Equação do calor

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Em física, a equação do calor é um modelo matemático para a difusão de calor em sólidos. Este modelo consiste em um equação de derivadas parciais que muitas vezes é também chamada de equação da difusão (térmica).

A equação do calor prediz que se um corpo a uma temperatura T é submerso em um recipiente com água a menor temperatura, a temperatura do corpo diminuirá, e finalmente (teoricamente depois de um tempo infinito, e sempre que não existam fontes de calor externas) a temperatura do corpo e a da água serão iguais (estarão em equilíbrio térmico).

Existem diversas variações da equação do calor. Na sua forma mais conhecida, ela modela a condução de calor em um sólido homogêneo, isotrópico e que não possua fontes de calor, e é escrita:

\frac{\partial u}{\partial t} =\eta\left(\frac{\partial^2 u}{\partial x^2}+\frac{\partial^2 u}{\partial y^2}+\frac{\partial^2 u}{\partial z^2}\right)

Aqui, u=u(x,y,z,t)\, representa o campo de temperaturas e é a função incógnita. \eta\, é o coeficiente de difusão térmica.

Na presença de fontes de calor, a equação toma a seguinte forma:

\frac{\partial u}{\partial t} =\eta\left(\frac{\partial^2 u}{\partial x^2}+\frac{\partial^2 u}{\partial y^2}+\frac{\partial^2 u}{\partial z^2}\right)+f(\vec x,t)

A equação do calor é de uma importância fundamental em numerosos e diversos campos da ciência. Na matemática, são as equações parabólicas em derivadas parciais por antonomásia. Na estatística, a equação do calor está vinculada com o estudo do movimento browniano através da equação de Fokker–Planck. A equação de difusão, é uma versão mais geral da equação do calor, e relaciona-se principalmente com o estudo de processos de difusão química.

Notação[editar | editar código-fonte]

A equação do calor costuma ser escrita usando a notação de operadores diferenciais:

\frac{\partial u}{\partial t}=\eta\Delta u + f(x)\,

O operador \scriptstyle\Delta\, também é escrito \scriptstyle\nabla^2\, e é conhecido como Laplaciano.

Descrição geral[editar | editar código-fonte]

Suponha que tendo-se uma função u a qual descreve a temperatura em uma determinada posição (x, y, z). Esta função irá alterar-se com o tempo na medida em que o calor se dissipa através do espaço. A equação do calor é usada para determinar a alteração na função u no tempo. A imagem acima é animada e tem uma descrição das alterações do trajeto do calor ao longo do tempo numa barra de metal. Uma das interessantes propriedades da equação do calor é o princípio do máximo o qual afirma que o valor máximo de u seja anterior no tempo que a região de interesse ou na borda da região de interesse. Isto é, essencialmente, afirmar que a temperatura vem tanto de uma fonte ou de anteriores, no tempo, porque permeia calor, mas não é criado do nada. Esta é uma propriedade das equações diferenciais parciais parabólicas e não é difícil de provar-se matematicamente (ver abaixo).

Outra interessante propriedade e que tanto se u tem uma descontinuidade em um tempo inicial t = t0, a temperatura torna-se de perfil suave (derivável) assim que t > t0. Por exemplo, se uma barra de metal tem temperatura 0 e outra tem temperatura 100 e elas estão colocadas juntas uma na ponta da outra, então muito rapidamente a temperatura no ponto de conexão é 50 e o gráfico da temperatura é suavizado ao longo de 0 a 100.

A equação do calor é usado em probabilidade e descreve passeios aleatórios. É também aplicada em matemática financeira por esta razão.

É também importante em geometria Riemanniana e, portanto, topologia: foi adaptada por Richard Hamilton quando definiu o fluxo de Ricci que foi posteriormente usado por Grigori Perelman para resolver a conjectura de Poincaré topológica.

