东南大学传热学第四章导热问题数值解法技术方案.ppt

第三节 非稳态导热问题的数值解 非稳态导热与稳态导热的主要区别在于控制方程中多了一个非稳态项，而扩散项的离散方法与稳态导热是一样的。因此，本节将重点讨论非稳态项的离散方法以及扩散项离散时所取时间层的不同对计算带来的影响。 一维非稳态导热问题的离散 x为空间坐标，将计算区域划分为（N-1）等份，得到N个空间节点；两节点之间的距离为 称为空间步长； τ为时间坐标，将时间坐标上的计算区域划分为（i-1）等份，得到 i 个时间节点。 从一个时间层到下一个时间层的间隔为Δτ，称为时间步长。 空间网格与时间网格的交点，如（n,i），代表了时间—空间区域中一个节点的位置，相应的温度记为 。 非稳态项的离散 如果将函数t 在节点（n,i+1）对点（n,i）作泰勒展开，可有 于是有 当 足够小时， 可略而不计，此时非稳态项的差分格式可表示为 非稳态项的三种差分格式 向前差分 向后差分 向中心差分 一维非稳态导热内节点方程的建立 控制方程 差分方程 化简结果 一维非稳态导热内节点方程的建立 控制方程 差分方程 两种差分格式的比较 显式差分格式 隐式差分格式 两种差分格式的区别 格式的形式不同 计算工作量不同 显式格式计算工作量小，隐式格式计算工作量大 限制条件不同 显式格式对时间步长和空间步长有相互制约的要求，但隐式格式对时间步长及空间步长之间的关系没有任何要求。 建立非稳态导热问题节点方程的热平衡法 将研究区域离散化 对各节点所代表的元体建立能量平衡关系式 对非稳态导热问题该能量平衡关系式为 从各个方向进入元体的热量之和等于该元体热力学能的变化量 整理化简，得到各节点的差分方程 无限大平板换热边界上节点方程的建立 左图示出了一无限大平板的右侧面的一部分，其右侧面受到周围流体的冷却，表面传热系数为h，流体温度为 边界节点为N 节点N 代表宽度为 的元体 无限大平板换热边界上节点方程的推导 从左侧面进入元体的热量 从右侧面进入元体的热量 元体自身热力学能的改变量 根据能量守恒定律 整理后得到 差分方程的进一步演化 考察方程中的 定义 称为网格傅立叶数 定义 称为网格毕渥数 差分方程可演化为 一维非问题导热问题的差分方程 内节点差分方程 换热边界上的差分方程 上述方程都是用显式差分格式表示的 数值解求解一维非稳态导热的实例 物理模型：设有一块厚度为2 的无限大平壁，初始温度为 。在初始瞬间将它放置于温度为 的流体中，流体与板面间的表面传热系数h为常数。试用数值解法确定在非稳态导热过程中板内的温度分布。 控制方程 解：由于问题的对称性，只要研究一半即可，此时，该问题的控制方程为 区域离散化 将所研究平板的一半N等分，共有N+1个节点，其中节点1在平板中心截面上，节点N在平板右侧面上，如图所示 两个节点之间的距离为 节点-1与节点2换热情况对称，固有相同的温度 时间步长取 差分方程 上述问题的差分方程为 方程组的求解 利用上述方程组，从初始温度 出发，即可依次求得第二时间层、第三时间层直到 I 时间层上的温度分布。至于空间步长 及时间步长 的选取，原则上步长越小，计算结果越接近于精确解，但是需要的计算机内存及计算时间则大大增加。此外， 与 的关系还受到显式差分格式稳定性的影响。 下面，我们从离散方程的结构来分析，说明稳定性限制的物理意义，再通过数值计算实例予以说明。 显式差分格式稳定性分析 由内部节点差分方程可见，在节点n上，i+1时刻的温度是在该点i 时刻温度的基础上考虑了左右相邻两点温度的影响后得出的。现在，假设相邻两点的温度不变，那么合理的情况是:i时刻节点n的温度越高，则其相继时刻（i+1时刻）的温度也越高；反之，i时刻节点n的温度越低，则其相继时刻的温度也越低。所以，在差分方程中要满足这种合理性的条件，则差分方程中 与 前面的系数必须保持同方向变化。由于 的系数大于零，因此 前面的系数也必须大于零 。 显式差分格式稳定性条件 内节点差分方程稳定性条件 一维非稳态导热，换热边界上节点差分方程稳定性条件 具体计算实例 题目：厚 的无限大平板受对称的冷却，初始温度 ℃。在初始瞬间，平板突然被置于温度 ℃的流体中。已知平板的导热系数 , 。试用数值法求解其温度分布。取 。 解：区域离散化，取 则 采用如图所示的离散方法，计算结果列于下表 计算区域离散图 差分方程