a análise de convergência da temperatura adimensional média de mistura, em função do ângulo Θ e da ordem N = M de truncamento da série, para uma razão de aspecto r^*  = r_i/r_e  = 0,20 e para uma coordenada axial adimensionalizada Z  = 0,001. A tabela 2 mostra a convergência da temperatura adimensional média de mistura em função da razão de aspecto e da ordem N = M de truncamento da série para um ângulo Θ = 330° e para Z =  0,001.

Tabela 1. Convergência da temperatura adimensional média de mistura, θ_méd (Z ), considerando uma razão de aspecto r*  = 0,20 em função da ordem de truncamento da série e do ângulo Θ para Z  = 10⁻³

Θ	Ordem N  =  M de truncamento da série
	10	15	20	25	30	Valor convergido
5°	0,9397	0,9403	0,9414	0,9416	0,9416	0,9416
10°	0,9431	0,9436	0,9437	0,9433	0,9433	0,9433
15°	0,9454	0,9455	0,9450	0,9440	0,9440	0,9440
45°	0,9494	0,9478	0,9459	0,9444	0,9444	0,9444
60°	0,9495	0,9475	0,9456	0,9444	0,9444	0,9444
90°	0,9489	0,9464	0,9449	0,9441	0,9441	0,9441
150°	0,9472	0,9446	0,9432	0,9426	0,9426	0,9426
180°	0,9465	0,9438	0,9423	0,9417	0,9417	0,9417
210°	0,9457	0,9431	0,9416	0,9409	0,9409	0,9409
270°	0,9445	0,9420	0,9405	0,9396	0,9396	0,9396
300°	0,9440	0,9416	0,9400	0,9390	0,9390	0,9390
350°	0,9432	0,9409	0,9394	0,9382	0,9382	0,9382

Tabela 2. Convergência da temperatura adimensional média de mistura, θ_méd (Z ), considerando um ângulo Θ = 330° em função da ordem de truncamento da série e da razão de aspecto r* para Z  = 10⁻³

r*	Ordem N  =  M de truncamento da série
	10	15	20	25	30	Valor convergido
0,05	0,9507	0,9469	0,9433	0,9412	0,9412	0,9412
0,10	0,9474	0,9439	0,9414	0,9401	0,9401	0,9401
0,20	0,9435	0,9412	0,9396	0,9385	0,9385	0,9385
0,30	0,9411	0,9395	0,9382	0,9371	0,9371	0,9371
0,40	0,9377	0,9381	0,9370	0,9359	0,9359	0,9359
0,50	0,9393	0,9368	0,9358	0,9349	0,9349	0,9349
0,60	0,9361	0,9353	0,9346	0,9338	0,9338	0,9338
0,70	0,9345	0,9339	0,9333	0,9327	0,9327	0,9327
0,80	0,9329	0,9323	0,9319	0,9314	0,9314	0,9314
0,90	0,9313	0,9308	0,9304	0,9300	0,9300	0,9300

Nas Figura 3 , Figura 4  and Figura 5 são apresentados os comportamentos da temperatura adimensional média de mistura, dos números de Nusselt local e médio, respectivamente, em função da razão de aspecto r^*  = r_i/r_e e para os diversos ângulos Θ (5°, 15°, 30°, 60°, 90°, 180°, 270° e 350°). Como esperado, os parâmetros térmicos de interesse decrescem com o aumento da coordenada axial adimensionalizada Z independentemente do ângulo Θ.

Figura 3. Comportamento da temperatura adimensional média de mistura para diversas configurações dos dutos de setor de anel circular.

Figura 4. Comportamento do número de Nusselt local para diversos dutos de setor de anel circular.

Figura 5. Comportamento do número de Nusselt médio para diversos dutos de setor de anel circular.

Nas Tabela 3  and Tabela 4 , são apresentados os resultados obtidos para o número de Nusselt limite (Nu_∞ ) e o comprimento de entrada térmica (L_th ), respectivamente, considerando diversas configurações geométricas dos dutos de setor de anel circular.

Tabela 3. Número de Nusselt limite, Nu_∞ , para diversas configurações dos dutos analisados

r*	5°	15°	30°	60°	90°	180°	270°	350°
0,05	1,567	2,061	2,489	2,911	3,094	3,284	3,457	3,639
0,10	1,715	2,219	2,626	2,979	3,102	3,308	3,604	3,875
0,15	1,878	2,384	2,757	3,024	3,095	3,381	3,782	4,112
0,20	2,055	2,553	2,879	3,043	3,090	3,492	3,978	4,348
0,25	2,246	2,724	2,981	3,042	3,054	3,632	4,186	4,582
0,30	2,453	2,891	3,055	3,032	3,133	3,798	4,403	4,812
0,35	2,671	3,029	3,095	3,030	3,194	3,985	4,626	5,037
0,40	2,901	3,180	3,098	3,045	3,287	4,191	4,852	5,257
0,45	3,136	3,279	3,072	3,087	3,413	4,414	5,080	5,478
0,50	3,372	3,330	3,033	3,162	3,573	4,652	5,312	5,685
0,55	3,596	3,322	3,000	3,277	3,769	4,903	5,538	5,898
0,60	3,790	3,258	2,991	3,437	4,005	5,165	5,779	6,106
0,65	3,928	3,158	3,024	3,651	4,284	5,439	6,003	6,304
0,70	3,978	3,056	3,118	3,937	4,607	5,727	6,223	6,493
0,75	3,891	2,988	3,296	4,279	4,976	5,974	6,453	6,682
0,80	3,649	3,004	3,596	4,718	5,401	6,316	6,683	6,857
0,85	3,303	3,180	4,074	5,251	5,865	6,608	6,899	7,028
0,90	3,009	3,673	4,817	5,924	6,378	6,914	7,105	7,192
0,95	3,225	4,848	5,944	6,666	6,932	7,207	7,293	7,326
1,00	7,619	7,619	7,619	7,619	7,619	7,619	7,619	7,619