Condições de contorno[editar | editar código-fonte]

A equação do calor na maioria das aplicações é definida em uma região limitada U\, e é completada com condições no contorno \partial U\, desta região. As três condições de contorno mais freqüêntemente estudadas são:

u(x,t)=g(x,t)~~~\forall x\in \partial U\, para uma função g dada.
\frac{\partial}{\partial \nu}u(x,t)=g(x,t)~~~\forall x\in \partial U\, para uma função g dada.
  • Condição de contorno mista: A taxa de calor conduzido através da fronteira é proporcional à diferença de temperatura na fronteira com relação a temperatura dada.
\alpha(x,t)\frac{\partial}{\partial \nu}u(x,t)-\beta(x,t)u(x,t)=g(x,t)~~~\forall x\in \partial U\, para uma funções \alpha, \beta e g dada.

Situação estacionária[editar | editar código-fonte]

O estado estacionário da equação do calor acontece quando a temperatura não varia no tempo, ou seja:

\frac{\partial u}{\partial t}=0\,

Neste caso, a equação se reduz à equação de Laplace:

\triangle u=0\,

Calor total[editar | editar código-fonte]

O calor total contido em uma região D\, está relacionado com a integral:

q=\int_D u dx\,

Podemos encontrar uma expressão para a variação do calor total, diferenciando esta expressão no tempo:

\frac{dq}{dt}=\int_D \frac{\partial u}{\partial t} dx=\int_D \left(\triangle u + f(x)\right) dx\,

usando o teorema de Gauss, temos:

\frac{dq}{dt}=\int_D \left(f(x)\right) dx+\int{\partial D}\frac{\partial u}{\partial\nu} dS(x)\,

Aqui, \nu\, é o vetor unirário normal apontando para fora da supefície e dS(x)\, é o elemento de superfície.

O problema físico e a equação[editar | editar código-fonte]

Derivação em uma dimensão[editar | editar código-fonte]

A equação do calor é derivada da lei de Fourier e da conservação da energia.[1]

Pela lei de Fourier, a taxa de fluxo de energia térmica através de uma superfície é proporcional ao gradiente negativo da temperatura através da superfície,

\mathbf{q} = - k \nabla u

onde k é a condutividade térmica e u é a temperatura. Em uma dimensão, o gradiente é uma derivada ordinária espacial, e então a lei de Fourier é

\mathbf{q} = -k u_x \,

onde ux é du/dx. Na ausência de trabalho realizado, uma alteração na energia interna por unidade de volume no material, ΔQ, é proporcional à alteração na temperatura, Δu. Isto é,

\Delta Q = c_p\rho\Delta u \,

onde cp é a capacidade térmica específica e ρ é a densidade de massa do material. Escolhendo-se energia em temperatura zero absoluto, isto pode ser reescrito como

Q = c_p\rho u \,.

O aumento da energia interna em uma pequena região espacial do material

x-\Delta x \le \xi \le x+\Delta x

durante o período de tempo

t-\Delta t\le \tau \le t+\Delta t

é dado por[nota 1]

c_p\rho \int_{x-\Delta x}^{x+\Delta x} [u(\xi,t+\Delta t)-u(\xi,t-\Delta t)]\, d\xi = c_p\rho\int_{t-\Delta t}^{t+\Delta t}\int_{x-\Delta x}^{x+\Delta x} \frac{\partial u}{\partial\tau}\,d\xi d\tau

onde o teorema fundamental do cálculo foi utilizado. Além disso, sem trabalho realizado e sem quaisquer fontes de calor ou escapes, a variação da energia interna no intervalo [xx, xx] é contabilizado integralmente pelo fluxo de calor através das fronteiras. Pela lei de Fourier, este é

k\int_{t-\Delta t}^{t+\Delta t}\left[\frac{\partial u}{\partial x}(x+\Delta x,\tau)-\frac{\partial u}{\partial x}(x-\Delta x,\tau)\right]\,d\tau = k\int_{t-\Delta t}^{t+\Delta t}\int_{x-\Delta x}^{x+\Delta x}\frac{\partial^2u}{\partial\xi^2}\,d\xi d\tau

novamente pelo teorema fundamental do cálculo.[nota 2] Pela conservação da energia,

\int_{t-\Delta t}^{t+\Delta t}\int_{x-\Delta x}^{x+\Delta x} [c_p\rho u_\tau - k u_{\xi\xi}]\, d\xi d\tau = 0.

