Trabalho transcal

PPRRIINNCCÍÍPPIIOOSS FFUUNNDDAAMMEENNTTAAIISS DDAA TTRRAANNSSFFEERRÊÊNNCCIIAA DDEE CCAALLOORR
Apresentado para:
Hélio Morishita
Professor
Dept. de Engenharia Naval e Oceânica
Preparado por:
Marcelo Rosário da Barrosa
Aluno de Graduação
Dept. de Engenharia Naval e Oceânica
2 Agosto 2004

Princípios Fundamentais da Transferência de Calor
ÍNDICE
A. INTRODUÇÃO ....................................................................................................................4
B. OBJETIVO............................................................................................................................5
C. DEFINIÇÕES........................................................................................................................6
a. Calor;..................................................................................................................................6
b. Condução; ..........................................................................................................................8
c. Radiação;..........................................................................................................................10
D. DEDUÇÃO DAS EQUAÇÕES GERAIS ..........................................................................16
a. Transmissão de Calor por Convecção;.............................................................................16
a.1 Coordenadas Cartesianas: ........................................................................................17
a.2 Coordenadas Cilíndricas:..........................................................................................19
b. Transmissão de Calor por Radiação; ...............................................................................22
c. Transmissão de Calor por Convecção;.............................................................................25
c.1 Métodos de Avaliação do Coeficiente de Transmissão de Calor por Convecção;....26
c.1.i Análise dimensional combinada com experiências: ................................................26
c.1.ii Soluções matemáticas exatas da equação da camada limite:..................................27
c.1.iii Análise aproximada da camada limite por métodos integrais: ..............................37
c.1.iv Analogia entre transferência de calor, de massa e de quantidade de movimento..41
c.2 Papel das Aletas na Transmissão de Calor por Convecção; ....................................46
BIBLIOGRAFIA .....................................................................................................................48
ii

FIGURAS E TABELAS
Figura 1: Elemento material de corpo sólido, na forma de paralelepípedo, a partir do
qual serão deduzidas as equações da transmissão de calor por condução para
coordenadas cartesianas.................................................................................................. 17
Figura 2: Representação de um ponto no espaço a partir das coordenadas
cilíndricas........................................................................................................................ 19
Figura 3: Gráfico de Ebλmax × λ,T.................................................................................. 24
Figura 4: Gráfico Ebλmax × T.......................................................................................... 24
Figura 5: Gráfico Ebλ/Ebλmax × λT................................................................................. 24
Figura 6: Gráfico E0-λ/E0-∞ × λT.................................................................................. 24
Figura 7: Gráfico da solução numérica obtida para a Eq. D.c.1.ii.9............................. 31
Figura 8: Variação do coeficiente de arrasto em função do número de Reynolds........ 32
Figura 9: Gráfico da razão de temperatura em função de η, para os diversos valores
do número de Prandtl, Pr = µcp/k................................................................................... 35
Figura 10: Volume de controle para análise aproximada da quantidade de
movimento de uma camada limite................................................................................. 37
Figura 11: Volume de controle para balanço aproximado de energia dentro de uma
camada limite................................................................................................................. 39
Figura 12: Variação da velocidade instantânea com o tempo. Observa-se que os
valores aqui apresentados são bastante intuitivos.......................................................... 42
Figura 13: Comprimento de mistura para transferência de energia.............................. 44
iii

A. INTRODUÇÃO
Este trabalho destina-se principalmente aos alunos que iniciam suas atividades no
ramo de Transferência de Calor. Porém, sua formatação clara e concisa permite que o
mesmo sirva de fonte de pesquisa rápida e elementar para profissionais que atuem no setor.
Nele, serão apresentados e discutidos conceitos básicos da disciplina supra citada, através
das definições dos seus termos mais comuns e do equacionamento das três formas em que
o calor pode ser transferido entre os corpos. Primeiramente, serão apresentadas as
definições dos termos calor, condução, radiação e convecção, junto à introdução de
algumas fórmulas básicas que auxiliarão no entendimento destes termos. Em seguida,
serão deduzidas as fórmulas gerais destes três métodos de transferência de calor. Para a
condução, serão deduzidas as fórmulas gerais para coordenadas cartesianas e cilíndricas,
representadas pelas Eq. D.a1.6 e Eq. D.b1.6, respectivamente. Para a radiação, será
deduzida a equação geral desta forma de transferência de calor, representada pela Eq.
D.b.2, e será explicado como a radiação pode ocorrer. Para a convecção, será deduzida a
fórmula geral de transferência de calor desta forma, representada pela Eq. C.d.1, e serão
explicados os quatro métodos de obtenção do coeficiente de transmissão de calor por
convecção. Por último, será explicado o papel das aletas neste método de transmissão de
calor.
4

B. OBJETIVO
O objetivo deste trabalho é introduzir os conceitos básicos fundamentais da
disciplina Transferência de Calor, a qual é lecionada na maioria dos cursos de graduação
em engenharia. Seu texto é dedicado principalmente aos alunos que estejam passando por
uma primeira abordagem sobre o tema, pois os assuntos aqui apresentados são elementares
no estudo da disciplina supra citada. Isto não diminui, porém, a importância dos conceitos
aqui apresentados, pois estes representam a base para um estudo mais aprofundado de
Transferência de Calor. Sendo assim, este texto pode perfeitamente servir como fonte de
consulta para profissionais do ramo que desejem fazê-la de forma rápida e direta.
Também é um objetivo deste texto introduzir as informações descritas acima de
forma clara, direta e concisa, com apenas algumas deduções matemáticas que possam
esclarecer a origem de algumas das fórmulas mais importantes da Transferência de Calor.
5

C. DEFINIÇÕES
Nesta seção serão introduzidos alguns termos de vital importância para o bom
entendimento deste trabalho. Serão, também, explicados seus significados e suas
aplicações mais usuais. Os termos aqui apresentados são: Calor, Condução, Radiação,
Convecção.
a. Calor;
Segundo definição do dicionário Aurélio, calor é “... a forma de energia que se
transfere de um sistema para o outro em virtude duma diferença de temperatura existente
entre os dois, e que se distingue das outras formas de energia porque, como o trabalho, só
se manifesta num processo de transformação”.1
Desta definição de calor pode-se observar
que o calor nada mais é do que uma forma de energia. A maneira com que esta energia
altera as propriedades (dependentes ou independentes) de um sistema no estado de
equilíbrio é escopo do estudo da Termodinâmica Clássica. Já os efeitos que ocorrem
durante o processo da transmissão da energia em forma de calor é escopo da Transferência
de Calor. Dentre estes efeitos, exalta-se a variação da taxa temporal de transmissão de
calor (variável não considerada na termodinâmica). Os principais princípios da
Termodinâmica devem estar bem assimilados a fim de se absorver o conteúdo deste
trabalho da forma mais efetiva.
1
Ferreira, Aurélio Buarque de Holanda, Novo Dicionário Aurélio, Editora Nova Fronteira, Rio de Janeiro,
Brasil. p. 258.
6

Além disso, a definição supra citada sugere a Primeira Lei da Termodinâmica, que,
simplificadamente, diz que a energia (na forma de calor ou trabalho) não é criada, e sim,
transformada. Matematicamente, considerando um sistema fechado (i.e. m’=0), pode-se
escrever este princípio pela equação que segue (aplicada a um volume de controle):2
E
dt
dWj
dt
dQi
Ji
∆=− ∑∑ Eq C.a.1
Na equação acima, W simboliza Energia na forma de Trabalho, Q simboliza a
energia na forma de calor e ∆E simboliza a variação de energia de um sistema. Como se
pode notar, as duas grandezas estão aplicadas à razão d/dt. Porém, esta formulação deve
ser aplicada ao estado de equilíbrio do sistema termodinâmico. Seus resultados indicam
somente que a somatória das taxas de variação de calor e de trabalho, dentro de um volume
de controle em um sistema fechado, são constantes, e podem ser transformadas de uma
forma para a outra. Os valores da variação temporal destas taxas, assim como sua
dependência do tipo de meio e da superfície de absorção/emissão de calor, não são aqui
consideradas. Como citado anteriormente, estes são aspectos abordados pela
Transferência de Calor.
2
Moran, Michael J. e Howard N. Shapiro, Fundamentals of Engineering Thermodynamics, 2000, John Wiley
& Sons Inc., New York City , USA.
7

b. Condução;3
“A condução é um processo pelo qual o calor flui de uma região de temperatura
mais alta para outra de temperatura mais baixa, dentro de um meio (sólido, líquido ou
gasoso) ou entre meios diferentes em contato físico direto”.4
Essa explicação abrange tanto
a apresentação da Segunda Lei da Termodinâmica, quando se diz que a transmissão de
calor parte de uma região de temperatura mais alta para outra de temperatura mais baixa,
quanto a definição específica do processo de transmissão de calor por Condução: “...em
contato físico direto.”. Portanto, a transmissão de calor por Condução ocorre quando
corpos em diferentes temperaturas estão literalmente “encostados” um no outro. A energia
(calor) do corpo de temperatura mais alta agita as moléculas do corpo de temperatura mais
baixa, fazendo com que a energia cinética média das moléculas deste último se eleve,
aumentando, assim, sua energia interna. Conseqüentemente, a temperatura do corpo que
está “recebendo” a energia em forma de calor se eleva até o estado de equilíbrio. Para
ilustrar este fenômeno, imagina-se um bule com água fervendo ao fogão. O fogo aquece o
bule, o qual, por condução, aquece a parcela de líquido que está em contato direto com o
mesmo. Esta transmissão de calor por condução é a única maneira de que o calor pode ser
transmitido entre corpos sólidos opacos. Já em meios líquidos, a condução também
apresenta grande importância, embora esteja, quase sempre, relacionada com outros meios
de transmissão de calor.
3
Kreith, F. e Bohn, MS., Princípios de Transferência de Calor, 1977, Editora Edgard Blücher, São Paulo p.
1 a 21.
4
3.
8

