DADA LA ECUACION GENERAL DE LA CONDUCCION DEDUCIR LAS TRES POSIBLES SOLUCIONES Y IUSTIFICAR LA EXPRESION UTILIZADA PARA LA CONDUCCION EN LA PARED PLANA (UTILIZAR LA ECUACION GENERAL MAS ABAJO INDICADA) k \nabla^{2} T d V+\dot{q} d V=c \rho d V \frac{\partial T}{\partial t}
Si dividimos por \dot{\kappa} y \boldsymbol{d} \boldsymbol{V} obtenemos: \nabla^{2} T+\frac{\dot{q}}{k}=\frac{1}{\alpha} \frac{\partial T}{\partial t} \operatorname{Con} \alpha=\frac{k}{c \rho}\left[\frac{m}{s}\right]
Passo 1
O enunciado dá a equação geral da condução em forma integral/por volume e, após divisão por k e por dV, fornece a forma diferencial:
com \displaystyle \alpha=\frac{k}{c\rho} (difusividade térmica). O que nos pede:
Deduzir as três possíveis soluções dessa equação (ou seja, os três casos usuais que aparecem em problemas de condução).
Justificar a expressão usada para a condução numa parede plana, ou seja, reduzir a equação geral ao caso unidimensional da parede e explicar por que isso é válido e que forma toma a equação nesse caso.
Informações relevantes dadas:
Equação diferencial da condução: \nabla^{2} T+\dfrac{\dot q}{k}=\dfrac{1}{\alpha}\dfrac{\partial T}{\partial t}.
Definição de \alpha=\dfrac{k}{c\rho}.
Não foram dadas condições de contorno específicas nem valores numéricos; portanto as soluções devem ser apresentadas em forma geral, com indicação de como as constantes são obtidas pelas condições de contorno.
Passo 2
Interpretação da equação e definições (pequena aula do que aparece na equação):
\nabla^{2}T é o laplaciano de T; em coordenadas cartesianas, \nabla^{2}T=\dfrac{\partial^{2}T}{\partial x^{2}}+\dfrac{\partial^{2}T}{\partial y^{2}}+\dfrac{\partial^{2}T}{\partial z^{2}}. Ele mede a curvatura espacial do campo de temperatura.
\dot q é a geração volumétrica de calor (potência por unidade de volume), com unidades \mathrm{W/m^{3}}.
k é a condutividade térmica (\mathrm{W/(m\cdot K)}).
\rho é a densidade (\mathrm{kg/m^{3}}) e c é o calor específico (\mathrm{J/(kg\cdot K)}).
\alpha=\dfrac{k}{c\rho} tem unidades de \mathrm{m^{2}/s} e caracteriza a rapidez com que a temperatura difunde no meio.
A equação diz, em palavras: "curvatura espacial da temperatura mais contribuição da geração volumétrica = resposta temporal da temperatura (a taxa de variação no tempo) multiplicada por 1/\alpha". A partir daí surgem três situações naturais, dependendo se a temperatura varia no tempo e se há geração interna.
Passo 3
Caso 1 — Estado estacionário sem geração interna (caso mais simples).
Condições do caso: \dfrac{\partial T}{\partial t}=0 e \dot q=0.
Substituindo na equação geral obtemos a equação de Laplace:
\nabla^{2}T=0.
Explicação didática: quando não existe variação temporal nem geração, a distribuição de temperatura é tal que não há “curvatura residual” que provoque mudança temporal — o campo é harmônico.
Redução ao caso de parede plana unidimensional (justificação): numa parede plana homogênea de espessura relativamente pequena em relação às outras dimensões e quando as variações nas direções paralelas à parede são desprezíveis, os gradientes de temperatura só existem na direção x (normal à parede). Então \nabla^{2}T\to \dfrac{\partial^{2}T}{\partial x^{2}}. A equação em 1D fica:
\frac{\partial^{2}T}{\partial x^{2}}=0.
Solução 1D (perfil linear): integrando duas vezes,
T(x)=C_{1}x+C_{2},
onde C_{1},C_{2} são fixados pelas condições de contorno (ex.: temperaturas conhecidas nas faces). Exemplo concreto: parede entre x=0 e x=L com T(0)=T_{0} e T(L)=T_{L} dá
T(x)=T_{0}+\frac{T_{L}-T_{0}}{L}\,x.
Comentário físico: é a situação típica de regime permanente sem fontes internas — temperatura varia linearmente através da espessura.
Passo 4
Caso 2 — Estado estacionário com geração interna (steady-state com \dot q\neq0).
Condições do caso: \dfrac{\partial T}{\partial t}=0 e \dot q\neq0.
A equação reduz-se à equação de Poisson:
\nabla^{2}T+\frac{\dot q}{k}=0.
Para a parede plana 1D (apenas variação em x):
\frac{d^{2}T}{dx^{2}}+\frac{\dot q}{k}=0.
Integração (duas vezes) fornece a solução parabólica:
T(x)=-\frac{\dot q}{2k}\,x^{2}+C_{1}x+C_{2},
onde C_{1},C_{2} são determinados pelas condições de contorno.