Isto é verdadeiro para qualquer retângulo [t−Δt, tt] × [x−Δx, xx]. Consequentemente, o integrando deve desaparecer de forma idêntica:

c_p\rho u_t - k u_{xx} = 0. \,\!

Que pode ser reescrita como:

u_t = \frac{k}{c_p\rho}u_{xx},

ou:

\frac{\partial u}{\partial t} = \frac{k}{c_p\rho} \left(\frac{\partial^2u}{\partial x^2}\right)

que é a equação do calor. O coeficiente k/(cpρ) é chamada difusividade térmica e é frequentemente notada como α.

Derivação em três dimensões[editar | editar código-fonte]

Representação gráfica da solução a uma dimensão de uma equação do calor diferencial parabólica. (Ver versão animada)

No caso especial de propagação de calor em um meio isotrópico e homogêneo em um espaço tridimensional, esta equação é

{\partial u\over \partial t} =
\alpha \left({\partial^2 u\over \partial x^2 } +
{\partial^2 u\over \partial y^2 } +
{\partial^2 u\over \partial z^2 }\right) = \alpha ( u_{xx} + u_{yy} + u_{zz} ) \quad

onde:

  • u = u(x, y, z, t) é temperatura como uma função do espaço e tempo;
  • \frac{\partial u}{\partial t} é a taxa de mudança de temperatura em um ponto no tempo;
  • uxx, uyy, e uzz são as derivadas segundas espaciais (conduções térmicas) de temperatura nas direções x, y, e z, respectivamente;

A equação do calor é uma consequência da lei de Fourier do resfriamento (ver condução térmica).

Se o meio não é todo o espaço, a fim de resolver a equação do calor excepcionalmente também precisa-se especificar condições de contorno para u. Para determinar a unicidade de soluções em todo o espaço é necessário assumir-se um exponencial vinculado ao crescimento das soluções, esta hipótese é consistente com as experiências observadas.

Soluções da equação do calor são caracterizadas por um nivelamento gradual da distribuição de temperatura inicial do fluxo de calor de áreas mais quentes para mais frias de um objeto. Geralmente, muitos estados diferentes e as condições de partida tenderão ao mesmo equilíbrio termodinâmico estável. Como consequência, inverter-se a solução e concluir-se algo sobre os tempos mais primordiais ou condições iniciais da distribuição de calor presente é muito impreciso, exceto durante os mais curtos dos períodos de tempo.

A equação do calor é o exemplo prototípico de uma equação diferencial parcial parabólica.

Usando o operador de Laplace, a equação do calor pode ser simplificada, e generalizada para equações similares sobre espaços de número arbitrário número de dimensões, como

u_t = \alpha \nabla^2 u = \alpha \Delta u, \quad \,\!

onde o operador de Laplace, Δ ou \scriptstyle\nabla^2, a divergência do gradiente, é tomado nas variáveis espaciais.

A equação do calor governa a difusão térmica, assim como outros processos difusivos, tal como a difusão de partículas ou a propagação do potencial de ação em células nervosas. Embora elas não sejam de natureza difusiva, alguns problemas de mecânica quântica são também governado por um análogo matemático da equação do calor (veja abaixo). Também pode ser usada para modelar fenômeno que surgem em finanças, como os Black-Scholes ou os processos de Ornstein-Uhlenbeck. A equação, e vários análogos não lineares, tem também sido usados em análise de imagens.