Segundo definição do cientista francês J.B.J. Fourier, em 1882, a quantidade de
calor transmitida por condução segue a seguinte lei:
dx
dT
kAqk −= Eq. C.b.1
Na formulação acima, k representa a condutividade térmica do material, A
representa a área da seção através da qual o calor flui por condução (medida
perpendicularmente à direção do fluxo), e dT/dx representa o gradiente de temperatura na
seção. Nesta formulação, toma-se como convenção a direção de aumento na coordenada x
como fluxo positivo de calor. Sabendo-se que, pela segunda lei da termodinâmica, o calor
flui da região de maior temperatura para a região de menor temperatura, deve-se adotar o
sinal negativo para o produto acima, conforme mostra a equação C.b.1.
Como se pode observar pelo balanço de unidades da fórmula acima, qk é medido
em quantidade de calor por unidade de tempo. Usualmente, esta grandeza é expressa em
kilocalorias por hora, ou kcal/h.
O valor da condutividade térmica varia de aproximadamente 6×10-3
kcal/hmo
C, para
os gases, até
Cmh
kcal
o
⋅⋅
⋅ 2
106,3 , para o cobre. Os materiais que têm alta condutibilidade
térmica são chamados condutores, enquanto os de baixa condutibilidade são chamados
isolantes.
Aplicando a fórmula acima a uma parede plana, em regime permanente, pode-se
facilmente chegar ao seguinte resultado:
L
T
Akqk
∆
= Eq. C.b.2
Onde L é a espessura da parede.
9

Dividindo os dois termos pelo fator kA⋅ , teremos que a quantidade de calor
transmitida por unidade de tempo será igual à diferença de temperatura entre os dois lados
da parede, sobre o fator
kA
L
⋅
. A este último fator, dá-se o nome de Resistência Térmica à
Condução. Portanto, defini-se Resistência Térmica à Condução como segue:
kA
L
Rk
⋅
= Eq. C.b.3
Portanto, a quantidade de calor por unidade de tempo transmitida em regime
permanente por uma parede plana pode ser escrita simplesmente como:
k
k
R
T
q
∆
= Eq. C.b.4
Esta equação é bastante usada para simplificar problemas de Transmissão de Calor.
c. Radiação;5
“A radiação é um processo pelo qual o calor é transmitido de um corpo a alta
temperatura para um de mais baixa quando tais corpos estão separados no espaço, ainda
que exista vácuo entre eles”.6
Por esta definição, vê-se que não há necessidade de um
contato físico entre os corpos para que a energia (na forma de calor) seja transmitida entre
eles. Ao calor transmitido desta forma dá-se o nome de calor radiante. Esta forma de
energia se assemelha fenomenologicamente à radiação da luz, diferindo-se apenas nos
comprimentos de onda. A transmissão do calor radiante ocorre na forma de quanta
(porções discretamente definidas) de energia. Para ilustrar este fenômeno, tenta-se
imaginar como a energia solar é transmitida para os demais astros (a Terra, por exemplo),
sendo que há praticamente vácuo entre eles. Nas nossas aplicações práticas, o calor
radiante tem vital importância no projeto de, por exemplo, uma caldeira. Além da energia
5
Kreith, F. e Bohn, MS., Princípios de Transferência de Calor, 1977, Editora Edgard Blücher, São Paulo p.1
a 21.
6
4.
10

que é transmitida do combustível queimado para as paredes da caldeira, existe também
uma parcela de calor radiante que é transmitido para seus demais componentes. Portanto,
existem peças que devem ser adicionadas à caldeira de forma a proteger, por exemplo, os
superheaters deste calor radiante excessivo.7
Todos os corpos que possuem temperatura
absoluta diferente de zero emitem calor radiante, porém, dependendo da composição do
corpo e de outros requisitos, esta quantidade pode ser maior ou menor. Para os corpos
chamados irradiadores perfeitos, ou corpos negros, esta quantidade de calor emitida por
irradiação por unidade de tempo pode ser escrita como segue:
4
TAqk ⋅⋅= σ Eq. C.c.1
Na equação acima, σ é chamada de constante de Stefan-Boltzmann, tendo o valor
experimental de 42
8
1088,4
Kmh
kcal
⋅⋅
⋅= −
σ , A é a área total da superfície em metros
quadrados, e T é a temperatura absoluta do corpo (na área), medida em Kelvin.
Por esta formulação, nota-se que a quantidade de calor emitida por um corpo negro
independe das condições dos arredores do corpo. Porém, para nossos casos práticos, é
interessante conhecer a troca de calor entre dois corpos. Portanto, a energia que um corpo
negro emite para um outro corpo negro que o envolve completamente pode ser dada pela
formulação abaixo.
)( 4
2
4
11 TTAqk −⋅⋅= σ Eq. C.c.2
Na fórmula acima, o termo T2 representa a temperatura do corpo que está
posicionado externamente, ou seja, que envolve, enquanto o termo T1 representa a
temperatura do corpo que está posicionado internamente, ou seja, que é envolvido.
Obviamente, em casos práticos, não se utilizam muitos corpos com características de
corpos negros. Portanto, para estes casos, adiciona-se um termo multiplicador que modifica
7
Li, K. W., e A. P. Priddy, Power Plant System Design. 1985. John Wiley & Sons Inc., New York City,USA.
p. 138 a 142.
11

a equação acima. Este termo leva em conta as emissividades (frações de emissão de
irradiação do corpo em relação aos corpos negros) e as geometrias dos corpos reais, sendo
usualmente representado pelo símbolo F 1-2. Portanto, para casos reais, a Equação C.7 é
escrita como segue:
)( 4
2
4
1121 TTAFqr −⋅⋅= − σ Eq. C.c.3
Na maior parte das aplicações práticas, o calor transmitido por irradiação está em
conjunto com outras formas de transmissão de calor. Portanto, usa-se a definição de
Condutância e Resistência térmica para irradiação, Kr e Rr, respectivamente.
)(
)(
2
1
4
2
4
1121
dt
dT
T
TTAF
Kr
−
−⋅⋅
= − σ
Eq. C.c.4
As unidades comuns de condutância térmica são
Ch
kcal
o
. A resistência térmica é
simplesmente o inverso da condutância,
r
r
K
R
1
= . Portanto, a equação C.8 pode ser
reescrita, como usada na maior parte dos casos práticos, como segue:
r
r
R
dt
dT
T
q
)( 2
1 −
= Eq. C.c.5
Onde T2 é qualquer temperatura de referência.
Uma outra definição importante na irradiação é o coeficiente médio de transmissão
de calor, dado por:
1A
K
h r
r = Eq. C.c.6
As unidades do coeficiente médio de transmissão de calor mais comuns são
2
mCh
kcal
o
⋅⋅
.
12

d. Convecção;8
“A convecção é o processo de transporte de energia pela ação combinada da
condução de calor, armazenamento de energia e movimento de mistura. A convecção é
importante principalmente como mecanismo de transferência de energia entre uma
superfície sólida e um líquido ou gás”.9
Em um fluido, onde a mobilidade das partículas é
grande, as partículas aquecidas pelo contato direto com a superfície sólida tendem a migrar
para locais onde as temperaturas são mais baixas. Esta movimentação de partículas
acarreta uma transferência de energia de uma posição para a outra, caracterizando a
transmissão de calor por convecção. Para exemplificar, toma-se novamente o exemplo do
bule com água adotado para a condução. Inicialmente, o calor do bule (superfície sólida) é
transmitido para as moléculas de água que estão em contato direto com o mesmo, por
condução. Após estas moléculas possuírem uma certa quantidade de energia (calor), elas
migrarão para outras posições do fluido onde a temperatura é menor, transmitindo o calor
para outras partículas. Isto pode ser visivelmente constatado ao se observar este fenômeno.
À medida que o líquido vai se esquentando, este começa a se movimentar cada vez mais
rápido, transmitido o calor para as demais partículas. Neste caso, como o líquido se
movimenta livremente devido à diferença de temperatura, diz-se que se trata de convecção
livre. Em casos onde a mistura é causada por algum agente externo, como bombas ou
ventiladores, por exemplo, diz-se que se trata de convecção forçada.
O calor, por unidade de tempo, transmitido de uma superfície sólida para um fluido,
por convecção, pode ser calculado da seguinte forma:
TAhq cc ∆⋅⋅= Eq. C.d.1
8
1 a 21.
9
4.
13

