Simulação do Escoamento Não-Isotérmico de Fluidos Não ...
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Escola de Ciências da Universidade do Minho Departamento de Matemática para a Ciência e Tecnologia Simulação do Escoamento Não-Isotérmico de Fluidos Não-Newtonianos em Canais Convergentes/Divergentes Carla Sofia Veiga Fernandes Julho de 2003
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Escola <strong>de</strong> Ciências da Universida<strong>de</strong> <strong>do</strong> Minho<br />
Departamento <strong>de</strong> Matemática para a Ciência e Tecnologia<br />
<strong>Simulação</strong> <strong>do</strong> <strong>Escoamento</strong> <strong>Não</strong>-<strong>Isotérmico</strong><br />
<strong>de</strong> Flui<strong>do</strong>s <strong>Não</strong>-Newtonianos<br />
em Canais Convergentes/Divergentes<br />
Carla Sofia Veiga Fernan<strong>de</strong>s<br />
Julho <strong>de</strong> 2003
Escola <strong>de</strong> Ciências da Universida<strong>de</strong> <strong>do</strong> Minho<br />
Departamento <strong>de</strong> Matemática para a Ciência e Tecnologia<br />
<strong>Simulação</strong> <strong>do</strong> <strong>Escoamento</strong> <strong>Não</strong>-<strong>Isotérmico</strong><br />
<strong>de</strong> Flui<strong>do</strong>s <strong>Não</strong>-Newtonianos<br />
em Canais Convergentes/Divergentes<br />
Carla Sofia Veiga Fernan<strong>de</strong>s<br />
Dissertação <strong>de</strong> Mestra<strong>do</strong> em Matemática e Aplicações à Mecânica<br />
apresentada para a obtenção <strong>do</strong> grau <strong>de</strong> Mestre.<br />
Trabalho realiza<strong>do</strong> sob orientação <strong>de</strong>:<br />
Doutor João Maia e Doutor Jorge Figueire<strong>do</strong>.<br />
Julho <strong>de</strong> 2003
Agra<strong>de</strong>cimentos<br />
Ao longo <strong>de</strong>ste trabalho muitos foram os que com um gesto ou palavra amiga me incentivaram<br />
e ajudaram a chegar a bom porto, a to<strong>do</strong>s eles obrigada.<br />
Quero agra<strong>de</strong>cer aos meus orienta<strong>do</strong>res, Doutor João Maia e Doutor Jorge Figueire<strong>do</strong>, o in-<br />
centivo e apoio científico presta<strong>do</strong> ao longo <strong>de</strong>stes meses.<br />
Ao Eng. Miguel Nóbrega, a simpatia, disponibilida<strong>de</strong> e excelente apoio na fase computacional<br />
<strong>de</strong>ste trabalho.<br />
À Eng. Isabel Afonso, a amabilida<strong>de</strong>, simpatia e disponibilida<strong>de</strong> com que sempre me acolheu.<br />
À Escola Superior <strong>de</strong> Tecnologia e Gestão <strong>de</strong> Bragança, os apoios concedi<strong>do</strong>s durante a reali-<br />
zação <strong>de</strong>ste trabalho.<br />
Aos meus pais e irmão, o carinho com que sempre me apoiaram apesar da distância.<br />
Ao Ricar<strong>do</strong>, este e tantos outros caminhos percorri<strong>do</strong>s.<br />
i
Sumário<br />
Este trabalho teve como objectivo simular numericamente o escoamento em esta<strong>do</strong> estacionário<br />
<strong>de</strong> iogurte no interior <strong>de</strong> um canal pertencente a um permuta<strong>do</strong>r <strong>de</strong> placas. A simulação consistiu<br />
na resolução simultânea <strong>de</strong> três problemas: <strong>do</strong>is <strong>de</strong> condução <strong>de</strong> calor através das placas em aço<br />
inox e um <strong>de</strong> fluxo não-isotérmico <strong>do</strong> iogurte no canal referi<strong>do</strong>.<br />
A simulação foi efectuada recorren<strong>do</strong> ao software POLYFLOW, utilizan<strong>do</strong> este o méto<strong>do</strong> <strong>de</strong><br />
elementos finitos na resolução das equações <strong>de</strong> Navier-Stokes.<br />
Na fase inicial <strong>do</strong> trabalho construiu-se o <strong>do</strong>mínio geométrico <strong>do</strong> problema, sen<strong>do</strong> este consti-<br />
tuí<strong>do</strong> por três elementos tridimensionais: placa superior, placa inferior e canal por elas <strong>de</strong>limita<strong>do</strong>.<br />
As placas apresentavam um conjunto <strong>de</strong> corrugações, ten<strong>do</strong>-se <strong>de</strong>fini<strong>do</strong> a sua geometria recorren<strong>do</strong><br />
a uma função sinusoidal.<br />
Posteriormente, efectuou-se a discretização <strong>do</strong> <strong>do</strong>mínio, obten<strong>do</strong>-se uma malha com um total<br />
<strong>de</strong> 161474 elementos (tetraédricos, hexaédricos, prismas e pirâmi<strong>de</strong>s) e 34373 nós.<br />
O iogurte apresentava um comportamento <strong>Não</strong>-Newtoniano, sen<strong>do</strong> a sua viscosida<strong>de</strong> <strong>de</strong>scrita<br />
pelo produto da lei da potência e lei <strong>de</strong> Arrhenius. Devi<strong>do</strong> ao baixo valor <strong>do</strong> índice <strong>de</strong> fluxo e<br />
alto valor da energia <strong>de</strong> activação, estes parâmetros conduziam a dificulda<strong>de</strong>s na convergência das<br />
simulações efectuadas.<br />
Para a resolução das dificulda<strong>de</strong>s <strong>de</strong> convergência citadas, utilizou-se o méto<strong>do</strong> das iterações<br />
<strong>de</strong> Picard no respeitante ao índice <strong>de</strong> fluxo e um processo evolutivo na energia <strong>de</strong> activação.<br />
Foi utilizada como condição <strong>de</strong> fronteira um fluxo <strong>de</strong> calor variável ao longo das placas para<br />
<strong>de</strong>screver o calor perdi<strong>do</strong> pelo iogurte ao longo das mesmas. Esta condição fronteira foi <strong>de</strong>duzida<br />
recorren<strong>do</strong> a da<strong>do</strong>s experimentais.<br />
Os da<strong>do</strong>s experimentais disponíveis, nomeadamente temperatura <strong>do</strong> iogurte à saída <strong>do</strong> canal,<br />
permitiram verificar a valida<strong>de</strong> <strong>do</strong>s pressupostos consi<strong>de</strong>ra<strong>do</strong>s nas simulações.<br />
ii
Abstract<br />
This work aimed to simulate yogurt steady-state flow on a channel belonging to a plate heat<br />
exchanger. Three problems were numerically solved simultaneously : two problems of heat con-<br />
duction in the plates and a problem of non-isothermal flow in the referred channel.<br />
The simulation was carried out recurring to the software POLYFLOW, wich uses the finite<br />
element method to solve the Navier-Stokes equations.<br />
The geometrical <strong>do</strong>main was created, being constituted by three three-dimensional compo-<br />
nents: superior plate, inferior and channel formed by the plates. It was implemented a sinusoidal<br />
function to <strong>de</strong>scribe the corrugation of the plates.<br />
A mesh constituted by tetrahedral, hexahedral, pyramidal and wedge elements was found ap-<br />
propriate, being obtained 161474 elements and 34373 no<strong>de</strong>s in the consi<strong>de</strong>red geometrical <strong>do</strong>main.<br />
The yogurt had a Non-Newtonian behavior, being the viscosity <strong>de</strong>scribed by the product of<br />
the power law and Arrhenius equation. Due to the low value of the flow behavior in<strong>de</strong>x and<br />
the high value of activation energy, some convergence difficulties were observed. Picard iteration<br />
method (flow behavior in<strong>de</strong>x) and an evolution procedure (activation energy) were used to solve<br />
the referred problems.<br />
Avariableheatflux along the plates was used as thermal boundary condition, being established<br />
recurring to experimental data.<br />
The available experimental data, namely the outflow yogurt temperature, allowed to verify<br />
the validity of the established simulation method.<br />
iii
Nomenclatura<br />
A Tensor Cartesiano <strong>de</strong> 2 a Or<strong>de</strong>m<br />
A Área <strong>de</strong> Transferência <strong>de</strong> Calor (m 2 )<br />
a Parâmetro característico <strong>do</strong> material<br />
aij<br />
Ap<br />
ap<br />
Componente <strong>do</strong> Tensor A<br />
Área da pare<strong>de</strong> (m 2 )<br />
Amplitu<strong>de</strong> da Corrugação (m)<br />
B Tensor <strong>de</strong> Finger<br />
C Tensor <strong>de</strong> Cauchy-Green<br />
Cp<br />
Capacida<strong>de</strong> Calorífica (Jkg −1 K −1 )<br />
2D Tensor das Taxas <strong>de</strong> Deformação (s −1 )<br />
De Número <strong>de</strong> Deborah<br />
Ea<br />
Ec<br />
Ei<br />
ep<br />
Energia <strong>de</strong> Activação (Jmol −1 )<br />
Energia Cinética (J)<br />
Energia Interna (J)<br />
Espessura da Pare<strong>de</strong> (m)<br />
F Tensor <strong>do</strong>s Gradientes <strong>de</strong> Deformação<br />
f Factor <strong>de</strong> Fanning<br />
f (r) Forças Aplicadas a um Corpo (N)<br />
G Módulo <strong>de</strong> Relaxação (Pa)<br />
G* Módulo <strong>de</strong> Relaxação Complexo (Pa)<br />
G’ Módulo <strong>de</strong> Rigi<strong>de</strong>z (Pa)<br />
G” Módulo <strong>de</strong> Dissipação (Pa)<br />
H Calor Gera<strong>do</strong> no Interior <strong>do</strong> Corpo (W)<br />
h Coeficiente Convectivo <strong>de</strong> Transferência <strong>de</strong> Calor (Wm −2 K −1 )<br />
IA<br />
IIA<br />
1 o Invariante <strong>do</strong> Tensor A<br />
2 o Invariante <strong>do</strong> Tensor A<br />
IIIA 3 o Invariante <strong>do</strong> Tensor A<br />
iv
J Módulo <strong>de</strong> Susceptibilida<strong>de</strong> Mecânica (Pa −1 )<br />
k1, k2 Índices <strong>de</strong> Consistência <strong>do</strong> material (Pa s n )<br />
L Tensor <strong>do</strong>s Gradientes <strong>de</strong> Velocida<strong>de</strong> (s −1 )<br />