A equação do calor é, tecnicamente, uma violação da relatividade especial, porque suas soluções envolvem instantâneas propagações de uma perturbação. A parte da perturbação externa ao cone de luz pode normalmente se seguramente negligenciada, mas se é necessário desenvolver-se uma razoável velocidade para a transmissão do calor, um problema hiperbólico deverá ser também considerado - como uma equação diferencial parcial envolvendo uma derivada em relação ao tempo de segunda ordem.

Geração interna de calor[editar | editar código-fonte]

A função u acima representa a temperatura de um corpo. Alternativamente, se é algumas vezes conveniente mudar-se unidades e representar u como a densidade de calor de um meio. Dado que densidade de calor é proporcional à temperatura em um meio homogêneo, a equação do calor é ainda obtida nas novas unidades.

Supondo-se que um corpo obedeça a equação do calor e, em adição, gere seu próprio calor por unidade de volume (e.g., em watts/L) a um taxa dada pela função conhecida q variando no espaço e no tempo.[nota 3] Então o calor por unidade de volume u satisfaz uma equação

{\partial u\over \partial t} =
\alpha \left({\partial^2 u\over \partial x^2 } +
{\partial^2 u\over \partial y^2 } +
{\partial^2 u\over \partial z^2 } \right) + q.

Por exemplo, um filamento de tungstênio de um bulbo de lâmpada gera calor, por isso teria um valor positivo diferente de zero para q quando ligado. Quando a luz é desligada, o valor de q para o filamento de tungstênio deveria ser zero.

Problemas de aquecimento e arrefecimento[editar | editar código-fonte]

Uma aplicação das equações diferenciais de primeira ordem são os problemas de aquecimento e arrefecimento. Entre dois corpos em contato existe transferência de calor por condução, do corpo mais quente para o mais frio.[2] Se a temperatura do objeto em qualquer instante é T(t) e a temperatura do meio ambiente é M(t), o aumento da temperatura do objeto em qualquer instante será diretamente proporcional à diferença de temperatura com o meio ambiente


  {dT \over dt} = k (M - T)

onde k é uma constante de condução térmica. Esta equação é uma equação linear que pode ser facilmente resolvida uma vez conhecida a temperatura do meio M(t). O caso mais simples é quando a temperatura do meio ambiente é constante; nesse caso a equação é de variáveis separáveis


  \int \frac{d T}{M - T} = \int k d t + C \qquad\Longrightarrow\qquad
  T = M + (T_0 - M) e^{-kt}

onde T_0 é a temperatura inicial. A temperatura do objeto aproxima-se assimptoticamente à temperatura do meio.[2]

Resolvendo a equação do calor utilizando séries de Fourier[editar | editar código-fonte]

Disposição física idealizada para a condução de calor em uma haste com condições de contorno homogêneas.

A seguinte tecnica de solução para a equação do calor seguinte foi proposta por Joseph Fourier em seu ensaio Théorie analytique de la chaleur, publicado em 1822. Considere-se a equação do calor para uma variável espacial. Isto poderia ser usado para modelar a condução de calor em uma barra. A equação é

(1) \ u_t = \alpha u_{xx} \quad

onde u = u(x, t) é uma função de duas variáveis x e t. Aqui

  • x é a variável espacial, então x ∈ [0,L], onde L é o comprimento da barra.
  • t é a variável tempo, então t ≥ 0.

Assume-se a condição inicial

(2) \ u(x,0) = f(x) \quad \forall \ x \in [0,L] \quad

onde a função f é dada e as condições de contorno

(3) \ u(0,t) = 0 = u(L,t) \quad \forall  \ t > 0 \quad .

