Метод источников теплоты. Основные положения

 

Основные положения метода источников состоят в следующем [4]:

· Источник или сток любой формы, движущийся или неподвижный, действующий временно или непрерывно может быть представлен как система точечных мгновенных источников (стоков) теплоты – принцип конструирования решений.

· Процесс распространения теплоты в теле ограниченных размеров может быть представлен как процесс распространения теплоты в неограниченном теле, если фактически действующие источники дополнить некоторой системой фиктивных источников или стоков теплоты – принцип отражения источников.

Если источник действует в течение времени t, то его можно представить в виде системы мгновенных точечных источников, вспыхивающих и гаснущих с весьма большой частотой, когда период времени между вспышками Dτ ® 0. В этом случае импульсы следуют друг за другом с бесконечно малым промежутком времени и в пределе образуют непрерывно функционирующий источник. Движение источника также имитируют рядом последовательных вспышек и гашений мгновенных импульсов, последовательно возникающих в различных точках траектории перемещения источника.

Рис. 4.1. Распределение теплоты в полупространстве с адиабатической поверхностью

 

Покажем применение второго принципа при описании процесса распространения теплоты в полупространстве с адиабатической поверхностью (граничное условие второго рода q_s = 0, рис. 4.1). Пусть в полупространстве действует источник J₀.. Тепловой поток от источника доходит до поверхности, а затем движется вдоль нее. Если такой же источник действует в неограниченном теле, то тепловой топок пересечет плоскость А-А, которая не является адиабатической, и будет продолжать двигаться в направлении 1.

Теперь поместим в неограниченном теле симметрично источнику J₀ источник J₁. Встречный тепловой поток, идущий в направлении 1^¢, складываясь с тепловым потоком 1, создает равнодействующую, имеющую направление 2, т. е. тоже направление, что и в полупространстве с адиабатической граничной поверхностью. Поэтому можно записать:

. (4.1)

Если y _u = 0, то .

Следовательно, источник, расположенный на адиабатической поверхности полупространства, вызывает в полупространстве температуру в два раза большую, чем такой же источник в неограниченном теле.

Таким образом, в соответствии с принципом конструирования решений сложные источники представляют в виде той или иной системы, состоящей из мгновенных точечных источников теплоты. Поэтому и температурное поле, возникающее под действием источника сложной формы, получают методом суперпозиции полей, возникающих под действием каждого из мгновенных точечных источников.

Математическое выражение, описывающее температурное поле, которое возникает под действием мгновенного точечного источника, имеет вид:

, (4.2)

где Q – количество теплоты, внесенной в тело источником;

t – время, прошедшее от момента теплового импульса;

, (4.3)

расстояние от места вспышки источника J (x_u, y_u, z_u) до какой-либо точки тела М (x, y, z).

Код тепловой задачи, решение которой получено Кельвином, имеет вид:

,

Уравнение Кельвина называют фундаментальным решением дифференциального уравнения теплопроводности. Чтобы описать с помощью этого уравнения температурное поле под действием различных источников теплоты, в зависимости от поставленной задачи, совершают один или два из следующих интегральных переходов:

1) от точечного источника к одно, двух-, или трехмерному;

2) от мгновенного источника, к действующему непрерывно;

3) от мгновенного источника, к движущемуся.

Рассмотрим методику этих переходов. Применим уравнение Кельвина в виде:

. (4.4)

Представим одномерный источник, расположенный параллельно оси Z, в виде множества одновременно действующих элементарных источников. Каждый из элементарных источников вносит в нагреваемое тело теплоту dQ = Q(z_u)×dz_u, Дж, где Q(z_u) – тепловыделение по длине одномерного источника, Дж/м. Элементарный источник вызовет повышение температуры dt = Q(z_u)×F(R,t)×dz_u. Полное повышение температуры, под действием всех точечных источников, образующих одномерный, получим, совершая интегральный переход 1-го типа.

. (4.5)

Интегрирование отражает суперпозицию элементарных температур, которая возможна только тогда, когда теплофизические свойства материала приняты не зависящими от температуры. Количество тепла Q(z_u) можно представить в виде:

Q(z_u) = Q₁ × f(z_u), (4.6)

где f (z_u) – закон тепловыделения по длине источника. Итак:

. (4.7)

Применим это выражение к расчету температурного поля в задаче т. е. при источнике одномерном, неограниченном, распределенном вдоль оси Z. Для него f(z_u) = 1, z_u1 = - ¥; z_u2 = + ¥;. Используя подстановку:

, (4.8)

и интеграл вероятности Гаусса:

, (4.9)

причем Ф(0) = 0; Ф(-¥) = - 1; Ф(+¥) = 1:

,

, (4.10)

тогда выражение для температуры преобразуется к виду:

(4.11)

Как видно из этой формулы, температурное поле для одномерного неограниченного источника не зависит от координаты z, т.е. оказывается плоским. Это соответствует физике процесса, поскольку при неограниченной длине равномерно распределенного источника отсутствует переток теплоты вдоль оси Z.

По аналогии с вышеизложенным для двумерного источника получим:

. (4.12)

То есть температурное поле в этой задаче при равномерном распределении источника не зависит от координат X и Z. Это значит, что в каком бы месте мы не выделили из неограниченного тела 1 стержень 3, параллельно оси Y, то независимо от формы поперечного сечения стержня, температура в нем при равномерном тепловыделении источника 2 может быть рассчитана по формуле (4.12) (иллюстрацию – см. рис. 4.2).

В равной мере эта формула справедлива для расчета температур в отдельном стержне с любой конфигурацией поперечного сечения при условии, что его боковые поверхности не обмениваются теплотой с окружающей средой (q_s = 0).

Рис 4.2. Плоский равномерно распределенный источник теплоты

в неограниченном теле, и в стержне с адиабатическими граничными поверхностями