L Altura Efectiva da Placa (m)<br />
l Largura Efectiva da Placa (m)<br />
lo<br />
Comprimento <strong>de</strong> Onda (m)<br />
M Caudal Mássico (kg s −1 )<br />
MV<br />
Caudal Volúmico (m 3 s −1 )<br />
m Massa <strong>do</strong> Corpo (kg)<br />
N1<br />
N2<br />
Nc<br />
Np<br />
1 a Diferença <strong>de</strong> Tensões Normais (Pa)<br />
2 a Diferença <strong>de</strong> Tensões Normais (Pa)<br />
Número <strong>de</strong> Canais<br />
Número Total <strong>de</strong> Placas<br />
Nu Número <strong>de</strong> Nusselt<br />
n Índice <strong>de</strong> Comportamento <strong>de</strong> fluxo<br />
P Potência das Forças Exteriores (W)<br />
p Momento Linear (N s)<br />
p Pressão (Pa)<br />
Pr Número <strong>de</strong> Prandtl<br />
Q Caudal Térmico (W)<br />
q Fluxo <strong>de</strong> Calor (Wm −2 )<br />
R Constante <strong>do</strong>s Gases Perfeitos (JK −1 mol −1 )<br />
Re Número <strong>de</strong> Reynolds<br />
T Tensor das Tensões Totais (Pa)<br />
T Temperatura (K)<br />
t Vector Tensão (Pa)<br />
Tr Número <strong>de</strong> Trouton<br />
U Coeficiente Global <strong>de</strong> Transferência <strong>de</strong> Calor (Wm −2 K −1 )<br />
u Função Potencial<br />
v Vector Velocida<strong>de</strong> (ms −1 )<br />
2W Tensor <strong>de</strong> Vorticida<strong>de</strong> (s −1 )<br />
W Função <strong>de</strong> Energia <strong>de</strong> Deformação<br />
x Vector Posição (m)<br />
v
Símbolos Gregos<br />
β, µ, ξ, υ Parâmetros Estruturais característicos <strong>do</strong> material<br />
γ Deformação <strong>de</strong> Corte<br />
˙γ Taxa <strong>de</strong> Deformação <strong>de</strong> Corte (s −1 )<br />
∆p Queda <strong>de</strong> Pressão (Pa)<br />
(∆T) m<br />
(∆T) ml<br />
Diferença Média <strong>de</strong> Temperaturas (K)<br />
Diferença Média <strong>de</strong> Temperaturas Logarítmica (K)<br />
Energia Interna (J kg −1 )<br />
ε Deformação Extensional<br />
˙ε Taxa <strong>de</strong> Deformação Extensional (s −1 )<br />
η Viscosida<strong>de</strong> (Pa s)<br />
η ∗ Viscosida<strong>de</strong> Complexa (Pa s)<br />
η 0 Viscosida<strong>de</strong> Dinâmica (Pa s)<br />
η e<br />
η 0<br />
η ∞<br />
Viscosida<strong>de</strong> Extensional (Pa s)<br />
Viscosida<strong>de</strong> para Taxas <strong>de</strong> Deformação Baixas (Pa s)<br />
Viscosida<strong>de</strong> para Taxas <strong>de</strong> Deformação Altas (Pa s)<br />
λ Condutivida<strong>de</strong> Térmica (Wm −1 K −1 )<br />
ρ Massa Específica (kg m −3 )<br />
σ Tensor das Tensões (Pa)<br />
σe<br />
σy<br />
Tensão no equilíbrio (Pa)<br />
Tensão <strong>de</strong> Cedência (Pa)<br />
ϕ Parâmetro Estrutural característico <strong>do</strong> material<br />
ϕ e<br />
ψ 1<br />
ψ 2<br />
Sufixos<br />
Parâmetro Estrutural característico <strong>do</strong> material no equilíbrio<br />
1 o Coeficiente <strong>de</strong> Tensões Normais (Pa s 2 )<br />
2 o Coeficiente <strong>de</strong> Tensões Normais (Pa s 2 )<br />
Factor Correctivo da área da placa<br />
a Água<br />
e Entrada<br />
f Flui<strong>do</strong> Frio<br />
i Iogurte<br />
q Flui<strong>do</strong> Quente<br />
s Saída<br />
vi
Conteú<strong>do</strong><br />
1 Introdução 1<br />
1.1 Reologia.......................................... 1<br />
1.2 CálculoTensorialemReologia.............................. 3<br />
1.2.1 Tensor....................................... 3<br />
1.2.2 ValoreseVectoresPróprios ........................... 5<br />
1.2.3 Derivadas<strong>de</strong>umTensor............................. 6<br />
1.3 Tensão........................................... 6<br />
1.4 Deformação........................................ 9<br />
1.5 Viscosida<strong>de</strong> ........................................ 11<br />
1.5.1 Classificação<strong>de</strong>Flui<strong>do</strong>s<strong>Não</strong>-Newtonianos................... 15<br />
1.5.2 Mo<strong>de</strong>losMatemáticos .............................. 16<br />
1.6 Viscoelasticida<strong>de</strong> ..................................... 18<br />
1.6.1 Viscoelasticida<strong>de</strong>Linear............................. 20<br />
1.6.2 Viscoelasticida<strong>de</strong><strong>Não</strong>-Linear .......................... 28<br />
2 <strong>Escoamento</strong> em Canais Convergentes/Divergentes 43<br />
2.1 Iogurte........................................... 43<br />
2.1.1 Processo<strong>de</strong>Fabrico ............................... 44<br />
2.1.2 Reologia<strong>do</strong>Iogurte ............................... 45<br />
2.2 Transferência<strong>de</strong>Calor.................................. 48<br />
2.2.1 Mecanismos<strong>de</strong>Transferência<strong>de</strong>Calor..................... 49<br />
2.2.2 Permuta<strong>do</strong>r<strong>de</strong>Placas .............................. 49<br />
2.3 FormulaçãoMatemática ................................. 58<br />
3 <strong>Simulação</strong> Numérica Viscosa 65<br />
3.1 DomínioGeométrico................................... 65<br />
3.2 Geração<strong>de</strong>Malha .................................... 69<br />
vii
3.3 Condições<strong>de</strong>Fronteira.................................. 71<br />
3.4 ResoluçãoNumérica ................................... 77<br />
3.5 Resulta<strong>do</strong>sNuméricos .................................. 80<br />
4 <strong>Simulação</strong> Numérica Viscoelástica 87<br />
4.1 DomínioGeométricoeGeração<strong>de</strong>Malha ....................... 87<br />
4.2 Condições<strong>de</strong>Fronteira.................................. 89<br />
4.3 ResoluçãoNumérica ................................... 89<br />
5 Conclusões 92<br />
5.1 Conclusões ........................................ 92<br />
5.2 SugestõesparaTrabalhosFuturos............................ 95<br />
Bibliografia 97<br />
Apêndice A - Estrutura<strong>do</strong>POLYFLOW 100<br />
Apêndice B - Resulta<strong>do</strong>s Numéricos 101<br />
viii
Capítulo 1<br />
Introdução<br />
O conhecimento comportamental <strong>do</strong>s materiais é <strong>de</strong> extrema importância em várias áreas<br />
da ciência e indústria tais como, <strong>de</strong>senvolvimento <strong>de</strong> novos produtos, projecto <strong>de</strong> unida<strong>de</strong>s <strong>de</strong><br />
produção e controlo <strong>de</strong> qualida<strong>de</strong>. É neste senti<strong>do</strong> que vários investiga<strong>do</strong>res, quer académicos<br />
quer industriais, se têm interessa<strong>do</strong> pela Reologia.<br />
Devi<strong>do</strong> à complexida<strong>de</strong> <strong>de</strong>sta ciência, os estu<strong>do</strong>s e avanços efectua<strong>do</strong>s nesta área são resulta<strong>do</strong><br />
<strong>de</strong> esforços conjuntos <strong>de</strong> investiga<strong>do</strong>res <strong>de</strong> várias áreas científicas como por exemplo, a Matemática,<br />
a Física, a Química e a Engenharia.<br />
1.1 Reologia<br />
Reologia é a ciência que estuda o escoamento e a <strong>de</strong>formação da matéria. Esta <strong>de</strong>signação foi<br />
proposta pelo Professor Eugene C. Bingham, por volta <strong>de</strong> 1928, ten<strong>do</strong> si<strong>do</strong> aceite cientificamente<br />
aquan<strong>do</strong> da fundação da Socieda<strong>de</strong> <strong>de</strong> Reologia Americana a 29 <strong>de</strong> Abril <strong>de</strong> 1929. Neste senti<strong>do</strong>,<br />
a Reologia po<strong>de</strong> ser encarada como uma ciência muito recente. No entanto, alguns conceitos<br />
reológicos foram aborda<strong>do</strong>s e estuda<strong>do</strong>s muito antes da sua criação formal, como se relata em<br />
seguida [1].<br />
No século XVII, os britânicos Robert Hooke e Isaac Newton <strong>de</strong>senvolveram estu<strong>do</strong>s que cons-<br />
tituem os fundamentos <strong>de</strong> conceitos e teorias utiliza<strong>do</strong>s actualmente. Em 1678, Robert Hooke<br />
<strong>de</strong>finiu sóli<strong>do</strong> elástico como um corpo no qual a <strong>de</strong>formação é directamente proporcional à tensão,<br />
sen<strong>do</strong>esteoconceitoqueestánabasedaTeoriaClássicadaElasticida<strong>de</strong>. IsaacNewton<strong>de</strong>dicou-se<br />
ao estu<strong>do</strong> <strong>do</strong> comportamento <strong>do</strong>s flui<strong>do</strong>s e em 1687 surgiu a teoria que <strong>de</strong>u origem à <strong>de</strong>signação <strong>de</strong><br />
flui<strong>do</strong> puramente viscoso ou Newtoniano: a força por unida<strong>de</strong> <strong>de</strong> área necessária para que exista<br />
escoamento é directamente proporcional ao gradiente <strong>de</strong> velocida<strong>de</strong>.<br />
Durante um longo perío<strong>do</strong> <strong>de</strong> tempo, cerca <strong>de</strong> 150 anos, to<strong>do</strong>s consi<strong>de</strong>raram que as Leis <strong>de</strong><br />
Hooke e Newton permitiam <strong>de</strong>screver correctamente o comportamento <strong>de</strong> qualquer material. No<br />
1
século XIX começaram a surgir dúvidas, e <strong>de</strong>senvolveram-se trabalhos que permitiram concluir<br />
que existem materiais cujo comportamento difere <strong>do</strong> observa<strong>do</strong> nos sóli<strong>do</strong>s <strong>de</strong> Hooke e nos flui<strong>do</strong>s<br />
Newtonianos. Destes estu<strong>do</strong>s surgiram conceitos como sóli<strong>do</strong> viscoelástico (Wilhelm Weber, 1835)<br />
e flui<strong>do</strong> elástico (James Clerk Maxwell, 1867), ou seja, surgiram novos conceitos para caracterizar<br />