Tenta-se encontrar uma solução de (1) que não é identicamente zero que satisfaça as condições de contorno (3) mas com a seguinte propriedade: u é um produto em que a dependência u em x, t é separada, que é:

 (4) \ u(x,t) = X(x) T(t). \quad

Esta solução técnica é chamada separação de variáveis. Substituindo u novamente na equação (1),

\frac{T'(t)}{\alpha T(t)} = \frac{X''(x)}{X(x)}. \quad

Dado que o lado direito depende somente de x e que o lado esquerdo somente de t, ambos os lados são iguais a algum valor constante − λ. Então:

 (5) \ T'(t) = - \lambda \alpha T(t) \quad

e

 (6) \ X''(x) = - \lambda X(x). \quad

Apresentam-se agora soluções para (6) para valores de λ ≤ 0 que não podem ocorrer:

  1. Supondo-se que λ < 0. ENtão existem números reais B, C tais que
    X(x) = B e^{\sqrt{-\lambda} \, x} + C e^{-\sqrt{-\lambda} \, x}.
    De (3) tem-se
    X(0) = 0 = X(L). \quad
    e pontanto B = 0 = C o que implica que u é identicamente 0.
  2. Supondo-se que λ = 0. Então existem números reais B e C tais que
    X(x) = Bx + C. \quad
    Da equação (3) conclui-se da mesma maneira que em (1) que u é identicamente 0.
  3. Portanto, deve ser o caso em que λ > 0. Então existem números reais A, B, C tais que
    T(t) = A e^{-\lambda \alpha t} \quad
    e
    X(x) = B \sin(\sqrt{\lambda} \, x) + C \cos(\sqrt{\lambda} \, x).
    De (3) tem-se C = 0 e que para algum inteiro positivo n,
    \sqrt{\lambda} = n \frac{\pi}{L}.

Isso resolve a equação do calor, no caso especial que a dependência de u tem a forma especial (4).

Em geral, a soma de soluções para (1) as quais atisfazem as condições de contorno (3) também satisfazem (1) e (3). Pode-se mostrar que a solução para (1), (2) e (3) é dada por

u(x,t) = \sum_{n = 1}^{+\infty} D_n \left(\sin \frac{n\pi x}{L}\right) e^{-\frac{n^2 \pi^2 \alpha t}{L^2}}

onde

D_n = \frac{2}{L} \int_0^L f(x) \sin \frac{n\pi x}{L} \, dx.

Generalizando a solução técnica[editar | editar código-fonte]

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Notas[editar | editar código-fonte]

  1. Aqui estamos supondo que o material tem densidade de massa e capacidade de calor através do espaço, bem como o tempo, constantes, embora as generalizações são dadas abaixo.
  2. Em dimensões maiores, o teorema da divergência é usado.
  3. Note-se que as unidades de u devem ser selecionadas de um modo compatível com aqueles de q. Assim, em vez de ser a temperatura (K), unidades de u deveria ser J/L.

Referências[editar | editar código-fonte]

  1. Cannon, John (1984), The One-Dimensional Heat Equation, Encyclopedia of mathematics and its applications, Addison-Wesley, ISBN 0-521-30243-9 
  2. a b [Equações Diferenciais e Equações de Diferenças. Porto: Jaime E. Villate, 26 de Abril de 2011. 120 págs]. Creative Commons Atribuição-Partilha (versão 3.0), Acesso em 13 julho. 2013.
  • Crank, J.; Nicolson, P. (1947), "A Practical Method for Numerical Evaluation of Solutions of Partial Differential Equations of the Heat-Conduction Type", Proceedings of the Cambridge Philosophical Society 43: 50-67 
  • Einstein, A (1905), "Über die von der molekularkinetischen Theorie der Wärme geforderte Bewegung von in ruhenden Flüssigkeiten suspendierten Teilchen", Ann. Phys. Leipzig 17: 549-560 
  • Evans, L.C. (1998), Partial Differential Equations, American Mathematical Society, ISBN 0-8218-0772-2 
  • John, Fritz (1991), Partial Differential Equations (4th ed. ed.), Springer, ISBN 978-0387906096 
  • Wilmott, P.; Howison, S.; Dewynne, J. (1995), The Mathematics of Financial Derivatives:A Student Introduction, Cambridge University Press