Na fórmula acima, hc representa o coeficiente médio de transmissão de calor por
convecção, o qual depende dependente da geometria da superfície, da velocidade do fluido
e das propriedades físicas do fluido, incluindo sua temperatura. Em geral, hc é medido em
2
Cmh
kcal
o
. A grandeza A representa a área de transmissão de Calor, em m2
, e ∆T é a
diferença de temperaturas entre a da superfície Ts e a do fluido em um local especificado
T∞.
A Condutância térmica por convecção é definida como segue:
AhK cc ⋅= Eq. C.d.2
Reciprocamente, a Resistência térmica por convecção é dada como
c
c
K
R
1
= .
Portanto, a fórmula quantidade de calor transmitida por convecção por unidade de tempo
pode ser escrita como segue:
c
c
R
T
q
∆
= Eq. C.d.3
Em geral, nas aplicações reais, os processos de transmissão de calor são dados não
por um dos fenômenos acima, mas, como o simples exemplo do bule indica, por uma
combinação destes fenômenos. Assim, a quantidade de calor total transmitida em um
processo real deve ser escrita da seguinte forma:
)......( 321 nRRRR
T
q
+++
∆
= Eq. C.d.4
O termo (1/R1 + R2 + R3 + ....+ Rn) é usualmente substituído pelo chamado
coeficiente global de transmissão de calor, U. Este coeficiente é calculado por unidade de
área, portanto, para se expressar a quantidade de calor transmitida, deve-se tomar a
seguinte formulação:
TAUq ∆⋅⋅= Eq. C.d.5
14

O coeficiente U pode ser baseado em qualquer área escolhida.
Por último, para se determinar o coeficiente combinado de transmissão de calor, h,
deve-se tomar a seguinte relação:
rc hhh += Eq. C.d.6
Todas estas formulações serão necessárias para se dar continuidade a este trabalho.
15

D. DEDUÇÃO DAS EQUAÇÕES GERAIS
Aqui serão deduzidas as equações gerais das três formas de transmissão de calor
apresentadas na seção anterior: Condução, Radiação e Convecção. Especificamente, a
equação da Transmissão de Calor por Condução será apresentada para coordenadas
cartesianas e cilíndricas, a equação da Transmissão de Calor por Radiação será deduzida
mais detalhadamente, seguindo as explicações já apresentadas e a equação da Transmissão
de Calor por Convecção será deduzida junto à explicação dos modos de obtenção do
coeficiente de transmissão de calor por convecção, hc, além de ser discutido o papel das
aletas nesta última situação. É importante ressaltar que todas as equações serão deduzidas
para o regime permanente, tendo em vista que a maioria das situações práticas pode ser
aproximada desta forma. Uma abordagem mais detalhada dos problemas de transmissão
de calor para regimes não permanentes pode ser encontrada nas referências deste trabalho,
mais especificamente nos livros de Kreith e Bohn e de Chapman.
a. Transmissão de Calor por Convecção;
Aqui serão deduzidas analiticamente as fórmulas da Transmissão de Calor por
Condução nas coordenadas Cartesianas e Cilíndricas:
16

a.1 Coordenadas Cartesianas:10
Considere-se um pequeno elemento material de um corpo sólido, na forma de
paralelepípedo, de volume dxdydz, conforme mostra a Figura 1.
Figura 1: Elemento material de corpo sólido, na
forma de paralelepípedo, a partir do qual serão
deduzidas as equações da transmissão de calor por
condução para coordenadas cartesianas.
O balanço de energia deste elemento pode ser calculado da seguinte forma:
Calor que entra
no elemento por
unidade de tempo
+
Calor gerado no
elemento por
unidade de tempo
=
Calor que Sai do
elemento por
unidade de tempo
+
Variação da
energia
interna com
o tempo
Eq. D.a1.1
Algebricamente, esta equação pode ser escrita da seguinte forma:
θ
ρ
∂
∂
⋅⋅⋅+++=⋅⋅⋅+++ +++
T
dzdydxcqqqdzdydx
dt
dq
qqq dzzdyydxxzyx )()()()( Eq. D.a1.2
Na equação acima,
dt
dq
é o calor gerado por unidade de tempo e por unidade de
volume, T é a temperatura do corpo, θ é o tempo, c é o calor específico do material e ρ é
sua densidade.
10
Chapman, Alan J., Fundamentals of Heat Transfer, 1984, Macmillan Publishing Company, New York, p.
30 a 34.
17

Aplicando a equação C.2 a este problema, o calor transmitido por condução para
dentro do corpo na direção x, mostrado na Figura 1, pode ser escrito como segue:
dzdy
x
T
kqx ⋅⋅
∂
∂
−= )( Eq. D.a1.3
Aplicando esta mesma equação C.2 ao calor que deixa o corpo, por condução, na
direção x, pode-se escrever:
zydxx dddx
x
T
k
xx
T
kq ])()[(
∂
∂
−
∂
∂
+
∂
∂
−=+ Eq. D.a1.4
Fazendo a subtração destes dois termos, temos:
zyxdxxx ddd
x
T
k
x
qq )]([)()(
∂
∂
∂
∂
=− + Eq. D.a1.5
Aplicando, de forma análoga, a mesma equação C.b.1 para as direções y e z, e
aplicando os resultados assim obtidos na equação D.a1.2, podemos facilmente chegar à
seguinte equação:
θ
ρ
∂
∂
=+
∂
∂
∂
∂
+
∂
∂
∂
∂
+
∂
∂
∂
∂ T
c
dt
dq
z
T
k
zy
T
k
yx
T
k
x
)()()( Eq. D.a1.6
A equação D.a1.6 é a equação geral, obtida de forma analítica, para o problema de
transmissão de calor por condução em três dimensões. Observe que esta equação pode ser
bastante simplificada se assumido que a condutividade térmica do material, k, é uniforme,
e se assumido que o calor específico, c, e a densidade, ρ, forem independentes da
temperatura. A equação resultante, nestas condições, é chamada de equação de Fourier.
Se, além disto, for admitido regime permanente, o termo da direita se anula. Adicionando-
se esta condição à equação de Fourier, chega-se na equação de Poisson. Se, ainda mais,
não for considerada a geração interna de calor, a equação D.a1.6 assume sua forma mais
simplificada possível, à qual se da o nome de equação de Laplace:
02
2
2
2
2
2
=
∂
∂
+
∂
∂
+
∂
∂
z
T
y
T
x
T
Eq. D.a1.7
18

Para o problema unidimensional apresentado na secção C.a, sendo a segunda
derivada da temperatura em relação à posição igual a zero, pode-se dizer que a primeira
derivada da temperatura em relação à posição é constante. Portanto, .const
dx
dT
= ,
conforme sugerido na equação C.b.1.
a.2 Coordenadas Cilíndricas:
Considere-se o sistema de referência em coordenadas Cilíndricas apresentado na
Figura 2.11
Figura 2: Representação de um ponto no
espaço a partir das coordenadas cilíndricas. 12
Para este sistema de coordenadas, valem as seguintes relações, comparando-se com
o sistema de coordenadas cartesiano:
φcosrx = Eq. D.a2.1
φsinry = Eq. D.a2.2
zz = Eq. D.a2.3
Portanto, sendo a temperatura T = T(x,y,z) para as coordenadas cartesianas, valerá
a expressão T = T(rcosΦ, rsinΦ, z) para as coordenadas cilíndricas mostradas na Figura 2.
11
Na Figura 2, o sistema de coordenadas depende dos valores aplicados às grandezas r, θ e z. Como já
estamos utilizando o símbolo θ para tempo, subtituiremos o sistema de coordenadas para r, Φ, z, apenas para
manter a consistência do trabalho.
12
Figura extraída de Stewart, página 827.
19