materiais que <strong>de</strong>ram origem à Teoria da Viscoelasticida<strong>de</strong> Linear [2].<br />
No início <strong>do</strong> século XX foram realiza<strong>do</strong>s os primeiros trabalhos respeitantes a elasticida<strong>de</strong><br />
não linear. Zaremba (1903) esten<strong>de</strong>u a Teoria da Viscoelasticida<strong>de</strong> Linear à região não linear<br />
através da introdução <strong>de</strong> uma <strong>de</strong>rivada corrotacional. Até à criação formal da Reologia, outros<br />
investiga<strong>do</strong>res como Jaumann (1905) e Hencky (1929) <strong>de</strong>senvolveram trabalhos similares aos <strong>de</strong><br />
Zaremba. Destes estu<strong>do</strong>s surgiu o conceito <strong>de</strong> viscoelasticida<strong>de</strong> não-linear.<br />
Após a criação formal <strong>de</strong>sta ciência, os maiores <strong>de</strong>senvolvimentos tiveram lugar na segunda<br />
meta<strong>de</strong> <strong>do</strong> século XX. Neste perío<strong>do</strong> foram <strong>de</strong>senvolvidas as equações constitutivas que são usadas<br />
nos nossos dias. Inicialmente surgiram os mo<strong>de</strong>los diferenciais e integrais basea<strong>do</strong>s na Teoria da<br />
Mecânica <strong>do</strong>s Meios Contínuos. De entre os vários estudiosos que contribuiram para a criação<br />
<strong>de</strong>stes mo<strong>de</strong>los po<strong>de</strong>m citar-se, pelos seus trabalhos <strong>de</strong>senvolvi<strong>do</strong>s na área <strong>do</strong>s mo<strong>de</strong>los diferenciais,<br />
Olroyd (1950) e Giesekus (1962), e no <strong>do</strong>mínio <strong>do</strong>s mo<strong>de</strong>los integrais, Green e Rivlin (1957) e mais<br />
recentemente Tanner (2001).<br />
Os mo<strong>de</strong>los matemáticos existentes, basea<strong>do</strong>s na mecânica <strong>do</strong>s meios contínuos, <strong>de</strong>screvem <strong>de</strong><br />
forma bastante correcta o fluxodamaioria<strong>do</strong>sflui<strong>do</strong>s. No entanto, quan<strong>do</strong> as <strong>de</strong>formações a<br />
que os flui<strong>do</strong>s estão sujeitos são elevadas tal não se verifica, pelo que se têm <strong>de</strong>senvolvi<strong>do</strong> estu<strong>do</strong>s<br />
no senti<strong>do</strong> <strong>de</strong> encontrar a equivalência entre estes mo<strong>de</strong>los e outros que contemplem o comporta-<br />
mento microestrutural <strong>do</strong>s flui<strong>do</strong>s. Estes estu<strong>do</strong>s têm como objectivo a obtenção <strong>de</strong> mo<strong>de</strong>los que<br />
<strong>de</strong>screvam correctamente o fluxo <strong>de</strong> qualquer flui<strong>do</strong>, in<strong>de</strong>pen<strong>de</strong>ntemente da <strong>de</strong>formação. Nesta<br />
área po<strong>de</strong>m referir-se várias teorias: Teoria <strong>de</strong> Re<strong>de</strong>, em que Green e Toblosky (1946) são os<br />
pioneiros; Teoria <strong>de</strong> Reptação, proposta inicialmente por Edwards (1967) e Mo<strong>de</strong>los Moleculares<br />
em que po<strong>de</strong> citar-se, entre outros, o trabalho <strong>de</strong>senvolvi<strong>do</strong> por Bird et al. (1987), uma vez que é<br />
o culminar <strong>de</strong> uma série <strong>de</strong> trabalhos direcciona<strong>do</strong>s neste senti<strong>do</strong> [1].<br />
As matérias estudadas nesta ciência, escoamento e <strong>de</strong>formação <strong>de</strong> matéria, como fenómenos<br />
reais que são ocorrem num espaço tridimensional, pelo que é <strong>de</strong> to<strong>do</strong> o interesse consi<strong>de</strong>rar as<br />
três dimensões quan<strong>do</strong> se preten<strong>de</strong> <strong>de</strong>screver o comportamento <strong>de</strong> um da<strong>do</strong> material, ou seja, as<br />
equações constitutivas associadas à Reologia <strong>de</strong>verão ser escritas na forma tensorial. Como tal,<br />
po<strong>de</strong> afirmar-se que para um bom entendimento <strong>do</strong>s mo<strong>de</strong>los reológicos é conveniente conhecer<br />
um pouco <strong>de</strong> Cálculo Tensorial. Assim sen<strong>do</strong>, a secção seguinte tem o intuito não <strong>de</strong> dissecar o<br />
vasto campo <strong>do</strong> Cálculo Tensorial mas sim apresentar alguns conceitos tensoriais úteis para uma<br />
2
melhor apreensão <strong>do</strong>s conceitos reológicos apresenta<strong>do</strong>s nas secções seguintes.<br />
1.2 Cálculo Tensorial em Reologia<br />
Para que sejam válidas, as leis físicas <strong>de</strong>vem ser in<strong>de</strong>pen<strong>de</strong>ntes <strong>do</strong> sistema <strong>de</strong> coor<strong>de</strong>nadas<br />
usa<strong>do</strong> para as <strong>de</strong>screver. É justamente o estu<strong>do</strong> das consequências <strong>de</strong>ste requisito que conduz ao<br />
Cálculo Tensorial, muito difundi<strong>do</strong> em várias áreas da ciência, como por exemplo a mecânica <strong>de</strong><br />
flui<strong>do</strong>s.<br />
1.2.1 Tensor<br />
Apesar <strong>de</strong> in<strong>de</strong>pen<strong>de</strong>ntes <strong>do</strong> referencial em que são <strong>de</strong>finidas, muitas vezes é conveniente <strong>de</strong>finir<br />
as gran<strong>de</strong>zas físicas num sistema <strong>de</strong> coor<strong>de</strong>nadas a<strong>de</strong>qua<strong>do</strong>. Matematicamente estas gran<strong>de</strong>zas<br />
são representadas por tensores.<br />
Quan<strong>do</strong> o espaço em que estas gran<strong>de</strong>zas são <strong>de</strong>finidas é tridimensional os tensores utiliza<strong>do</strong>s<br />
são <strong>de</strong> segunda or<strong>de</strong>m e po<strong>de</strong>m ser <strong>de</strong>fini<strong>do</strong>s como se enuncia em seguida [3, p.41].<br />
Definição 1.1 Um tensor <strong>de</strong> 2 a or<strong>de</strong>m cartesiano é uma entida<strong>de</strong> que po<strong>de</strong> ser representada<br />
por uma matriz real (3 ×3) em qualquer sistema <strong>de</strong> coor<strong>de</strong>nadas cartesianas com a seguinte carac-<br />
i<br />
é a representação<br />
terística: se a matriz [aij] é a representação da entida<strong>de</strong> num sistema xi e<br />
da entida<strong>de</strong> no sistema x 0 i ,entãoaij e a 0 ij<br />
h<br />
a 0 ij<br />
obe<strong>de</strong>cem às seguintes regras <strong>de</strong> transformação:<br />
a0 ij = αipαjqapq,<br />
aij = αpiαqja0 pq,<br />
on<strong>de</strong> os α 0 s representam os cosenos directores e são os elementos da matriz transformação. Então,<br />
aij e a 0 ij <strong>de</strong>signam-se componentes <strong>de</strong> um tensor cartesiano <strong>de</strong> 2a or<strong>de</strong>m nos sistemas xi e x 0 i ,<br />
respectivamente. ¥<br />
(1.1)<br />
De acor<strong>do</strong> com algumas proprieda<strong>de</strong>s <strong>do</strong>s tensores estes po<strong>de</strong>m ser classifica<strong>do</strong>s como se enuncia<br />
<strong>de</strong> seguida.<br />
Um tensor A diz-se invertível se existir um tensor A −1 tal que:<br />
sen<strong>do</strong> A −1 oinverso<strong>do</strong>tensorA [3, p.70].<br />
AA −1 = A −1 A = I, (1.2)<br />
Se um tensor A é invertível e A −1 = A T ,otensorA <strong>de</strong>nomina-se ortogonal. Assim, um tensor<br />
3
A diz-se ortognal se e só se [3, p.70]:<br />
Um tensor A diz-se <strong>de</strong>fini<strong>do</strong> positivo se<br />
qualquer que seja o vector a não nulo [3, p.94].<br />
AA T = A T A = I. (1.3)<br />
a · Aa > 0, (1.4)<br />
Relativamente aos tensores utiliza<strong>do</strong>s em Reologia, <strong>de</strong>ve ainda referir-se uma característica<br />
que estes possuem - simetria.<br />
Um tensor A diz-se simétrico quan<strong>do</strong> a troca das suas linhas pelas suas colunas não o altera,<br />
isto é, se A é simétrico então A = A T .CasoA = −A T otensorA <strong>de</strong>nomina-se anti-simétrico.<br />
Para qualquer tensor A, po<strong>de</strong> escrever-se:<br />
¡ A + A T ¢ T = A T + A = A + A T ,<br />
¡ A − A T ¢ T = A T − A = − ¡ A − A T ¢ ,<br />
<strong>de</strong> on<strong>de</strong> se conclui que o tensor ¡ A + A T ¢ é sempre simétrico e o tensor ¡ A − A T ¢ ésempre<br />
anti-simétrico.<br />
Recorren<strong>do</strong> a estes tensores, o tensor A po<strong>de</strong> ser representa<strong>do</strong> através da expressão:<br />
A = 1 ¡ T<br />
A + A<br />
2<br />
¢<br />
+<br />
| {z }<br />
sym(A)<br />
1 ¡ T<br />
A − A<br />
2<br />
¢<br />
,<br />
| {z }<br />
(1.5)<br />
skw(A)<br />
ou seja, qualquer tensor po<strong>de</strong> ser escrito como a soma das suas partes simétrica, sym(A), e<br />
anti-simétrica, skw(A) [3,p.73].<br />
Outro resulta<strong>do</strong> importante quanto à representação <strong>de</strong> um tensor <strong>de</strong>nomina-se Teorema da<br />
Decomposição Polar e permite escrever um tensor como o produto <strong>de</strong> outros, como se constata<br />
através <strong>do</strong> seu enuncia<strong>do</strong>, Teorema 1.1 [3, p.97].<br />
Teorema 1.1 (Teorema da Decomposição Polar) Qualquer tensor invertível A po<strong>de</strong> ser<br />
representa<strong>do</strong> na forma<br />
A = QU = VQ,<br />
on<strong>de</strong> Q é um tensor ortogonal e U e V são tensores simétricos <strong>de</strong>fini<strong>do</strong>s positivos tais que<br />
U 2 = A T A e V 2 = AA T . Sen<strong>do</strong> esta representação única. ¥<br />
4
1.2.2 Valores e Vectores Próprios<br />