Tabela 4. Comprimento de entrada térmica, L_th , para diversas configurações dos dutos analisados

r*	5°	15°	30°	60°	90°	180°	270°	350°
0,05	0,3309	0,1494	0,0774	0,0497	0,0458	0,0520	0,0599	0,0650
0,10	0,3242	0,1372	0,0714	0,0481	0,0453	0,0530	0,0607	0,0646
0,15	0,3096	0,1260	0,0675	0,0469	0,0452	0,0542	0,0613	0,0632
0,20	0,2861	0,1163	0,0639	0,0458	0,0453	0,0554	0,0614	0,0607
0,25	0,2648	0,1085	0,0610	0,0448	0,0458	0,0569	0,0607	0,0564
0,30	0,2425	0,1015	0,0577	0,0444	0,0466	0,0581	0,0584	0,0511
0,35	0,2237	0,0954	0,0537	0,0442	0,0478	0,0589	0,0548	0,0454
0,40	0,2089	0,0901	0,0498	0,0446	0,0494	0,0584	0,0498	0,0394
0,45	0,1914	0,0828	0,0468	0,0453	0,0512	0,0567	0,0442	0,0324
0,50	0,1790	0,0727	0,0448	0,0467	0,0534	0,0532	0,0372	0,0277
0,55	0,1689	0,0620	0,0439	0,0485	0,0559	0,0482	0,0316	0,0227
0,60	0,1567	0,0546	0,0436	0,0511	0,0573	0,0416	0,0257	0,0193
0,65	0,1421	0,0478	0,0441	0,0536	0,0568	0,0337	0,0215	0,0166
0,70	0,1158	0,0448	0,0454	0,0554	0,0536	0,0256	0,0183	0,0143
0,75	0,0823	0,0429	0,0484	0,0567	0,0462	0,0201	0,0149	0,0120
0,80	0,0596	0,0423	0,0528	0,0514	0,0334	0,0165	0,0121	0,0105
0,85	0,0491	0,0464	0,0567	0,0394	0,0228	0,0130	0,0101	0,0093
0,90	0,0438	0,0538	0,0497	0,0205	0,0158	0,0100	0,0088	0,0084
0,95	0,0473	0,0534	0,0213	0,0122	0,0093	0,0084	0,0081	0,0081
1,00	0,0080	0,0080	0,0080	0,0080	0,0080	0,0080	0,0080	0,0080

Os comportamento do número de Nusselt limite e do comprimento de entrada térmica, parametrizados em Θ, são mostrados nas Figura 6  and Figura 7 , respectivamente. Pode ser notado que os resultados obtidos para os diversos dutos de setor de anel circular convergem para um mesmo valor quando r* → 1, Nu_∞  ≈ 7,6 e L_th  = 0,0080, valores estes, correspondentes ao problema térmico do escoamento laminar em canais de placas planas paralelas com temperatura uniforme em ambas as placas [30]  and [31] . É interessante ainda observar que, para pequenos ângulos (Θ < 30°), à medida que r* diminui a geometria do setor de anel circular vai se aproximando daquela correspondente à um duto de seção transversal quadrada, onde, por exemplo, o número de Nusselt limite passa por um mínimo local (Θ ≈ 30°). Ressalta‐se que, o número de Nusselt limite para r* → 0, corresponde à geometria do setor circular e os valores obtidos se aproximam daqueles referentes aos respectivos ângulos Θ [32] .

Figura 6. Comportamento do número de Nusselt limite para diversos formatos de setor de anel circular.

Figura 7. Comportamento do comprimento de entrada térmica para diversos formatos de setor de anel circular.

Finalmente, destaca‐se que os resultados obtidos para o número de Nusselt limite e apresentados na tabela 3 e na figura 6 , quando comparados com os mostrados em [32] apresentam uma ótima concordância, gerando uma diferença inferior a 1%.

4. Conclusões

Para a solução do problema estudado, devido ao formato geométrico não convencional do duto, as dificuldades inerentes para a aplicação das condições de contorno foram removidas utilizando‐se uma transformação conforme adequada capaz de representar a geometria do duto de setor de anel circular em um domínio com contorno de formato retangular. A aplicação da TTIG sobre a equação da energia gerou um sistema acoplado e infinito de EDO para o potencial temperatura transformado que foi resolvido numericamente truncando‐se a expansão em um número finito de termos.

Observou‐se que a convergência do potencial temperatura é lenta na região de entrada do escoamento (Z  < 0,001), sendo necessária uma ordem de truncamento relativamente alta para o sistema de equações diferenciais do potencial transformado para a obtenção de, pelo menos, 3 dígitos de precisão.

Parâmetros térmicos de interesse, tais como, temperatura média de mistura, números de Nusselt local e médio e comprimento de entrada térmica, foram calculados e comparados, quando possível, com os resultados disponíveis na literatura, para dutos de diversas configurações geométricas, tendo sido observada uma ótima concordância.

Finamente, observa‐se que a TTIG é aplicada com sucesso para a obtenção de solução de problemas difusivos e difusivo‐convectivos multidimensionais, ressaltando‐se, aqui, o presente problema, o qual muitas vezes não admite solução pelas técnicas analíticas clássicas.

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