Sendo assim, pode-se dizer que os termos independentes das coordenadas x e y
apresentados na Eq. D.a1.6 são mantidos da mesma maneira para coordenadas cilíndricas e
cartesianas. Já os dois primeiros termos desta mesma expressão, 2
2
x
T
k
∂
∂
e 2
2
y
T
k
∂
∂
, devem
ser trabalhados. Como a constante k é independente do sistema de coordenadas, ela será
desconsiderada aqui.
Inicialmente, será derivada a temperatura em relação a r, no sistema de coordenadas
cilíndricas. Aplicando-se a regra da cadeia a este problema, tem-se:
))(())(())((
r
z
z
T
r
y
y
T
r
x
x
T
r
T
∂
∂
∂
∂
+
∂
∂
∂
∂
+
∂
∂
∂
∂
=
∂
∂
Eq. D.a2.4
Sendo φcos=
∂
∂
r
x
, φsin=
∂
∂
r
y
e 0=
∂
∂
r
z
, tem-se o que segue:
φφ sin)(cos)(
y
T
x
T
r
T
∂
∂
+
∂
∂
=
∂
∂
Eq. D.a2.5
Aplicando a segunda derivada de T em função de r, tem-se:
]sin)(cos)[(2
2
φφ
y
T
x
T
rr
T
∂
∂
+
∂
∂
∂
∂
=
∂
∂
Eq. D.a2.6
Portanto,
φφφφ 2
2
22
2
2
2
2
2
sin)sin(cos2cos
y
T
yx
T
x
T
r
T
∂
∂
+
∂∂
∂
+
∂
∂
=
∂
∂
Eq. D.a2.7
Esta equação será guardada, por enquanto, da maneira em que está apresentada.
Agora, realizando o mesmo procedimento para a derivada de T em relação a Φ,
tem-se:
))(())(())((
φφφφ ∂
∂
∂
∂
+
∂
∂
∂
∂
+
∂
∂
∂
∂
=
∂
∂ z
z
Ty
y
Tx
x
TT
Eq. D.a2.8
Sendo φ
φ
sinr
x
−=
∂
∂
, φ
φ
cosr
y
=
∂
∂
, e 0=
∂
∂
φ
z
, tem-se o que segue:
20

)cos)(()sin)(( φφ
φ
r
y
T
r
x
TT
∂
∂
+
∂
∂
−=
∂
∂
Eq. D.a2.9
Agora, fazendo-se a segunda derivada de T em relação a φ , tem-se 13
:
)])(()cos)(()cos)([(
)]cos)(()cos)(())([(
2
2
22
2
2
2
2
22
2
2
2
2
φφφφ
φφφφ
φ
rsen
y
T
senr
yx
T
r
y
T
r
x
T
senr
yx
T
senr
x
TT
∂
∂
−
∂∂
∂
−
∂
∂
+
∂
∂
−
∂∂
∂
−
∂
∂
=
∂
∂
Eq. D.a2.10
Somando-se os dois termos da direita da Eq. D.a2.10, tem-se (ver Eq. D.a2.5):
r
T
rrsen
y
T
r
x
T
∂
∂
=
∂
∂
+
∂
∂
))(()cos)(( φφ Eq. D.a2.11
Com a Eq. D.a2.11 e fazendo as devidas contas, pode-se reescrever a Eq. D.a2.10
como segue:
r
T
rr
y
T
senr
yx
T
senr
x
TT
∂
∂
−
∂
∂
+
∂∂
∂
⋅−
∂
∂
=
∂
∂
)cos)(()cos)((2))(( 22
2
2
2
2
22
2
2
2
2
φφφφ
φ
Eq. D.a2.12
Dividindo-se a Eq. D.a2.12 por r2
, e somando-a à Eq. D.a2.7, tem-se o que segue:
r
T
ry
T
x
T
r
TT
r ∂
∂
−
∂
∂
+
∂
∂
=
∂
∂
+
∂
∂ 1
)()(
1
2
2
2
2
2
2
2
2
2
φ
Eq. D.a2.13
Então, pode-se reescrever a Eq. D.a2.13 como segue:
r
T
rr
TT
ry
T
x
T
∂
∂
−
∂
∂
+
∂
∂
=
∂
∂
+
∂
∂ 11
2
2
2
2
22
2
2
2
φ
Eq. D.a2.14
Aplicando-se a Eq. D.a2.14 na Eq. D.a1.6, pode-se chegar na equação geral de
transmissão de calor por condução em coordenadas cilíndricas, como segue:
θ
ρ
φ ∂
∂
=+
∂
∂
+
∂
∂
+
∂
∂
+
∂
∂ T
c
dt
dq
z
T
k
T
r
k
r
T
r
k
r
T
k 2
2
2
2
22
2
)
1
()
1
( Eq. D.a2.15
Esta equação coincide com aquela encontrada na literatura.
13
Observe que a passagem da Eq. D.a2.9 para a Eq. D.a2.10 abrange uma combinação de regra da cadeia
com regra do produto, pois os dois fatores dos termos x e y, quando representados em coordenadas
cilíndricas, são dependentes de Φ.
21

b. Transmissão de Calor por Radiação;14
Como citado anteriormente, a natureza da maneira com a qual o calor radiante se
transmite de um corpo para outro ainda não é totalmente conhecida. Existem hipóteses que
dizem que o calor radiante é transmitido da mesma forma das ondas eletromagnéticas,
porém existem outras hipóteses que dizem que o calor radiante é transmitido por fótons.
Nenhuma das duas hipóteses está totalmente certa, porém ambas têm seus lados corretos.
Da mesma forma que podem ser definidos os comprimentos de onda da energia emitida
por radiação térmica, entre 0,1µm e 100µm, também pode-se dizer que esta forma de
energia é quantizada. Os diferentes comprimentos de onda da radiação térmica dependem
da maneira como a energia foi emitida. Esta faixa de comprimentos citada acima abrange
desde a luz ultravioleta (nociva à pele), passando pela luz visível até a região do
infravermelho. De qualquer maneira, sabe-se que a transmissão de energia por radiação
existe, e que ela varia com a temperatura do corpo.
Cada corpo, dependendo de sua composição química e de outros parâmetros, possui
um certo poder de radiação. Como já citado, os corpos negros, ou irradiadores perfeitos,
são aqueles corpos capazes de emitir a máxima quantidade de radiação para uma dada
temperatura. Este conceito é teórico, e estabelece um limite máximo para a radiação de
calor, conforme Segunda Lei da Termodinâmica. A quantidade de energia de radiação por
unidade de tempo e por unidade de área transmitida por um corpo é chamada de poder
emissivo espectral (ou monocromático). Este termo sugere que a quantidade de energia
transmitida por um corpo na forma de radiação térmica varia com o comprimento de onda.
De fato, a relação que fornece o poder emissivo espectral de um corpo negro é a seguinte:
)1()( 5
−= T
B
b e
A
TE λ
λ
λ
Eq. D.b.1
14
Kreith, F. e Bohn, MS. Princípios de Transferência de Calor, 1977, Editora Edgard Blücher, São Paulo.
p.174 a 180.
22

Na equação acima, Ebλ representa o poder emissivo monocromático de um corpo
negro, como função da temperatura, em kcal/hm2
µm, A é uma constante que vale 3,22 ×
108
kcalµm4
/hm2
, B é uma constante que vale 1,4388 µmK, λ é o comprimento de onda
emitido pelo corpo, em µm, e T é a temperatura absoluta do corpo, em Kelvin.
Como apresentado na secção C.c.1, o calor total por unidade de tempo emitido por
radiação por um corpo pode ser calculado da seguinte forma:
4
)( T
A
q
TE r
b σ== Eq. D.b.2
O produto, σT4
, desta equação pode ser calculado a partir da integração da equação
D.b.1 em dλ de 0 a ∞.
Para as aplicações na engenharia, é comum precisar calcular a quantidade de calor
radiante emitida por um corpo em uma determinada faixa de comprimentos de onda. Para
tanto, basta integrar a equação D.b.1 em dλ, definida entre o intervalo de comprimentos de
onda com o qual se deseja trabalhar.
Existe um valor de comprimento de onda para a qual o valor de Ebλ(T) é máximo,
em uma dada temperatura. A relação entre este comprimento de onda, batizado de λmax, e a
temperatura do corpo pode ser dada pela equação empírica que segue:
T
2898
max =λ Eq. D.b.3
Nesta equação, λ aparece em µm e T em K.
Para facilitar a resolução dos problemas que envolvem transmissão de calor por
radiação, geralmente baseia-se nos seguintes gráficos:
1) Ebλmax × λ,T;
2) Ebλmax × T;
3) Ebλ/Ebλmax × λT;
4) E0-λ/E0-∞ × λT.
23

As figuras 3, 4, 5 e 6, abaixo, apresentam estes gráficos, extraídos do livro de
Kreith e Bohn, páginas 176 a 179.
Figura 3: Gráfico de Ebλmax × λ,T. Figura 4: Gráfico Ebλmax × T.
Figura 5: Gráfico Ebλ/Ebλmax × λT.
Figura 6: Gráfico E0-λ/E0-∞ × λT.
24