A multiplicação <strong>de</strong> um tensor A por um vector v é o vector Av. Um caso <strong>de</strong> gran<strong>de</strong> interesse é<br />
aquele em que Av é colinear com v, pois nesse caso po<strong>de</strong> escrever-se a equação (1.6) para qualquer<br />
real λ,<br />
Av = λv. (1.6)<br />
Um vector v com esta proprieda<strong>de</strong> <strong>de</strong>signa-se vector próprio ou vector principal <strong>de</strong> A, asua<br />
direcção correspon<strong>de</strong> à direcção principal <strong>de</strong> A eovalorrealλ <strong>de</strong>nomina-se valor próprio ou valor<br />
principal <strong>de</strong> A.<br />
A existência <strong>de</strong> valores e vectores próprios é garantida pelo Teorema 1.2 [3, p.84].<br />
Teorema 1.2 Um número λ é valor próprio <strong>de</strong> um tensor A seesóseforumaraízrealda<br />
equação cúbica:<br />
λ 3 − IAλ 2 + IIAλ + IIIA =0. ¥ (1.7)<br />
Aequação(1.7) <strong>de</strong>nomina-se equação característica <strong>de</strong> A eosseuscoeficientes, IA, IIA e IIIA,<br />
são escalares <strong>de</strong>nomina<strong>do</strong>s 1 o , 2 o e 3 o invariantes principais <strong>de</strong> A, respectivamente, e po<strong>de</strong>m ser<br />
<strong>de</strong>termina<strong>do</strong>s através das equações introduzidas em seguida.<br />
IA = trA, (1.8)<br />
IIA = 1<br />
h<br />
(trA)<br />
2<br />
2 − trA 2i<br />
, (1.9)<br />
IIIA = 1<br />
h<br />
(trA)<br />
6<br />
3 +2trA 3 − 3trA 2 i<br />
(trA) =<strong>de</strong>tA. (1.10)<br />
Como o próprio nome indica, estes escalares têm sempre o mesmo valor, in<strong>de</strong>pen<strong>de</strong>ntemente<br />
<strong>do</strong> sistema <strong>de</strong> coor<strong>de</strong>nadas utiliza<strong>do</strong> para <strong>de</strong>finir A.<br />
No caso <strong>de</strong> tensores simétricos, existe ainda um resulta<strong>do</strong> que garante que estes possuem três<br />
valores próprios, distintos ou não, como se po<strong>de</strong> verificar através <strong>do</strong> Teorema 1.3 [3, p.87].<br />
Teorema 1.3 Se A é um tensor simétrico, então as três raízes da equação característica <strong>de</strong> A<br />
são reais, e A tem exactamente três valores próprios, po<strong>de</strong>n<strong>do</strong> ou não ser distintos. ¥<br />
Do Teorema 1.2 obtém-se um resulta<strong>do</strong> bastante importante que permite afirmar que qualquer<br />
tensor satisfaz a sua própria equação característica. Este resulta<strong>do</strong> <strong>de</strong>signa-se Teorema <strong>de</strong> Cayley-<br />
Hamilton [3, p.93] e o seu enuncia<strong>do</strong> encontra-se em seguida.<br />
Teorema 1.4 (Teorema <strong>de</strong> Cayley-Hamilton) Para qualquer tensor A:<br />
A 3 − IAA 2 + IIAA + IIIAI =0, (1.11)<br />
5
on<strong>de</strong> I é a matriz i<strong>de</strong>ntida<strong>de</strong>. ¥<br />
1.2.3 Derivadas <strong>de</strong> um Tensor<br />
A <strong>de</strong>scrição <strong>de</strong> um processo <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação num flui<strong>do</strong> envolve necessariamente a consi<strong>de</strong>ração<br />
<strong>do</strong> tempo. Num flui<strong>do</strong> há essencialmente duas maneiras possíveis <strong>de</strong> <strong>de</strong>screver a evolução da sua<br />
<strong>de</strong>formação: <strong>de</strong>scrição espacial ou Euleriana, e<strong>de</strong>scrição material ou Lagrangeana. Na <strong>de</strong>scrição<br />
material é fixada uma partícula e acompanha-se o seu movimento. A <strong>de</strong>scrição espacial é obtida<br />
fixan<strong>do</strong> um ponto e verifican<strong>do</strong> o que se passa nesse ponto ao longo <strong>do</strong> tempo.<br />
Depen<strong>de</strong>n<strong>do</strong> da <strong>de</strong>scrição utilizada para caracterizar a <strong>de</strong>formação têm-se <strong>de</strong>rivadas em or<strong>de</strong>m<br />
ao tempo distintas: <strong>de</strong>rivada espacial, que correspon<strong>de</strong> à <strong>de</strong>rivada parcial em or<strong>de</strong>m ao tempo e<br />
po<strong>de</strong> ser expressa por ∂A<br />
∂t ,e<strong>de</strong>rivada material,<br />
rior,<br />
DA<br />
Dt<br />
= ∂A<br />
∂t +(v · ∇) A = ˙A. (1.12)<br />
Em Reologia <strong>de</strong>ve ainda fazer-se referência a uma outra <strong>de</strong>rivada, a <strong>de</strong>rivada convectiva supe-<br />
O<br />
A = ˙A− (∇v) T · A − A · ∇v. (1.13)<br />
Neste caso, o referencial no qual é <strong>de</strong>finida a <strong>de</strong>rivada temporal é especial pois está embuti<strong>do</strong> no<br />
corpo que está sujeito a <strong>de</strong>formação e <strong>de</strong>forma-se com ele [4, p.55].<br />
1.3 Tensão<br />
Uma vez que a Reologia é o estu<strong>do</strong> <strong>do</strong> escoamento e <strong>de</strong>formação, tensão e <strong>de</strong>formação são<br />
duas gran<strong>de</strong>zas que assumem um lugar <strong>de</strong> <strong>de</strong>staque nesta ciência. Nesta secção será aborda<strong>do</strong> o<br />
conceito <strong>de</strong> tensão, enquanto o <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação será aborda<strong>do</strong> na secção seguinte.<br />
Um material po<strong>de</strong> estar sujeito a <strong>do</strong>is tipos <strong>de</strong> forças muito distintos: forças superficiais e<br />
forças internas. As forças internas actuam sobre qualquer porção <strong>do</strong> material, logo sobre to<strong>do</strong> o<br />
volume <strong>do</strong> corpo, enquanto as outras actuam sobre a superfície.<br />
As forças superficiais são as responsáveis pelo movimento e <strong>de</strong>formação <strong>do</strong> corpo e são con-<br />
tabilizadas sob a forma <strong>de</strong> uma gran<strong>de</strong>za <strong>de</strong>finida como força por unida<strong>de</strong> <strong>de</strong> área. Esta gran<strong>de</strong>za<br />
física <strong>de</strong>signa-se tensão [5, p.39].<br />
Para um melhor entendimento <strong>do</strong> conceito <strong>de</strong> tensão, consi<strong>de</strong>re-se um corpo sujeito a uma<br />
força f conforme representa<strong>do</strong> na Figura 1.1a. Se se efectuar um corte <strong>de</strong>sse corpo utilizan<strong>do</strong> um<br />
plano que passa pelo ponto P e cuja normal é ˆn, po<strong>de</strong>afirmar-se que nesse plano actua uma força<br />
6
fn, que é a componente da força f nessa direcção e tn é o vector tensão que actua nesta superfície<br />
<strong>de</strong> P (Figura 1.1b) [6, p.8].<br />
(a) (b)<br />
Figura 1.1: (a) Corpo submeti<strong>do</strong> a uma força f ; (b) Vector tensão [6, p. 9].<br />
O vector tensão po<strong>de</strong> escrever-se sob a forma:<br />
tn = ˆnTnn + ˆmTnm + ôTno, (1.14)<br />
on<strong>de</strong> Tnn, Tnm e Tno são as componentes <strong>do</strong> vector. O 1 o índice <strong>de</strong> cada componente refere-se ao<br />
planonoqualelaactuaeo2 o à sua direcção nesse plano.<br />
No entanto, para que o esta<strong>do</strong> <strong>de</strong> tensão <strong>de</strong> um ponto esteja totalmente <strong>de</strong>fini<strong>do</strong> não é suficiente<br />
consi<strong>de</strong>rar este vector. Para tal têm <strong>de</strong> se ter em conta os três planos perpendiculares que passam<br />
por P, isto é, <strong>de</strong>vem conhecer-se os vectores <strong>de</strong> tensão que actuam nos planos cujas normais são<br />
as representadas na Figura 1.1b: ˆn, ˆm e ô.<br />
As componentes <strong>do</strong>s vectores tn, tm e to constituem as linhas <strong>do</strong> tensor das tensões totais, T,<br />
entida<strong>de</strong> que permite <strong>de</strong>screver totalmente o esta<strong>do</strong> <strong>de</strong> tensão <strong>de</strong> um ponto.<br />
Consi<strong>de</strong>ran<strong>do</strong> o sistema <strong>de</strong> coor<strong>de</strong>nadas {x, y, z}, os vectores <strong>de</strong> tensão são os representa<strong>do</strong>s na<br />
Figura 1.2a - tx, ty e tz. Neste caso, as componentes <strong>do</strong> tensor das tensões totais são as indicadas<br />
na Figura 1.2b e o tensor é:<br />
⎡<br />
⎢<br />
T = ⎢<br />
⎣<br />
Txx Txy Txz<br />
Tyx Tyy Tyz<br />
Tzx Tzy Tzz<br />
⎤<br />
⎥<br />
⎦<br />
→<br />
→<br />
→<br />
componentes <strong>de</strong> tx<br />
componentes <strong>de</strong> ty<br />
componentes <strong>de</strong> tz<br />
Em Reologia é usual utilizarem-se índices numéricos, pelo que a representação mais comum<br />
<strong>do</strong> tensor T é:<br />
T =<br />
⎡<br />
⎢<br />
⎣<br />
T11 T12 T13<br />
T21 T22 T23<br />
T31 T32 T33<br />
on<strong>de</strong> os elementos da diagonal principal, T ii (i=1,2,3),se<strong>de</strong>signamportensões normais eos<br />
restantes elementos, T ij (i, j = 1, 2, 3), são <strong>de</strong>nomina<strong>do</strong>s tensões <strong>de</strong> corte. Relativamente a estas<br />
7<br />
⎤<br />
⎥<br />
⎦ ,
tensões po<strong>de</strong> estabelecer-se a relação T ij =T ji uma vez que T é um tensor simétrico.<br />
(a) (b)<br />
Figura 1.2: (a) Vectores tensão ; (b) Componentes <strong>do</strong> tensor das tensões totais [6, p. 9].<br />
Quan<strong>do</strong> um flui<strong>do</strong> está em repouso, a única tensão a que está sujeito é a pressão hidrostática,<br />
p, [5, p.40] logo, o tensor das tensões totais é da<strong>do</strong> por:<br />
T = −pI, (1.15)<br />
ou seja, estes flui<strong>do</strong>s possuem apenas tensões normais: T11 = T22 = T33 = −p.<br />
No caso <strong>de</strong> flui<strong>do</strong>s em movimento, terão <strong>de</strong> se consi<strong>de</strong>rar os efeitos da <strong>de</strong>formação <strong>do</strong> material,<br />