Exemplo típico e interpretação simples: parede simétrica em torno do centro (x=0 no centro) com geração uniforme e condições simétricas dá \left.\dfrac{dT}{dx}\right|_{x=0}=0, o que implica C_{1}=0, e então
T(x)=T(0)-\frac{\dot q}{2k}\,x^{2},
ou seja, perfil parabólico com máximo no centro. Esse é o resultado clássico: geração interna cria uma curvatura que faz a temperatura máxima no interior.
Observação sobre determinação de C_1,C_2: normalmente as condições nas superfícies (temperatura prescrita, fluxo prescrito ou convecção) fixam as constantes.
Passo 5
Caso 3 — Transiente (condução dependente do tempo).
Condições do caso: \dfrac{\partial T}{\partial t}\neq 0. A equação permanece completa:
Se \dot q\neq0, podemos separar a solução em uma parte particular estacionária T_{ss}(x) que satisfaz \nabla^{2}T_{ss}+\dfrac{\dot q}{k}=0 (o caso 2) e uma parte transiente homogênea \theta(x,t) que satisfaz
\nabla^{2}\theta=\frac{1}{\alpha}\frac{\partial \theta}{\partial t},com condições iniciais ajustadas para que T=T_{ss}+\theta satisfaça as condições iniciais originais.
Método padrão (explicação didática): aplicar separação de variáveis para obter modos próprios espaciais \phi_{n}(x) e decaimento temporal exponencial e^{-\lambda_{n}\alpha t}. Assim a solução geral para a parte transiente pode ser escrita como série:
onde \lambda_{n} e \phi_{n} vêm do problema de autovalores associado às condições de contorno e os coeficientes A_{n} são obtidos pela expansão da condição inicial.
Interpretação física: a solução transiente é a soma de modos que decaem exponencialmente no tempo; à medida que t\to\infty só resta T_{ss}.
Caso prático muito usado (simplificação rápida): se o número de Biot \mathrm{Bi}=\dfrac{hL_{c}}{k} for pequeno (tipicamente \mathrm{Bi}<0{,}1), o gradiente espacial é pequeno e a temperatura pode ser considerada homogênea no corpo — modelo de resposta lumped (capacitor térmico). A solução típica então é:
com \tau=\dfrac{\rho c V}{h A} tempo característico do decaimento, h coeficiente de convecção, A área de troca, V volume. Isso é muito útil em provas quando Bi é pequeno.
Passo 6
Justificação detalhada da expressão usada para a condução na parede plana (porque podemos reduzir a equação geral à forma 1D usada na prática):
Geometria e hipóteses: parede plana homogênea, espessura numa direção (x) muito menor que as outras dimensões ou condição de temperatura uniforme ao longo das direções paralelas; portanto variações em y e z são desprezíveis. Isso reduz o laplaciano:
Assim, a expressão que se usa para a condução na parede plana é justificada por reduzir o problema 3D ao 1D quando as hipóteses geométricas e de uniformidade são válidas; em seguida resolve-se o caso apropriado entre os três apresentados (linear, parabólico ou transiente/serie).
Passo 7
Exemplos rápidos e dicas para prova (como aplicar na hora):
Se o enunciado disser “estado estacionário” e não citar geração → use \nabla^{2}T=0 (perfil linear em 1D). Verifique as condições de contorno para encontrar constantes.
Se disser “estado estacionário” e mencionar "geração uniforme \dot q" → use \nabla^{2}T+\dfrac{\dot q}{k}=0 (perfil parabólico em 1D).
Se disser “transiente” → procure: (a) se Bi pequeno, usar modelo lumped e solução exponencial simples; (b) caso contrário, separar em T_{ss} (se houver geração) + soma de modos com coeficientes obtidos pela condição inicial. Sempre escreva a forma geral em série e explique como obter os coeficientes (ortogonalidade dos autovetores).
Lembre-se: as constantes de integração C_1,C_2 (estado estacionário) ou os coeficientes A_n (transiente) são fixadas pelas condições de contorno e pela condição inicial.
Resposta
Steady-state sem geração: \nabla^{2}T=0. Em 1D: \displaystyle \frac{d^{2}T}{dx^{2}}=0\Rightarrow T(x)=C_{1}x+C_{2}.
Steady-state com geração: \nabla^{2}T+\dfrac{\dot q}{k}=0. Em 1D: \displaystyle \frac{d^{2}T}{dx^{2}}+\frac{\dot q}{k}=0\Rightarrow T(x)=-\frac{\dot q}{2k}x^{2}+C_{1}x+C_{2}.
Transiente (tempo-dependente): \nabla^{2}T+\dfrac{\dot q}{k}=\dfrac{1}{\alpha}\dfrac{\partial T}{\partial t}. Geralmente escreve-se a solução como T(x,t)=T_{ss}(x)+\sum_{n=1}^{\infty}A_{n}\phi_{n}(x)e^{-\lambda_{n}\alpha t} (ou, para Bi pequeno, o caso lumped \;T(t)=T_{\infty}+(T(0)-T_{\infty})e^{-t/\tau},).