As figuras apresentadas acima, devido à má resolução, apresentam apenas uma
análise qualitativa do problema. Para uma análise quantitativa, sugere-se a procurara
destes gráficos na referência supra citada.
c. Transmissão de Calor por Convecção;
A Transmissão de Calor por Convecção não é puramente um modo de transmissão
de calor, mas sim uma combinação de transmissão de calor com movimentos mecânicos de
fluidos. Assim, a fim de se entender mais a fundo os conceitos abordados nesta seção, é
importante conhecer bem alguns aspectos abordados em mecânica dos fluidos. Em
particular, os conceitos de escoamento em regime laminar e turbulento, assim como os
conceitos de camada limite e separação da mesma, têm vital importância no entendimento
de Transmissão de Calor por Convecção. Os aspectos aqui abordados foram obtidos do
livro de Fox e McDonald, p. 12 a 28, e 326 a 347.
A equação C.d.1 apresentada anteriormente é freqüentemente usada pelos
engenheiros para o cálculo da Transmissão de Calor por Convecção, porém ela nada mais é
do que a definição do coeficiente de transmissão de calor por convecção, hc. A fim de se
entender melhor a transmissão de calor por convecção, serão aqui abordados os métodos de
avaliação do coeficiente de transmissão de calor por convecção e será explicado o papel
das aletas neste método de transmissão de calor.
25

c.1 Métodos de Avaliação do Coeficiente de Transmissão de Calor por
Convecção;
Há quatro métodos disponíveis para avaliar os coeficientes de transmissão de calor
por convecção. São eles:
i. Análise dimensional combinada com experiências;
ii. Soluções matemáticas exatas da equação da camada limite;
iii. Análise aproximada da camada limite por métodos integrais;
iv. Analogia entre transferência de calor, de massa e de quantidade de movimento.
c.1.i Análise dimensional combinada com experiências:15
Primeiramente, define-se o número de Nusselt, pois este é um importante
adimensional a ser considerado na análise de transmissão de calor por convecção:
k
Lh
Nu c ⋅
= Eq. D.c.1.i.1
Este adimensional sugere uma relação entre o calor que é transmitido por condução
da superfície sólida para superfície liquida em contato direto e o calor que é transmitido
por convecção para as demais posições do liquido.
A análise dimensional consiste em definir quais são as grandezas físicas que estão
diretamente ligadas com o fenômeno que descreve a transmissão de calor por convecção
em uma aplicação específica, e em determinar uma relação entre números adimensionais
que descreva estas grandezas físicas e a relação entre elas, através do teorema de
Buckingham ou teorema π.
15
p.249 a 262.
26

Uma vez definidas as grandezas que regem o fenômeno a ser estudado, faz-se uma
análise dimensional sobre elas, a fim de se obter uma função geral que possua apenas
números adimensionais. Esta função será do tipo:
0),......,,,( 321 =nF ππππ Eq. D.c.1.i.2
Onde π1,π2,π3,......πn são adimensionais.
Então, faz-se uma análise experimental sobre o fenômeno, a fim de se obter a
relação entre o adimensional que se deseja determinar (neste caso, Nu) e os outros
adimensionais. Por exemplo, aplicando-se o teorema de Buckingham para o escoamento
transversal de um fluido sobre um corpo aquecido, encontra-se a seguinte relação:
Pr),(ReDfNu = Eq. D.c.1.i.3
Neste caso, calculou-se que o número de Nusselt é função do número de Reynolds
e do número de Prandtl. Assim, aplicam-se experimentos a fim de se obter os gráficos que
regem estas funções, para se determinar qual é o coeficiente de transmissão de calor por
convecção (lembrando-se que o numero de Nusselt oferece esta grandeza).
Freqüentemente, usam-se modelos para se obter estes gráficos, e se aplica a lei da
semelhança. A aplicação do teorema π e da lei da semelhança é freqüente em problemas
que envolvem mecânica dos fluidos.
c.1.ii Soluções matemáticas exatas da equação da camada limite:16
Nesta secção, inicia-se uma análise puramente hidrodinâmica do problema de
transmissão de calor por Convecção, tomando-se como exemplo o problema do
escoamento fluido sobre uma placa plana. Após algumas definições de vital importância,
migra-se para um balanço energético do problema. Então, faz-se uma comparação entre os
resultados hidrodinâmicos e térmicos, apresentando suas semelhanças e diferenças. Por
16
p.262 a 274.
27

último, demonstra-se o método de obtenção do coeficiente de transmissão de calor por
condução para este mesmo problema, o qual pode ser extrapolado para diversas situações
práticas.
a) Equação da Continuidade: 17
Segue abaixo a Equação da Continuidade:
tz
w
y
v
x
u
∂
∂
−=
∂
∂
+
∂
∂
+
∂
∂ ρ
ρρρ Eq. D.c.1.ii.1
Esta equação também é conhecida como equação da conservação da massa. Nela,
sugere-se que o gradiente de velocidade multiplicado pela massa especifica do fluido se
iguala à variação da massa especifica com relação ao tempo. Para fluidos em escoamento
permanente (i.e. ρ = ρ(x,y,z)), o termo do lado direito desta formulação se anula. Para
fluidos incompressíveis (i.e. ρ(x,y,z) = constante), pode-se simplificar esta equação ainda
mais, restando apenas que o gradiente da velocidade do fluido é nulo. Se o escoamento,
assumindo todas as hipóteses acima, é bidimensional, esta formulação pode ser rescrita
como segue:
0=
∂
∂
+
∂
∂
y
v
x
u
Eq. D.c.1.ii.2
Esta situação é bem simplificada, porém sua análise pode ser extrapolada para
inúmeras situações reais. Sendo assim, para se obter a solução matemática da camada
limite, consideraremos fluidos escoando nas condições citadas acima.
17
Fox, Robert W. e Alan T. McDonald, Introdução à Mecânica dos Fluidos, 1998, LTC, Rio de Janeiro,
Brasil. p. 151 a 177.
28

b) Equação da Força de Cisalhamento: 18
A definição de um fluido Newtoniano segue abaixo:
dy
du
µτ = Eq. D.c.1.ii.3
Esta relação sugere que a força de cisalhamento causada pelo escoamento de um
fluido é diretamente proporcional à derivada da sua velocidade em relação à posição
perpendicular ao escoamento. A constante de proporcionalidade, µ, é uma propriedade do
fluido, chamada viscosidade dinâmica, de unidades comumente usadas 2
m
skgf ⋅
.
c) Equação da Quantidade de Movimento aplicada a uma Placa Plana:19
Aplicando-se as relações acima sobre uma placa plana e usando-se um pouco de
álgebra, pode-se facilmente chegar na seguinte relação:
x
p
y
u
y
u
v
x
u
u
∂
∂
−
∂
∂
=
∂
∂
+
∂
∂
2
2
)( µρ Eq. D.c.1.ii.4
Onde p é a pressão exercida pelo fluido.
Resolvendo-se esta equação simultaneamente à equação da continuidade, pode-se
obter a espessura da camada limite e a força de atrito na parede da placa plana. Para tal,
defini-se a função de corrente.
18
Fox, Robert W. e Alan T. McDonald, Introdução à Mecânica dos Fluidos, 1998, LTC, Rio de Janeiro,
Brasil. p. 19 e 20.
19
p.265 a 269.
29

d) Função de Corrente:
A função de corrente, ψ (x,y) é definida de forma que sejam válidas as duas
relações abaixo:
y
u
∂
∂
=
ψ
Eq. D.c.1.ii.5
x
v
∂
∂
−=
ψ
Eq. D.c.1.ii.6
Observe que esta equação satisfaz automaticamente a equação da continuidade.
Para dar seqüência ao estudo, introduz-se uma nova variável, η, como segue:
)(
vx
u
y ∞
=η Eq. D.c.1.ii.7
Então, pode-se dizer o seguinte:
vx
u
f ∞
= )(ηψ Eq. D.c.1.ii.8
Onde f(η) designa uma função de corrente adimensional.
Obtendo-se as componentes de velocidade em função de f(η), e exprimindo ∂u/∂x,
∂u/∂y, ∂2
u/∂y2
, podemos facilmente chegar à equação diferencial ordinária, de terceira
ordem e não-linear, como segue:
0
)]([
2
)]([
)( 3
3
2
2
=+
η
η
η
η
η
d
fd
d
fd
f Eq. D.c.1.ii.9
Sujeita a três condições de contorno em η = 0 e η = ∞. A solução numérica para
esta equação é apresentada na figura 7.
30