pelo que o tensor das tensões totais para um flui<strong>do</strong> em movimento é:<br />
on<strong>de</strong> σ éotensor das tensões.<br />
T = −pI + σ, (1.16)<br />
Geralmente, as equações constitutivas são escritas não em função <strong>de</strong> T, mas<strong>de</strong>σ. Noentanto,<br />
as medições experimentais <strong>de</strong> tensão dizem respeito a T, pelo que é conveniente eliminar a pressão<br />
da expressão <strong>de</strong> σ =f(T) resultante da equação (1.16). Com esse intuito foram <strong>de</strong>finidas duas<br />
gran<strong>de</strong>zas - 1 a e 2 a diferenças <strong>de</strong> tensões normais -<strong>de</strong>finidas pelas expressões (1.17) e (1.18),<br />
respectivamente,<br />
N1 = T11 − T22 = σ11 − σ22, (1.17)<br />
N2 = T22 − T33 = σ22 − σ33. (1.18)<br />
A1 a diferença <strong>de</strong> tensões normais, N1, é sempre positiva e consi<strong>de</strong>ra-se que o seu valor é<br />
aproximadamente <strong>de</strong>z vezes maior que o da 2 a diferença <strong>de</strong> tensões normais, N 2 [7, p.16].<br />
8
1.4 Deformação<br />
Designa-se por <strong>de</strong>formação a transformação <strong>de</strong> um corpo material a partir <strong>de</strong> uma configuração<br />
inicial (não <strong>de</strong>formada) até atingir uma configuração corrente (<strong>de</strong>formada) [3, p. 167].<br />
Consi<strong>de</strong>re-se que a configuração <strong>de</strong>formada é <strong>de</strong>scrita pelas coor<strong>de</strong>nadas xi e atingida num<br />
instante <strong>de</strong> tempo t, enquanto a configuração não <strong>de</strong>formada é <strong>de</strong>scrita pelas coor<strong>de</strong>nadas x 0 j e<br />
diz respeito a um instante <strong>de</strong> tempo t 0 .<br />
Para que o esta<strong>do</strong> <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação em cada ponto fique totalmente <strong>de</strong>fini<strong>do</strong> é conveniente <strong>de</strong>finir<br />
uma gran<strong>de</strong>za análoga à apresentada para a tensão. Essa gran<strong>de</strong>za <strong>de</strong>signa-se tensor <strong>do</strong>s gradientes<br />
<strong>de</strong> <strong>de</strong>formação, F, e é da<strong>do</strong> por:<br />
F = ∇ 0 x = dx<br />
. (1.19)<br />
dx0 A equação (1.19) po<strong>de</strong> escrever-se, em termos <strong>de</strong> componentes, na forma:<br />
Fij = ∂xi<br />
∂x 0 j<br />
(i, j = 1, 2, 3). (1.20)<br />
Da expressão (1.20) po<strong>de</strong> concluir-se que o tensor F tem nove componentes <strong>de</strong> magnitu<strong>de</strong> ∂xi<br />
∂x0 ,<br />
j<br />
e duas direcções para cada uma <strong>de</strong>las.<br />
Este tensor <strong>de</strong>screve a variação <strong>de</strong> orientação e forma <strong>de</strong> um elemento material entre duas<br />
configurações, pois para um ponto material x que na configuração inicial ocupava a posição x 0<br />
tem-se [4, p.52]:<br />
dx = Fdx 0 . (1.21)<br />
Assim, este tensor não é o a<strong>de</strong>qua<strong>do</strong> para <strong>de</strong>screver a <strong>de</strong>formação, pois também contabiliza<br />
a rotação <strong>de</strong> um corpo rígi<strong>do</strong>. De mo<strong>do</strong> a eliminá-la surgiram os tensores <strong>de</strong> Finger, B, e<strong>de</strong><br />
Cauchy-Green, C.<br />
Por forma a evi<strong>de</strong>nciar a i<strong>de</strong>ia <strong>de</strong> estiramento e rotação presentes em F, este tensor po<strong>de</strong> ser<br />
escrito sob a forma <strong>do</strong> produto <strong>de</strong> <strong>do</strong>is tensores V e R <strong>de</strong> acor<strong>do</strong> com o Teorema 1.1:<br />
on<strong>de</strong> V diz respeito ao estiramento e R está associa<strong>do</strong> à rotação.<br />
F = VR, (1.22)<br />
Multiplican<strong>do</strong> F pelo seu transposto, e ten<strong>do</strong> em conta que RR T = I, umavezqueR é ortogo-<br />
nal, obtém-se um tensor que não contabiliza a rotação, como se po<strong>de</strong> ver através da expressão<br />
9
(1.23).<br />
FF T = (VR)(VR) T<br />
= VRR T V T<br />
= VV T<br />
(1.23)<br />
O tensor assim obti<strong>do</strong> permite <strong>de</strong>finir a <strong>de</strong>formação em termos <strong>de</strong> variação local <strong>de</strong> área e<br />
<strong>de</strong>nomina-se tensor <strong>de</strong> Finger, B, [6, p.29]<br />
B = FF T . (1.24)<br />
A <strong>de</strong>formação po<strong>de</strong> ainda ser expressa em termos <strong>de</strong> variação <strong>de</strong> comprimento. Neste caso, o<br />
tensor que a <strong>de</strong>screve é o tensor <strong>de</strong> Cauchy-Green, C, que é da<strong>do</strong> por [6, p.30]:<br />
C = F T F. (1.25)<br />
Muitas vezes, as equações constitutivas relacionam não a tensão e <strong>de</strong>formação mas sim tensão<br />
e gradientes <strong>de</strong> velocida<strong>de</strong>, pelo que é conveniente ter conhecimento das gran<strong>de</strong>zas tensoriais que<br />
representam este gradiente.<br />
Gradiente <strong>de</strong> Velocida<strong>de</strong><br />
Avelocida<strong>de</strong><strong>de</strong>umflui<strong>do</strong> é, regra geral, função <strong>do</strong> espaço e tempo, ou seja,<br />
v = v (x,t) .<br />
Quan<strong>do</strong> se está perante um escoamento em esta<strong>do</strong> estacionário, que constitui a maioria <strong>do</strong>s<br />
problemas reológicos, a velocida<strong>de</strong> é in<strong>de</strong>pen<strong>de</strong>nte <strong>do</strong> tempo, ou seja, ∂v<br />
∂t<br />
senti<strong>do</strong> falar em gradiente espacial <strong>de</strong> velocida<strong>de</strong> [8, p. 112]:<br />
ou,<br />
=0. Assim, apenas faz<br />
dv = ∂v<br />
dx (1.26)<br />
∂x<br />
dv = Ldx, (1.27)<br />
on<strong>de</strong> L éotensor <strong>de</strong> gradiente <strong>de</strong> velocida<strong>de</strong>. Por comparação das equações (1.26) e (1.27) conclui-<br />
10
se que L é da<strong>do</strong> por,<br />
que em termos <strong>de</strong> componentes se po<strong>de</strong> escrever na forma:<br />
L =(∇v) T , (1.28)<br />
Lij = ∂vi<br />
. (1.29)<br />
∂xj<br />
Este tensor po<strong>de</strong> ser <strong>de</strong>composto nas suas partes simétrica e anti-simétrica, <strong>de</strong> acor<strong>do</strong> com a<br />
equação (1.5) [8, p. 112]:<br />
Lij = 1<br />
µ<br />
∂vi<br />
2 ∂xj<br />
+ ∂vj<br />
<br />
+<br />
∂xi<br />
1<br />
µ<br />
∂vi<br />
2 ∂xj<br />
− ∂vj<br />
<br />
∂xi<br />
= Dij + Wij. (1.30)<br />
O tensor simétrico, D, caracteriza a taxa <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação a que o material é submeti<strong>do</strong>, enquanto<br />
que o anti-simétrico, W, dá conta da rotação angular que o corpo sofre.<br />
De acor<strong>do</strong> com a equação (1.30) po<strong>de</strong>m escrever-se as <strong>de</strong>finições <strong>de</strong>stes <strong>do</strong>is tensores,<br />
Dij = 1<br />
µ<br />
∂vi<br />
2 ∂xj<br />
Wij = 1<br />
µ<br />
∂vi<br />
2 ∂xj<br />
+ ∂vj<br />
<br />
, (1.31)<br />
∂xi<br />
− ∂vj<br />
∂xi<br />
<br />
, (1.32)<br />
que po<strong>de</strong>m ser reescritas sob a forma das expressões (1.33) e (1.34), respectivamente,<br />
2D = L + L T =(∇v) T +(∇v) , (1.33)<br />
2W = L T + L =(∇v)+(∇v) T . (1.34)<br />
O tensor 2W é <strong>de</strong>signa<strong>do</strong> tensor <strong>de</strong> vorticida<strong>de</strong> eotensor2D <strong>de</strong>nomina-se tensor das taxas<br />
<strong>de</strong> <strong>de</strong>formação. O último tensor é o que <strong>de</strong>screve correctamente o esta<strong>do</strong> <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação pois<br />
contabiliza apenas o estiramento, enquanto que L caracteriza simultaneamente estiramento e<br />
rotação, tal como acontece com F.<br />
1.5 Viscosida<strong>de</strong><br />
A viscosida<strong>de</strong> é consi<strong>de</strong>rada a proprieda<strong>de</strong> reológica mais importante <strong>de</strong> qualquer material e<br />
po<strong>de</strong> ser <strong>de</strong>finida como a “resistência ao escoamento”, ou seja, é a característica que quantifica a<br />
resistência que um flui<strong>do</strong> oferece ao escoamento.<br />
11
Esta proprieda<strong>de</strong> po<strong>de</strong> apresentar uma <strong>de</strong>pendência significativa com a temperatura, pressão,<br />
taxa <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação e duração da <strong>de</strong>formação imposta, isto é, <strong>do</strong> tempo.<br />
Do ponto <strong>de</strong> vista reológico, a influência que a taxa <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação exerce sobre a viscosida<strong>de</strong><br />
é <strong>de</strong> todas as citadas a mais importante, pelo que serão feitas apenas breves consi<strong>de</strong>rações sobre<br />
as variações da viscosida<strong>de</strong> com os restantes parâmetros, dan<strong>do</strong>-se maior relevância à taxa <strong>de</strong><br />
<strong>de</strong>formação.<br />
Variação com a Temperatura<br />
Geralmente, a viscosida<strong>de</strong> <strong>de</strong> um líqui<strong>do</strong> diminui com o aumento <strong>de</strong> temperatura <strong>de</strong> acor<strong>do</strong><br />
com a lei <strong>de</strong> Arrhenius [7, p.33]<br />
µ <br />
Ea<br />
η = K exp , (1.35)<br />
RT<br />
on<strong>de</strong> η é a viscosida<strong>de</strong>, T é a temperatura absoluta, R a constante <strong>do</strong>s gases perfeitos, E a a<br />