Figura 7: Gráfico da solução numérica obtida para a Eq.
D.c.1.ii.9. 20
e) Obtenção da Espessura da Camada Limite e da Velocidade de Escoamento:
Através da Figura 7, pode-se observar que a velocidade do fluido atinge 99% de
seu valor máximo para 0,5)( =∞
µ
ρ xu
x
y
. Portanto, pode-se aproximar o valor da
espessura da camada limite como segue:
x
x
Re
5
=δ Eq. D.c.1.ii.10
Onde x é a distância entre o bordo de ataque da placa plana e a posição onde se
deseja determinar a espessura da camada, e
µ
ρvx
x =Re é o número de Reynolds aplicado à
velocidade do fluido longe da placa, u∞.
Para se determinar a força de cisalhamento do fluido sobre a placa plana, deve-se
primeiramente definir o coeficiente de arrasto, como segue:
20
Figura extraída de Kreith, 1977, página 267.
31

x
fx
g
u
C
Re
664,0
2
2
==
∞ρ
τ
Eq. D.c.1.ii.11
A figura 8 apresenta a variação deste coeficiente de arrasto como função do número
de Reynolds.
Figura 8: Variação do coeficiente de arrasto em função do
número de Reynolds. 21
21
32

f) Equação da Energia:
Analisando o escoamento sob as hipóteses simplificadoras apresentadas
anteriormente (fluido incompressível, escoamento em regime permanente e escoamento
bidimensional), podemos assumir um volume de controle dentro da camada limite, por
onde se pode fazer o balanço energético.
Semanticamente, podemos expressar a equação de energia para o sistema como
segue:
Fluxo
de
entrada
de
Entalpia
e de
Energia
Cinética
+
Calor,
por
unidade
de
tempo,
que entra
por
condução
+
Trabalho,
por un. de
tempo,
efetuado por
cisalhamento
de atrito
sobre o
fluido no VC
=
Fluxo
de
saída
de
entalpia
e de
energia
cinética
+
Calor,
por um.
de
tempo,
que sai
por
condução
+
Trabalho,
por unidade
de tempo,
efetuado por
cisalhamento
de atrito pelo
fluido do VC
Eq.
D.c.1.ii.12
Simbolicamente, esta equação pode ser escrita como segue;
dx
y
u
g
u
J
dydx
y
T
k
y
dx
x
T
k
dydx
gJ
vu
hv
y
dx
gJ
vu
hvdxdy
gJ
vu
hu
x
dy
gJ
vu
hu
dydx
y
u
g
u
y
dx
y
u
g
u
Jy
T
kdx
gJ
vu
hvdy
gJ
vu
hu
∂
∂
+
∂
∂
−
∂
∂
+
∂
∂
−
−
+
+
∂
∂
+
+
++
+
+
∂
∂
+
+
+
=
∂
∂
∂
∂
+
∂
∂
+
∂
∂
−
+
+⋅⋅+
+
+⋅⋅
µ
ρρρρ
µµ
ρρ
1
][
])
2
)(
([)
2
)(
(])
2
)(
([)
2
)(
(
])([
1
)
2
)(
()
2
)(
(
22222222
2222
Eq. D.c.1.ii.13
Observe que o termo
x
T
k
∂
∂
− foi desprezado, pois seu valor é insignificante quando
comparado com
y
T
k
∂
∂
− .
33

O termo
gJ
vu
h
2
)( 22
+
+ pode ser substituído por cpTo para fluidos que têm calor
específico constante, sendo To a temperatura de estagnação (temperatura do fluido quando
este é desacelerado isentropicamente até a velocidade nula).
Resolvendo-se a equação Eq. D.c.1.ii.13, assumindo a simplificação sugerida, e
desprezando os termos de ordem superior, chegamos na simplificação abaixo:
)])(([2
2
y
u
g
u
yy
T
k
y
T
vc
x
T
uc o
p
o
p
∂
∂
∂
∂
+
∂
∂
=
∂
∂
⋅+
∂
∂
⋅
µ
ρρ Eq. D.c.1.ii.14
O último termo à direita desta expressão representa o trabalho líquido por unidade
de temo efetuado pelas forças de cisalhamento sobre o fluido do VC. Para altas
velocidades, a potência de atrito aumenta significativamente a energia interna do fluido,
porém, para velocidades subsônicas, seu valor é desprezível quando comparado com as
outras grandezas desta formulação. Com esta simplificação, a equação Eq. D.c.1.ii.14
pode ser reescrita como segue:
2
2
y
T
a
y
T
v
x
T
u
∂
∂
=
∂
∂
+
∂
∂
Eq. D.c.1.ii.15
Onde
pc
k
a
⋅
=
ρ
a = k/ρcp.
Observe que a equação apresentada acima é semelhante à equação Eq. C.1.ii.4.
Fixando-se a temperatura da superfície e assumindo que a variável T da equação Eq.
C.1.ii.15 seja
)(
)(
s
s
TT
TT
−
−
∞
temos as seguintes condições de contorno:
Para y = 0,
0
)(
)(
=
−
−
∞ s
s
TT
TT e
0=
∞u
u
;
Para y ∞,
1
)(
)(
=
−
−
∞ s
s
TT
TT e
1=
∞u
u
.
34

A Figura 9 apresenta um gráfico da razão de temperatura em função de η, para os
diversos valores do número de Prandtl,
k
cp⋅
=
µ
Pr . Pelos perfis de temperatura, pode-se
observar que a camada limite térmica é maior que a camada limite hidrodinâmica para
números de Prandtl inferiores a 1. Para Pr > 1, a situação se inverte.
Figura 9: Gráfico da razão de temperatura em função de η,
para os diversos valores do número de Prandtl, Pr = µcp/k. 22
A relação entre a espessura da camada-limite térmica e a hidrodinâmica segue
abaixo: 23
3
r
th
P
δ
δ = Eq. D.c.1.ii.16
g) Avaliação do Coeficiente de Transmissão de Calor por Convecção:
O gradiete de temperatura adimensional na superficie de contato entre o corpo
sólido e o fluido (i.e. y = 0) é dada pela seguinte relação (ver Eq. C.1.ii.11):
22
23
Pohlhausen, E., Der Wärmeaustausch swischen festen Körpern und Flüssigkeiten mit kleiner Reibung und
Kleiner Wärmeleitung, 1921, ZAMM, Vol. 1. p. 115.
35

332,0
PrRe
)(
)(
3
=
∂
−
−
∂
∞
x
y
TT
TT
s
s
Eq. D.c.1.ii.17
Portanto, para qualquer x, ainda sobre a superfície de contato, vale o seguinte:
)(
PrRe
332,0
3
sTT
xy
T
−⋅
⋅
⋅=
∂
∂
∞ Eq. D.c.1.ii.18
Já que, no contato da superficie sólida com a superfície líquida, o fluido é
transmitido por condução, podemos substituir a Eq. C.b.1 na Eq. D.c.1.ii.18, temos os
seguinte:
)(
PrRe
332,0
3
sTT
xy
T
k
A
q
−⋅
⋅
=
∂
∂
−= ∞ Eq. D.c.1.ii.19
Integrando-se a Eq. D.c.1.ii.19 para uma placa de largura b e comprimento L, tem-
se:
)(PrRe664,0 3
sL TTbkq −⋅⋅⋅⋅= ∞ Eq. D.c.1.ii.20
Onde
ν
Lu
L
∞
=Re .
O coeficiente de Transmissão de Calor por Convecção é:
3
PrRe332,0)( ⋅=−= ∞ Lscx
x
k
TT
A
q
h Eq. D.c.1.ii.21
E assim extrai-se o valor do coeficiente de Convecção. Na prática, as propriedades
físicas usadas na formulação acima variam com a Temperatura. Entretanto, nesta análise,
as propriedades foram tomadas como contantes. Os resultados da Eq. D.c.1.ii.21 são
satisfatórios se considerado o valor da temperatura média entre a temperatura da parede
sólida e do fluido ao longe.
36

c.1.iii Análise aproximada da camada limite por métodos integrais:24
A fim de se evitar toda a manipulação matemática apresentada na secção c.1.ii,
pode-se fazer uma aproximação da camada limite por métodos integrais. A experiência
mostra que os resultados assim obtidos apresentam valores satisfatórios quando
comparados com os resultados obtidos analiticamente.
A princípio, considera-se o volume de controle apresentado na Figura 10.
Figura 10: Volume de controle para análise aproximada da
quantidade de movimento de uma camada limite. 25
Observa-se que uma das faces do VC é a própria parede do corpo sólido, enquanto
a parede paralela a esta é tomada ao longe. As duas paredes perpendiculares ao corpo
sólido são separadas pela distância dx.
24
p.275 a 282.
25
37

A equação da quantidade de movimento das partículas fluidas que atravessam as
paredes deste VC, em sua forma integral, é conhecida como Equação da Quantidade de
Movimento de Von Karman, e está representada abaixo:
udy
gdx
du
dyuuu
gdx
d
pdy
dx
d
LLL
s ⋅−−⋅⋅=+ ∫∫∫
∞
∞
000
)(
ρρ
τ Eq. D.c.1.iii.1
Como a camada limite é muito fina, pode-se admitir que a pressão seja constante ao
longo da direção x (fato que pode ser provado pela aplicação da equação de Bernoulli).
Portanto, vale a seguinte relação:
dyu
dx
du
g
dy
dx
dp
dy
dx
dp
LLL
∫∫∫ ∞
∞∞
−==
000
ρ
Eq. D.c.1.iii.2
Substituindo a Eq. D.c.1.iii.2 na Eq. D.c.1.iii.1, tem
Para y > δ, o limite superior das integrais ao lado direito da Eq. D.c.1.iii.3 é igual a
δ, pois ambas as integrais são nulas nestas posições. Portanto, pode-se assumir o que
segue:
os o seguinte:
Eq. D.c.1.iii.3
dyu
dx
du
g
dyuuu
gdx
d
LL
s ∫∫ ∞
∞
∞ +−⋅⋅=
00
)(
ρρ
τ
0=∞
dx
du
Eq. D.c.1.iii.4
Para a condição de pressão constante, podemos, então, reescrever a Eq. D.c.1.iii.1
como segue:
dyuuu
dx
dg s
∫ −⋅= ∞ )(
ρ
τ
Eq. D.c.1.iii.5
Com esta equação, pode-se determinar a espessura da camada limite e o atrito entre
o escoamento e a parede sólida. Para tanto, é necessário que se admita uma distribuição de
velocidade dentro da camada limite. Quanto mais próxima esta distribuição for da
38

realidade, mais precisos serão os resultados. Assumindo-se uma distribuição parabólica
cúbica, pode-se chegar a seguinte solução:
x
x
Re
64,4
=δ Eq. D.c.1.iii.6
Para se determinar o calor que é transmitido por convecção, adiciona-se, como na
secção c.1.ii, o calor que é trasmitido por condução entre a placa sólida e a superfície
fluida. A Figura 11 mostra um balanço energético dentro do VC.
Figura 11: Volume de controle para balanço aproximado de energia dentro de uma
camada limite. 26
O fluxo de calor que entra no VC por condução deve ser igual ao fluxo que sai por
convecção. Assim, podemos tomar a seguinte relação.
x
T
c
k
udyTT
x p
L
∂
∂
⋅
=⋅−
∂
∂
∫ ∞−
ρ0
00 )( Eq. D.c.1.iii.7
Para y > δth, o valor da integral é nulo. Portanto, o limite superior da integral, L,
pode ser substituído por δth. Para escoamentos com velocidade lenta, a energia cinética
passa a ser desprezível. Portanto, as temperaturas da Eq. D.c.1.iii.7 podem ser tomadas
como as temperatura estáticas (i.e. T0 = T, e T0-∞ = T∞).
26
39

Para a determinação do coeficiente de trasmissão de calor por , deve-se selecionar
uma forma apropriada para distribuição de temperatura, satisfazendo as condições de
contorno (i.e. para y=0 a temperatura deve se igualar à temperatura da placa sólida, e para
y= δth a temperatura deve se igualar à temperatura do fluido ao longe. Toma-se, então,
uma parábola cúbica, conforme a equação abaixo:
3
21 yCyCTT s +=− Eq. D.c.1.iii.8
As condições de contorno para y = 0 são satisfeitas automaticamente, para qualquer
C1 e C2 (i.e. 0=
∂
∂
y
T
e T – Ts = 0). Para , y = δth temos:
3
21 thths CCTT δδ +=−∞ 23
)(
21 th
s
CC
y
TT
δ+=
∂
−∂
Calculando-se os coeficientes chega-se, então, na seguinte expressão:
3
)(
2
1
2
3
thths
s yy
TT
TT
δδ
−=
−
−
∞
Eq. D.c.1.iii.9
Efetuando-se a integral da Eq. D.c.1.iii.7, aplicando-se os cálculos devidos e
definindo-se
δ
δ
ξ th
= , chega-se na seguinte solução:
)
280
3
20
3
()()( 42
0
ξξδ
δ
−⋅−=⋅− ∞∞∞∫ uTTudyTT s
th
Eq. D.c.1.iii.10
Para fluidos que têm o número de Prandtl maior ou igual a 1, tem-se ξ com valor
igual ou inferior a 1, portanto o termo entre parêntesis da expressão acima pode ser
ignorado. Substituindo esta aproximação na equação Eq. D.c.1.iii.7, tem-se o seguinte:
pc
k
x
u
⋅
=
∂
∂
∞
ρ
δ
δξ 3
10
1
Eq. D.c.1.iii.11
40

Usando-se a equação Eq. D.c.1.iii.6, tem-se o que segue:
3
1
Pr9,0
−
= δδth Eq. D.c.1.iii.12
Pelas Eq. C.b.1 e Eq. D.c.1.iii.9, e usando-se as Eq. D.c.1.iii.6 e Eq. D.c.1.iii.12,
podemos chegar no seguinte resultado:
3
PrRe33,0)( ⋅=−= ∞ xsx
k
x
TT
A
q
Nu Eq. D.c.1.iii.12
Sendo
k
Lh
Nu c ⋅
= , calcula-se o coeficiente de transmissão de calor por convecção
hc. Os resultados assim obtidos concordam com os resultados da análise exata.
c.1.iv Analogia entre transferência de calor, de massa e de quantidade
de movimento.27
Nesta secção estudaremos a transferência de calor por convecção em escoamentos
em regime tubulento. Devido à existência de turbilhões e ao complexo movimento das
partículas líquidas em escoamentos turbulentos (que se sobrepõe e se misturam com
facilidade), tanto o coeficiente de transmissão de calor quanto o coeficiente de atrito são
maiores nesta situação, quando comparada com o regime laminar. Ainda devido à
complexidade do escoamento em regime turbulento, é de comum prática se usar as
propriedades e velocidades médias em um ponto qualquer do escoamento, a fim de se fazer
um estudo mais detalhado. No nosso caso, usaremos a velocidade em termos de um valor
médio, contante com o tempo, e de uma componente flutuante, a qual varia com o tempo.
Por simplicidade, consideraremos o escoamento bi-dimensional, onde a velocidade média
de escoamento é paralela à direção x. Tem-se, então:
27
p.282 a 287.
41

dt
du
uu += Eq. D.c.1.iv.1
dt
dv
v = Eq. D.c.1.iv.2
Onde u é a velocidade na direção x, v é a velocidade na direção y e u é a velocidade
média do escoamento em x. A Figura 12 mostra, graficamente o significado da Eq.
D.c.1.iv.1. Estes resultados parecem bastante intuitivos.
Figura 12: Variação da velocidade
instantânea com o tempo. Observa-se
que os valores aqui apresentados são
bastante intuitivos. 28
A Figura 12 mostra nitidamente que a derivada da velocidade média com relação
ao tempo é nula. Analogamente, pode-se dizer que a derivada da velocidade média na
direção y, com relação ao tempo, também é nula, assim como assim como a quantidade de
movimento média nesta mesma direção.
As componentes flutuantes da velocidade transportam continuamente massa e,
consequentemente, quantidade de movimento, através de um plano normal à direção y. O
fluxo instantâneo da quantidade de movimento, segundo x, na direção y, em qualquer
ponto, é:
)(
dt
du
u
dt
vd
+−
ρ
A transferência média, em relação ao tempo, da quantidade de movimento segundo
x origina uma tensão de cisalhamento turbulenta aparente, definida como segue:
28
42

θ
ρ
θ
τ
θ
d
dt
du
u
dt
vd
g t )(
*
1
*
0
+⋅−= ∫ Eq. D.c.1.iv.3
Resolvendo esta integral, assumindo que a média de (ρv)’ é nula em relação ao
tempo, e que um é uma constante, temos, para ρ constante:
)(
dt
vd
dt
ud
g t ρτ = Eq. D.c.1.iv.4
Não se deve confundir a tensão de cisalhamento aparente (apresentada acima), que
é nada mais que um conceito introduzido para se considerar efeitos de quantidade de
movimento pelas flutuações turbulentas, com a tensão de cisalhamento laminar, que é um
valor real de tensão. O conceito de tensão aparente permite exprimir a tensão total de
cisalhamento no escoamento turbulento como segue:
FluxoQ
greaUnidadedeÁ
aForçaVis 1cos
+=τ Eq. D.c.1.iv.5
Onde Q é a quantidade de movimento.
Segundo postulado por Prandtl, as flutuações macroscópicas de fluido no
escoamento turbulento são, em média, semelhantes ao movimento de moléculas num gás.
Ou seja, elas percorrem, em média, uma distância perpendicular à sua velocidade média
antes de atingir o repouso em outro plano y. Essa distância é conhecida como comprimento
de mistura de Prandtl, e é comumente denotada por l. Esta postulado relaciona a
quantidade de movimento turbulento ao gradiente de velocidade média com relação ao
tempo. Além disso, Prandtl sugeriu que as partículas retinham suas propriedades durante o
movimento cruzado, e que a flutuação turbulenta resulta das diferenças nas propriedades
médias. Assim, se uma partícula de movimenta da uma camada y para uma camada y + l,
tem-se:
dy
ud
l
dt
du
= Eq. D.c.1.iv.6
43