energia <strong>de</strong> activação <strong>de</strong> fluxo e K uma constante <strong>do</strong> material.<br />
Variação com a Pressão<br />
A <strong>de</strong>pendência existente entre viscosida<strong>de</strong> e pressão segue uma lei exponencial em que o au-<br />
mento <strong>de</strong> pressão leva a um aumento da viscosida<strong>de</strong>. No entanto, as variações verificadas na<br />
gama <strong>de</strong> pressões usada na maioria das aplicações práticas são tão diminutas que, geralmente, são<br />
ignoradas [9, p.14].<br />
Variação com a Taxa <strong>de</strong> Deformação<br />
A existência ou não <strong>de</strong> uma <strong>de</strong>pendência entre a viscosida<strong>de</strong> e a taxa <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação conduz a<br />
uma separação <strong>do</strong>s flui<strong>do</strong>s viscosos, flui<strong>do</strong>s tais que σij 6= 0[10,p.284], em duas classes: flui<strong>do</strong>s<br />
Newtonianos e flui<strong>do</strong>s <strong>Não</strong>-Newtonianos.<br />
Os flui<strong>do</strong>s Newtonianos são <strong>de</strong>fini<strong>do</strong>s como os flui<strong>do</strong>s cuja viscosida<strong>de</strong> é in<strong>de</strong>pen<strong>de</strong>nte da taxa<br />
<strong>de</strong> <strong>de</strong>formação e que apresentam uma relação linear entre tensão e taxa <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação. Esta<br />
linearida<strong>de</strong> é traduzida pela Lei <strong>de</strong> Newton<br />
σ = η ˙γ, (1.36)<br />
on<strong>de</strong> ˙γ é a taxa <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação e η é a constante <strong>de</strong> proporcionalida<strong>de</strong>, pelo que a viscosida<strong>de</strong> <strong>de</strong><br />
flui<strong>do</strong>s Newtonianos é frequentemente <strong>de</strong>signada por coeficiente <strong>de</strong> viscosida<strong>de</strong>.<br />
Recorren<strong>do</strong> ao tensor das tensões e ao tensor das taxas <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação, o postula<strong>do</strong> <strong>de</strong> Newton<br />
12
po<strong>de</strong> ser expandi<strong>do</strong> para três dimensões através da expressão [6, p.77]:<br />
σ = η2D, (1.37)<br />
que po<strong>de</strong> ser reescrita em termos <strong>do</strong> tensor das tensões totais na forma:<br />
T = −pI + η2D. (1.38)<br />
No entanto, para a maioria <strong>do</strong>s flui<strong>do</strong>s, a viscosida<strong>de</strong> não é um coeficiente mas sim uma função<br />
da taxa <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação. Os flui<strong>do</strong>s que apresentam esta característica <strong>de</strong>nominam-se flui<strong>do</strong>s <strong>Não</strong>-<br />
Newtonianos e à sua viscosida<strong>de</strong> é frequentemente atribuída a <strong>de</strong>signação <strong>de</strong> viscosida<strong>de</strong> aparente,<br />
η(˙γ). Para estes flui<strong>do</strong>s, a relação entre tensão e taxa <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação po<strong>de</strong> ser expressa por uma<br />
relaçãoanálogaàequação(1.36), emqueocoeficiente <strong>de</strong> proporcionalida<strong>de</strong> é substituí<strong>do</strong> por uma<br />
função da taxa <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação, η(˙γ):<br />
σ = η(˙γ)˙γ. (1.39)<br />
Contu<strong>do</strong>, para que o esta<strong>do</strong> <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação e tensão estejam totalmente <strong>de</strong>fini<strong>do</strong>s é necessário<br />
consi<strong>de</strong>rar o escoamento em três dimensões, como já foi referi<strong>do</strong>, pelo que a equação (1.39) <strong>de</strong>ve<br />
ser expandida para três dimensões [6, p.83].<br />
Consi<strong>de</strong>re-se que a tensão <strong>de</strong>pen<strong>de</strong> apenas da taxa <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação,<br />
Expandin<strong>do</strong> a equação (1.40) em série <strong>de</strong> potências obtém-se:<br />
T = f(2D). (1.40)<br />
T = f0D 0 + f1D + f2D 2 + f3D 3 + ··· , (1.41)<br />
on<strong>de</strong> D 0 = I e fi (i = 0, 1, 2, ...) são escalares <strong>de</strong>pen<strong>de</strong>ntes <strong>do</strong>s invariantes <strong>do</strong> tensor 2D.<br />
Aplican<strong>do</strong> o Teorema <strong>de</strong> Cayley Hamilton, equação (1.11), aotensor2D, e aten<strong>de</strong>n<strong>do</strong> ao facto<br />
<strong>do</strong> 1 o invariante <strong>de</strong>sse tensor ser nulo tem-se:<br />
(2D) 3 + II2D(2D) − III2DI =0. (1.42)<br />
Resolven<strong>do</strong> a equação (1.42) em or<strong>de</strong>m a (2D) 3 obtém-se:<br />
(2D) 3 = III2DI − II2D(2D). (1.43)<br />
13
Por procedimento análogo ao apresenta<strong>do</strong> para (2D) 3 , po<strong>de</strong> escrever-se qualquer potência <strong>do</strong><br />
tensor 2D em função <strong>do</strong>s seus invariantes e <strong>do</strong>s tensores 2D e (2D) 2 , pelo que <strong>de</strong>finin<strong>do</strong> novas<br />
funções escalares, η i, também <strong>de</strong>pen<strong>de</strong>ntes <strong>do</strong>s invariantes <strong>de</strong> 2D 1 ,aequação(1.41) po<strong>de</strong> ser<br />
escrita na forma:<br />
T = η 0 (II2D, III2D) I + η 1 (II2D, III2D)2D+η 2 (II2D, III2D)(2D) 2 . (1.44)<br />
Para flui<strong>do</strong>s incompressíveis η 0 = −p, logo a equação (1.44) para estes flui<strong>do</strong>s toma a forma<br />
T = −pI + η 1 (II2D, III2D)2D + η 2 (II2D, III2D)(2D) 2 . (1.45)<br />
Aexpressão(1.45) éaequação constitutiva <strong>de</strong> um flui<strong>do</strong> viscoso e quan<strong>do</strong> os parâmetros η 1<br />
e η 2 tomam os valores η e zero, respectivamente, obtém-se a equação (1.38), ou seja, a equação<br />
constitutiva <strong>de</strong> flui<strong>do</strong>s Newtonianos.<br />
No entanto, verifica-se que o termo η 2 presente em (1.45) prevê tensões normais para esco-<br />
mentos em esta<strong>do</strong> estacionário, o que vai contra os resulta<strong>do</strong>s experimentais conheci<strong>do</strong>s. Por este<br />
motivo, este termo é usualmente <strong>de</strong>spreza<strong>do</strong> e a equação (1.45) reduz-se a:<br />
T = −pI + η (II2D,III2D)2D. (1.46)<br />
Surge então a necessida<strong>de</strong> <strong>de</strong> <strong>de</strong>terminar as expressões <strong>de</strong> η (II2D,III2D) para <strong>de</strong>finir comple-<br />
tamente o comportamento <strong>do</strong>s flui<strong>do</strong>s <strong>Não</strong>-Newtonianos. A maioria <strong>do</strong>s trabalhos <strong>de</strong>senvolvi<strong>do</strong>s<br />
neste senti<strong>do</strong> foram realiza<strong>do</strong>s em escoamento <strong>de</strong> corte puro pelo que III2D =0. Assim, assume-se<br />
que η é função apenas <strong>de</strong> II2D o que permite escrever a equação (1.46) em termos <strong>do</strong> tensor das<br />
tensões, σ, naforma[6, p.84]:<br />
σ = η (II2D)2D. (1.47)<br />
Como se po<strong>de</strong> verificar, por comparação das equações (1.47) e (1.39), a expressão supraci-<br />
tada é a expansão da equação (1.39) a três dimensões. Po<strong>de</strong> ainda concluir-se que η (II2D) éo<br />
“responsável” pelo <strong>de</strong>svio que os flui<strong>do</strong>s <strong>Não</strong>-Newtonianos apresentam em relação à linearida<strong>de</strong><br />
característica <strong>do</strong>s flui<strong>do</strong>s Newtonianos.<br />
A forma como os flui<strong>do</strong>s <strong>Não</strong>-Newtonianos se <strong>de</strong>sviam <strong>do</strong> comportamento <strong>do</strong>s Newtonianos<br />
difere <strong>de</strong> flui<strong>do</strong> para flui<strong>do</strong>, o que conduz à sua divisão em classes distintas, bem como a vários<br />
mo<strong>de</strong>los matemáticos para <strong>de</strong>screver η (II2D).<br />
1 De referir que as funções ηi sãoapenasfunção<strong>do</strong>s2 o e3 o invariantesumavezqueo1 o é constante.<br />
14
1.5.1 Classificação <strong>de</strong> Flui<strong>do</strong>s <strong>Não</strong>-Newtonianos<br />
Como foi cita<strong>do</strong> anteriormente, a viscosida<strong>de</strong> <strong>de</strong> um flui<strong>do</strong> po<strong>de</strong> <strong>de</strong>pen<strong>de</strong>r <strong>do</strong> tempo. Esta<br />
característica diz apenas respeito aos flui<strong>do</strong>s <strong>Não</strong>-Newtonianos, pelo que estes se po<strong>de</strong>m dividir<br />
em duas classes: in<strong>de</strong>pen<strong>de</strong>ntes <strong>do</strong> tempo e <strong>de</strong>pen<strong>de</strong>ntes <strong>do</strong> tempo.<br />
Os flui<strong>do</strong>s <strong>Não</strong>-Newtonianos <strong>de</strong>pen<strong>de</strong>ntes <strong>do</strong> tempo po<strong>de</strong>m ainda ser subdividi<strong>do</strong>s em flui<strong>do</strong>s<br />
tixotrópicos e flui<strong>do</strong>s reopécticos. Nosprimeirosverifica-se uma diminuição da viscosida<strong>de</strong> com o<br />
tempo <strong>de</strong> aplicação <strong>de</strong> uma <strong>de</strong>formação, enquanto os segun<strong>do</strong>s são caracteriza<strong>do</strong>s por um aumento<br />
da viscosida<strong>de</strong> com o tempo [11, p.6].<br />
Relativamente aos flui<strong>do</strong>s <strong>Não</strong>-Newtonianos in<strong>de</strong>pen<strong>de</strong>ntes <strong>do</strong> tempo po<strong>de</strong>m consi<strong>de</strong>rar-se três<br />
classes (Figura 1.3): flui<strong>do</strong>s pseu<strong>do</strong>plásticos, dilatantes e plásticos <strong>de</strong> Bingham.<br />