Portanto, pode-se reescrever a Eq. D.c.1.iv.4 numa fórmula análoga à da tensão de
cisalhamento laminar, com segue abaixo:
dy
ud
dt
vd
dt
ud
g Mt ρερτ == Eq. D.c.1.iv.7
Onde εM é chamado coeficiente de troba turbulenta da quantidade de movimento.
Esta grandeza é análoga à viscosidade cinemática, porém, enquanto esta última é uma
propriedade física, a primeira depende da dinâmica do escoamento. Combinando a Eq.
D.c.1.iv.6 com a Eq. D.c.1.iv.7, temos que εM = -(v’l)m. Substituindo a Eq. D.c.1.ii.3 e a
Eq. D.c.1.iv.7 na Eq. D.c.1.iv.5, temos o que segue:
dy
ud
g
M )( ευ
ρ
τ += Eq. D.c.1.iv.8
No escoamento turbulento, o termo viscoso, υ, pode ser desprezado.
A transferência de calor por unidade de tempo, no escoamento turbulento, pode ser
ilustrada de maneira análoga. Consideremos a distribuição bi-dimensional segundo a
Figura 13.
Figura 13: Comprimento de
mistura para transferência de
energia. 29
O fluxo instantâneo de energia, em qualquer ponto na direção y, é dado como
segue:
29
44

Tcv
dT
dE
p ⋅⋅⋅= ρ Eq. D.c.1.iv.9
Onde
dt
dT
TT += . A transferência média de calor por unidade de tempo devido às
flutuações, chamada transferência turbulenta de calor, é dada por:
dt
vd
dt
Td
cAq pt ⋅⋅⋅= ρ Eq. D.c.1.iv.10
Aplicando-se o raciocínio análogo àquele aplicado para se obter a Eq. D.c.1.iv.6,
tem-se:
dy
Td
l
dt
vd
c
dt
vd
dt
Td
c
A
q
pp
t
⋅⋅⋅⋅−=⋅⋅= ρρ Eq. D.c.1.iv.11
Definindo-se o coeficiente de troca turbulenta de temperatura como εH=vm’lm, tem-
se:
dy
Td
c
A
q
Hp
t
⋅⋅⋅−= ερ Eq. D.c.1.iv.12
Usando a definição de difusidade térmica molecular,
ρ⋅
=
pc
k
a , podemos
reescrever a Eq. D.c.1.iv.12 como segue:
dy
Td
ac
A
q
Hp
t
⋅+⋅⋅−= )( ερ Eq. D.c.1.iv.13
Esta fórmula sugere que a condução total de calor por unidade de área é dada pela
condução molecular de calor por unidade de área somada à transferência turbulenta de
calor por unidade de área.
Juntando-se a Eq. D.c.1.iv.12 à definição de εH, pode-se obter o valor do
coeficiente de transmissão de calor por convecção.
45

c.2 Papel das Aletas na Transmissão de Calor por Convecção; 30
As aletas podem ser entendidas como superfícies estendidas de um corpo sólido.
Seu papel é, fundamentalmente, aumentar a transmissão de calor entre a superfície sólida e
líquidos que fluem ao seu redor. Este aumento da trasmissão de calor é conveniente
quando se deseja resfriar a superfície sólida, por meio de um líquido refrigerante, e quando
se deseja aquecer ou resfriar um líquido, por meio do contato com a superfície sólida.
Como visto anteriormente, a condutância térmica de uma superfície sólida em
contato direto com um líquido, pode ser aproximada por hcA, onde o primeiro termo é o
coeficiente de transmissão térmica por convecção, e A é a área de contato. Com o
acréscimo das aletas, esta grandeza pode ser aumentada consideravelmente. Por exemplo,
o calor transmitido por aletas finitas de forma cilíndrica é dado pela equação que segue: 31
)( ∞−⋅= TTPkAhq scaleta Eq. D.c.2.1
Onde hc é o coeficiente de transmissão de calor por convecção, P é o perímetro da
aleta, k é o coeficiente de transmissão de calor por condução e A é a área da secção
tranversal. Os índices das duas temperaturas se referem à superfície (s) e ao longe (∞).
Para ilustrar o acréscimo de calor transmitido em função da adição de aletas,
considere um problema onde existe um cilindro metálico a 300º C em um ambiente a 20º
C, e o coeficiente equivalente de transmissão de calor entre o cilindro e meio é k = 120
kcal/hm2o
C. O calor dissipado por unidade de tempo e área da superfície é calculado por
120x(300 – 20) = 33600 kcal/hm2
. Se adicionarmos 6400 aletas a este cilindro, com forma
de pino circular, tendo cada um 5mm de diâmetro e 30mm de altura, podemos recalcular a
transmissão de calor entre os dois corpos como sendo (PhcAk)(Ts – T∞)cosh(mL) =
30
p.42 a 62.
31
A Eq. D.c.2.1 é usada quando o comprimento da aleta é muito grande em comparação com a área da
secção tranversal. Se não for este o caso, e se a extremidade da barra for isolada, deve-se multiplicar o fator
tanh(mL) à Eq. D.c.2.1, onde m2
=hcP/kA, e L é o comprimento da aleta.
46

0,081x(300–20)x0,602 = 13,65kcal/h para cada aleta. Para 6400 aletas, 0 calor dissipado
seria de 87360 kcal/h. O calor dissipado da superfície restante da parede seria
aproximadamente igual à área não-ocupada por aletas vezes o produto do coeficiente de
transmissão de calor e o potencial de temperatura. Assim, o calro transmitido total para a
parede com aletas é q/A = 87360 + 33600x(1 – 6400(1,96E-5)) = 116745 kcal/hm2
.
Portanto, nota-se que o uso das aletas aumentou o calor dissipado em aproximadamente
250%.
O aumento da trasmissão de calor devido às aletas ocorre principalmente pelo
aumento de àrea no corpo sólido. Porém, no projeto de aletas, deve-se considerar que o
aumento de área devido ao seu acréscimo é seguido de uma resitência à condução térmica
na porção da superfície original onde as aletas foram posicionadas. Na prática, observa-se
que as aletas têm maior eficiência quanto menor for o fator hcP/kA. Além disto, uma aleta
só é eficiente quanto este mesmo fator for menor que a unidade. Tal consideração depende
tanto da geometria da aleta quanto dos coeficientes de transmissão de calor, depende,
assim, do meio de operação do equipamento em estudo.
A efetividade de transmissão de calor de uma aleta é um importante parâmetro a ser
considerado no caso de seu projeto. Teoricamente, tal grandeza é dada pela equação
abaixo:
ηa = calor real transmitido
pela aleta
%
calor que seria
transmitido se toda a
aleta eivesse à
temperatura base.
Eq. D.c.2.2
Para a situação proposta no problema acima, a eficiência das aletas seria dada por:
kD
hL
kD
hL
c
c
a 2
2
4
4
tanh(
=η Eq. D.c.2.3
47

BIBLIOGRAFIA
Chapman, Alan J., Fundamentals of Heat Transfer, 1984, Macmillan Publishing
Company, New York.
Ferreira, Aurélio Buarque de Holanda, Novo Dicionário Aurélio, Editora Nova
Fronteira, Rio de Janeiro, Brasil.
Fox, Robert W. e Alan T. McDonald, Introdução à Mecânica dos Fluidos, 1998, LTC,
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Harrington, R. L, Marine Engineering, 1992, The Society of Naval Arquitecture and
Marine engineering, Jersey City.
Kreith, F. e Bohn, MS. Princípios de Transferência de Calor, 2003, Editora Edgard
Blücher, São Paulo.
Kreith, F. e Bohn, MS. Princípios de Transferência de Calor, 1977, Editora Edgard
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Li, K. W., e A. P. Priddy, Power Plant System Design, 1985. John Wiley & Sons Inc.,
New York City, USA.
Moran, Michael J. e Howard N. Shapiro, Fundamentals of Engineering
Thermodynamics, 2000, John Wiley & Sons Inc., New York City, USA.
Pohlhausen, E., Der Wärmeaustausch swischen festen Körpern und Flüssigkeiten mit
kleiner Reibung und Kleiner Wärmeleitung, 1921, ZAMM, Vol. 1.
Stewart, James, Cálculo, Vol. II, 1999, Ed. Pioneira, 4ª. Edição, São Paulo, Brasil.
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