Os flui<strong>do</strong>s pseu<strong>do</strong>plásticos são caracteriza<strong>do</strong>s por uma diminuição da viscosida<strong>de</strong> com o au-<br />
mento da taxa <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação, enquanto que os dilatantes apresentam o comportamento inverso,<br />
ou seja, a viscosida<strong>de</strong> aumenta com o aumento da taxa <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação [4, p.29].<br />
Os plásticos <strong>de</strong> Bingham são flui<strong>do</strong>s que não escoam abaixo <strong>de</strong> um certo valor <strong>de</strong> tensão ao<br />
qual se atribui a <strong>de</strong>nominação <strong>de</strong> tensão <strong>de</strong> cedência, σy.<br />
σ<br />
σ y<br />
γ .<br />
Bingham<br />
Pseu<strong>do</strong>plásticos<br />
Newtonianos<br />
Dilatantes<br />
Figura 1.3: Curvas <strong>de</strong> fluxo características <strong>de</strong> flui<strong>do</strong>s in<strong>de</strong>pen<strong>de</strong>ntes <strong>do</strong> tempo. (adapta<strong>do</strong> <strong>de</strong> [11, p. 3])<br />
A maioria <strong>do</strong>s flui<strong>do</strong>s reais apresentam características pseu<strong>do</strong>plásticas. Nestes casos, a curva<br />
que <strong>de</strong>screve o comportamento da viscosida<strong>de</strong> em função da taxa <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação é <strong>do</strong> tipo da<br />
representada na Figura 1.4.<br />
Esta curva indica que a viscosida<strong>de</strong> assume um valor constante quer para taxas <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação<br />
baixas, η 0, quer para taxas <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação elevadas, η ∞, sen<strong>do</strong> η 0 >η ∞. As regiões em que<br />
tal acontece <strong>de</strong>signam-se 1 a e2 a regiões Newtonianas, respectivamente. Estes valores limite <strong>de</strong><br />
viscosida<strong>de</strong>, η 0 e η ∞, <strong>de</strong>sempenham um papel muito importante na <strong>de</strong>scrição <strong>do</strong> comportamento<br />
reológico <strong>do</strong>s flui<strong>do</strong>s, como se po<strong>de</strong> constatar nos mo<strong>de</strong>los matemáticos apresenta<strong>do</strong>s na secção<br />
seguinte.<br />
15
η0<br />
Figura 1.4: Curva <strong>de</strong> fluxo característica <strong>de</strong> um flui<strong>do</strong> pseu<strong>do</strong>plástico (η vs. ˙γ). (adapta<strong>do</strong> <strong>de</strong> [9, p. 17])<br />
1.5.2 Mo<strong>de</strong>los Matemáticos<br />
Os mo<strong>de</strong>los reológicos utiliza<strong>do</strong>s para <strong>de</strong>screver o comportamento <strong>do</strong>s flui<strong>do</strong>s <strong>Não</strong>-Newtonianos<br />
po<strong>de</strong>m ser classifica<strong>do</strong>s em Mo<strong>de</strong>los Viscosos e Mo<strong>de</strong>los Viscoplásticos, <strong>de</strong> acor<strong>do</strong> com a natureza<br />
<strong>do</strong> flui<strong>do</strong> em estu<strong>do</strong>.<br />
Mo<strong>de</strong>los Viscosos<br />
A relação constitutiva mais utilizada para <strong>de</strong>screver o comportamento <strong>de</strong> flui<strong>do</strong>s viscosos é a<br />
Lei da Potência [6, p.84]<br />
on<strong>de</strong> k é o índice <strong>de</strong> consistência e n o índice <strong>de</strong> fluxo.<br />
η∝<br />
σ = k |II2D| n−1<br />
2 (2D) , (1.48)<br />
Esta lei é aplicada usualmente em escoamento <strong>de</strong> corte pelo que |II2D| =˙γ 2 , logo é frequente<br />
escrever-se a Lei da Potência, em termos <strong>de</strong> componentes <strong>do</strong>s tensores, sob a forma [6, p.85]:<br />
σ12 = σ21 = k ˙γ n . (1.49)<br />
A expressão (1.49), com índices <strong>de</strong> fluxo inferiores e superiores a 1, <strong>de</strong>screve o comporta-<br />
mento <strong>do</strong>s flui<strong>do</strong>s pseu<strong>do</strong>plásticos e dilatantes, respectivamente, e quan<strong>do</strong> n = 1 esta lei traduz o<br />
comportamento Newtoniano.<br />
A Lei da Potência ajusta-se <strong>de</strong> forma bastante satisfatória aos da<strong>do</strong>s experimentais para valores<br />
<strong>de</strong> ˙γ eleva<strong>do</strong>s. No entanto, para valores <strong>de</strong> ˙γ baixos não <strong>de</strong>screve correctamente o comportamento<br />
<strong>do</strong>s flui<strong>do</strong>s [6, p.85].<br />
De mo<strong>do</strong> a ultrapassar este problema surge o Mo<strong>de</strong>lo <strong>de</strong> Cross que representa correctamente<br />
as duas regiões Newtonianas e po<strong>de</strong> ser traduzi<strong>do</strong> pelas equações [9, p.18]:<br />
η − η ∞<br />
η 0 − η ∞<br />
=<br />
1<br />
1+(k2 |II2D|) 1−n<br />
2<br />
16<br />
, (1.50)
η 0 − η<br />
η − η ∞<br />
= ¡ k 2 |II2D| ¢ 1−n<br />
2 . (1.51)<br />
De mo<strong>do</strong> a obter um melhor ajuste aos da<strong>do</strong>s experimentais, Yasuda propôs outro mo<strong>de</strong>lo<br />
[9, p.86]:<br />
η − η ∞<br />
η 0 − η ∞<br />
=<br />
1<br />
[1 + (λ a |II2D|)] 1−n<br />
a<br />
. (1.52)<br />
Quan<strong>do</strong> o parâmetro a assume o valor 2 este mo<strong>de</strong>lo <strong>de</strong>signa-se Mo<strong>de</strong>lo <strong>de</strong> Carreau, que<br />
para escoamento <strong>de</strong> corte toma a forma:<br />
η − η ∞<br />
η 0 − η ∞<br />
=<br />
1<br />
h<br />
1−n<br />
1+(λ˙γ) 2i 2<br />
. (1.53)<br />
Quan<strong>do</strong> η
on<strong>de</strong> G é o módulo <strong>de</strong> rigi<strong>de</strong>z.<br />
Para <strong>de</strong>formações que ocorrem em mais <strong>do</strong> que uma direcção o Mo<strong>de</strong>lo <strong>de</strong> Bingham <strong>de</strong>ve ser<br />
expandi<strong>do</strong> a três dimensões, resultan<strong>do</strong> a expressão [6, p.93]:<br />
⎧<br />
⎨<br />
⎩<br />
σ = GB , IIσ
<strong>de</strong>formação imposta, pelo que a expressão que o <strong>de</strong>fine nestas condições é [6, p. 110]:<br />
γ<br />
γ 0<br />
0<br />
σ<br />
0<br />
0<br />
G (t, γ) =<br />
Material Viscoso (i<strong>de</strong>al)<br />
σ (t, γ)<br />
. (1.61)<br />
γ0 Material Elástico (i<strong>de</strong>al)<br />
Sóli<strong>do</strong> Viscoelástico<br />
Líqui<strong>do</strong> Viscoelástico<br />
Tempo<br />
Figura 1.5: Curvas <strong>de</strong> relaxação típicas. (adapta<strong>do</strong> <strong>de</strong> [7, p. 299])<br />
Quan<strong>do</strong> a relação entre relaxação da tensão e <strong>de</strong>formação é representada pela equação (1.60),<br />
esta toma a <strong>de</strong>signação <strong>de</strong> viscoelasticida<strong>de</strong> linear, enquanto o comportamento traduzi<strong>do</strong> por (1.61)<br />
assume a <strong>de</strong>nominação <strong>de</strong> viscoelasticida<strong>de</strong> não-linear. Estes <strong>do</strong>is conceitos serão aborda<strong>do</strong>s <strong>de</strong><br />
forma mais <strong>de</strong>talhada nas Secções 1.6.1 e 1.6.2, respectivamente.<br />
De acor<strong>do</strong> com a <strong>de</strong>finição <strong>de</strong> viscoelasticida<strong>de</strong> é <strong>de</strong> to<strong>do</strong> o interesse conseguir avaliar qual <strong>do</strong>s<br />
comportamentos, elástico ou viscoso, <strong>do</strong>mina num da<strong>do</strong> escoamento. Para tal, po<strong>de</strong> recorrer-se<br />
a um parâmetro adimensional, proposto por Marcus Reiner [7, p. 333], <strong>de</strong>signa<strong>do</strong> por número <strong>de</strong><br />
Deborah, De, equepo<strong>de</strong>ser<strong>de</strong>fini<strong>do</strong> como:<br />
σ e<br />
De = λ<br />
, (1.62)<br />
t<br />
on<strong>de</strong> t é o tempo característico <strong>do</strong> escoamento e é <strong>de</strong>fini<strong>do</strong>,usualmente,comooinversodataxa<br />
<strong>de</strong> <strong>de</strong>formação, isto é, t =(˙γ) −1 , enquanto que λ é um tempo característico <strong>do</strong> material <strong>de</strong>signa<strong>do</strong><br />
por tempo <strong>de</strong> relaxação e caracteriza a rapi<strong>de</strong>z com que σ → 0.<br />
Quan<strong>do</strong> os <strong>do</strong>is tempos são semelhantes, o material em estu<strong>do</strong> apresenta um comportamento<br />
viscoelástico acentua<strong>do</strong>, enquanto para De > 1 o comportamento <strong>do</strong>s materiais<br />
correspon<strong>de</strong> aos casos limite <strong>de</strong> líqui<strong>do</strong>s viscosos e sóli<strong>do</strong>s elásticos, respectivamente [7, p. 334].<br />
19
1.6.1 Viscoelasticida<strong>de</strong> Linear<br />
A teoria da viscoelasticida<strong>de</strong> linear apenas po<strong>de</strong> ser aplicada quan<strong>do</strong> as variáveis envolvidas<br />
sofrem pequenas variações, ou seja, para pequenas <strong>de</strong>formações, o que po<strong>de</strong>ria ser encara<strong>do</strong> como<br />
uma gran<strong>de</strong> limitação <strong>de</strong>sta teoria. No entanto, vários têm si<strong>do</strong> os investiga<strong>do</strong>res a <strong>de</strong>dicar atenção<br />
a este assunto, pois os conhecimentos que advêm <strong>do</strong>s seus trabalhos mostram-se <strong>de</strong> extrema<br />
relevância. De entre eles po<strong>de</strong>m citar-se: a estrutura molecular <strong>de</strong> um material po<strong>de</strong> ser sugerida<br />
a partir da sua resposta viscoelástica linear; o conhecimento <strong>de</strong> alguns parâmetros e funções<br />
materiais, <strong>de</strong>termina<strong>do</strong>s experimentalmente, revelam-se bastante úteis no controlo <strong>de</strong> qualida<strong>de</strong> a<br />
nível industrial e uma boa compreensão <strong>do</strong>s conceitos inerentes à viscoelasticida<strong>de</strong> linear permite<br />
um melhor entendimento da viscoelasticida<strong>de</strong> não-linear [9, p.37].<br />
Matematicamente, esta teoria acenta no Princípio <strong>de</strong> Sobreposição <strong>de</strong> Boltzman, segun<strong>do</strong> o<br />
qualatensãonuminstante<strong>de</strong>tempot po<strong>de</strong> ser <strong>de</strong>terminada através da soma <strong>de</strong> todas as con-<br />
tribuições da <strong>de</strong>formação verificadasparatemposanterioresat. Este princípio implica que a<br />
resposta <strong>do</strong> sistema é em cada instante <strong>de</strong> tempo directamente proporcional ao valor inicial <strong>do</strong><br />
sinal. No caso <strong>de</strong> um teste <strong>de</strong> relaxão, a resposta <strong>do</strong> sistema é a tensão e o sinal inicial é a<br />
<strong>de</strong>formação imposta.<br />
Mo<strong>de</strong>los Matemáticos<br />
Como já foi referi<strong>do</strong>, as equações constitutivas têm como intuito caracterizar o comporta-<br />
mento reológico <strong>do</strong>s flui<strong>do</strong>s, estabelecen<strong>do</strong> relações entre tensão e <strong>de</strong>formação ou tensão e taxa <strong>de</strong><br />
<strong>de</strong>formação.<br />
De mo<strong>do</strong> o estabelecer uma correlação entre tensão e <strong>de</strong>formação, Boltzman sugeriu que pe-<br />
quenas variações na tensão tomariam o valor <strong>do</strong> produto entre a <strong>de</strong>formação e pequenas variações<br />
<strong>do</strong> módulo <strong>de</strong> relaxação, ou seja, [6, p. 111]<br />
dσ(t) =γdG(t). (1.63)<br />
Por forma a caracterizar a <strong>de</strong>pendência temporal <strong>do</strong>s materiais, surge uma função <strong>de</strong>signada<br />
função memória, M(t), sen<strong>do</strong> esta o simétrico da <strong>de</strong>rivada temporal <strong>do</strong> módulo <strong>de</strong> relaxação,<br />
M(t) =− dG<br />
. (1.64)<br />
dt<br />
Ten<strong>do</strong>emcontaesta<strong>de</strong>finição, a equação (1.63) po<strong>de</strong> ser reescrita na forma:<br />
dσ = −Mγ dt. (1.65)<br />
20
Assim, e <strong>de</strong> acor<strong>do</strong> com as consi<strong>de</strong>rações iniciais, a expresão (1.65) estabelece uma relação<br />
entre tensão e <strong>de</strong>formação para materiais viscoelásticos. No entanto, apenas é válida para <strong>de</strong>for-<br />
mações muito pequenas, o que não é <strong>de</strong>sejável. Contu<strong>do</strong>, segun<strong>do</strong> o Princípio <strong>de</strong> Sobreposição <strong>de</strong><br />
Boltzman, se estas <strong>de</strong>formações forem somadas é possível obter-se uma maior <strong>de</strong>formação, o que<br />
permite encontrar a relação procurada, ou seja, para “gran<strong>de</strong>s” <strong>de</strong>formações que ainda se situam<br />
na região <strong>de</strong> linearida<strong>de</strong>. Admitin<strong>do</strong> que G é função apenas <strong>do</strong> tempo e, consequentemente, M,<br />
esta relação po<strong>de</strong>rá ser estabelecida através <strong>do</strong> integral:<br />
σ =<br />
σZ<br />
0<br />
dσ = −<br />
Zt<br />
−∞<br />
M(t − t 0 )γ(t 0 ) dt 0 , (1.66)<br />
on<strong>de</strong> t’ é um instante <strong>de</strong> tempo passa<strong>do</strong>, pelo que está compreendi<strong>do</strong> entre o infinito, -∞, eo<br />
instante <strong>de</strong> tempo actual, t.<br />
Da equação (1.66) po<strong>de</strong> concluir-se que a função memória <strong>de</strong>pen<strong>de</strong> apenas <strong>do</strong> tempo <strong>de</strong>corri<strong>do</strong><br />
entre um passa<strong>do</strong> recente e o presente, ou seja, (t − t 0 ). Denotan<strong>do</strong> este perío<strong>do</strong> por s, aequação<br />
anterior po<strong>de</strong> ser reescrita na forma<br />
uma vez que,<br />
σ(t) =−<br />
∞Z<br />
0<br />
M(s)γ(t − s) ds, (1.67)<br />
s = t − t 0 ⇔ t 0 = t − s ⇒ dt 0 = −ds<br />
e, aten<strong>de</strong>n<strong>do</strong> à mudança <strong>de</strong> variável efectuada, os novos limites <strong>de</strong> integração tomam os valores:<br />
t 0 = −∞ ⇒ s =+∞ e t 0 = t ⇒ s =0.<br />
Deste mo<strong>do</strong>, obtém-se uma equação que estabelece a relação procurada entre σ e γ, istoé,a<br />
expressão (1.67) éumaequação constitutiva viscoelástica unidimensional.<br />
Uma vez que os resulta<strong>do</strong>s experimentais são, habitualmente, expressos em função <strong>do</strong> módulo<br />
<strong>de</strong> relaxação, é conveniente <strong>de</strong>screver o comportamento viscoelástico em função <strong>de</strong>ste parâmetro.<br />
Para tal, consi<strong>de</strong>ram-se pequenas variações na tensão <strong>de</strong>vidas a pequenas alterações na <strong>de</strong>formação<br />
[6, p. 112]<br />
Esta expressão po<strong>de</strong> ainda escrever-se na forma:<br />
dσ = Gdγ. (1.68)<br />
dσ = G dγ<br />
dt = G ˙γdt (1.69)<br />
dt<br />
21
que, por integração, conduz a uma outra relação constitutiva viscoelástica que traduz a <strong>de</strong>pendên-<br />
cia entre tensão e taxa <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação:<br />
σ =<br />
σ =<br />
Zt<br />
−∞<br />
∞Z<br />
0<br />
G(t − t 0 )˙γ(t 0 ) dt 0 , (1.70a)<br />
G(s)˙γ(t − s) ds. (1.70b)<br />
A equação (1.70b) resulta <strong>de</strong> (1.70a) por mudança <strong>de</strong> variável, s = t − t 0 .<br />
De acor<strong>do</strong> com da<strong>do</strong>s experimentais conheci<strong>do</strong>s, é plausível admitir que o módulo <strong>de</strong> relaxação<br />
po<strong>de</strong> ser expresso através <strong>de</strong> uma função exponencial, assumin<strong>do</strong> a forma [6, p. 112]:<br />
G(t) =G0e −t/λ . (1.71)<br />
Substituin<strong>do</strong> a equação (1.71) em (1.70a) obtém-se o Mo<strong>de</strong>lo <strong>de</strong> Maxwell, um<strong>do</strong>smo<strong>de</strong>los<br />
viscoelásticos lineares mais difundi<strong>do</strong>, que po<strong>de</strong> ser expresso, na sua forma integral, através da<br />
expressão [6, p. 113]<br />
σ =<br />
Zt<br />
−∞<br />
G0e −(t−t0 )/λ ˙γ(t 0 ) dt 0 . (1.72)<br />
Experimentalmente, verifica-se que os ajustes obti<strong>do</strong>s a partir <strong>de</strong>ste mo<strong>de</strong>lo não são muito cor-<br />
rectos, apesar <strong>do</strong> comportamento qualitativo apresenta<strong>do</strong> ser razoável. Com o intuito <strong>de</strong> superar<br />
esta lacuna, o mo<strong>de</strong>lo <strong>de</strong>ve ser escrito não em termos <strong>de</strong> um único tempo <strong>de</strong> relaxação, mas sim<br />
uma série <strong>de</strong> tempos, λk, ten<strong>do</strong> cada um <strong>de</strong>les um <strong>de</strong>termina<strong>do</strong> peso, Gk. Assim, em alternativa<br />
à equação (1.71), o módulo <strong>de</strong> relaxação po<strong>de</strong> ser calcula<strong>do</strong> através da expressão:<br />
G(t) =<br />
NX<br />
Gke −t/λk . (1.73)<br />
K=1<br />
Conjugan<strong>do</strong> as equações (1.70a) e (1.73) obtém-se o Mo<strong>de</strong>lo Generaliza<strong>do</strong> <strong>de</strong> Viscoelas-<br />
ticida<strong>de</strong> Linear [6, p.113]<br />
σ =<br />
Zt<br />
NP<br />
Gke<br />
K=1<br />
−∞<br />
−(t−t0 )/λk 0 0<br />
˙γ(t ) dt . (1.74)<br />
Como já foi cita<strong>do</strong>, é conveniente consi<strong>de</strong>rar o espaço tridimensional para <strong>de</strong>screver o com-<br />
portamento reológico <strong>de</strong> qualquer material, pois só <strong>de</strong>ste mo<strong>do</strong> se <strong>de</strong>fine completamente o esta<strong>do</strong><br />
<strong>de</strong> tensão e <strong>de</strong>formação <strong>de</strong> um corpo, pelo que os mo<strong>de</strong>los viscoelásticos apresenta<strong>do</strong>s <strong>de</strong>vem ser<br />
22
expandi<strong>do</strong>s a três dimensões. Recorren<strong>do</strong> ao tensor das tensões e ao tensor das taxas <strong>de</strong> <strong>de</strong>for-<br />
mação, po<strong>de</strong> obter-se a expansão pretendida e, <strong>de</strong>ste mo<strong>do</strong>, a equação constitutiva (1.70a) po<strong>de</strong><br />
ser escrita na forma [6, p. 115]:<br />
σ =<br />
Zt<br />
−∞<br />
G(t − t 0 )2D(t 0 ) dt 0 =<br />
ou seja, (1.75) é uma equação constitutiva viscoelástica tridimensional.<br />
Zt<br />
−∞<br />
G0e −(t−t0 )/λ 2D(t 0 ) dt 0 , (1.75)<br />
Por <strong>de</strong>rivação <strong>do</strong> Mo<strong>de</strong>lo <strong>de</strong> Maxwell, equação (1.72), é possível obter uma equação diferencial<br />
que traduz igualmente a viscoelasticida<strong>de</strong> linear, como se <strong>de</strong>monstra em seguida.<br />
dσ<br />
dt<br />
= d<br />
dt<br />
= d<br />
dt<br />
Zt<br />
−∞<br />
⎡<br />
= lim<br />
G0e −(t−t0 )/λ ˙γ(t 0 ) dt 0<br />
⎣ lim<br />
a→−∞<br />
a→−∞<br />
Zt<br />
a<br />
t<br />
⎡<br />
⎣ d<br />
Z<br />
dt<br />
a<br />
G0e −(t−t0 )/λ ˙γ(t 0 ) dt 0<br />
G0e −(t−t0 )/λ ˙γ(t 0 ) dt 0<br />
Por forma a <strong>de</strong>terminar a <strong>de</strong>rivada material presente na equação supracitada recorre-se à Regra<br />
<strong>de</strong> Leibnitz [12, p.11],<br />
que conduz a:<br />
dσ<br />
dt<br />
= lim<br />
a→−∞<br />
⎡<br />
Zt<br />
⎣<br />
Z<br />
d<br />
dt<br />
a<br />
= G0 ˙γ(t) − 1<br />
λ<br />
b(t)<br />
a(t)<br />
f(x, t) dx =<br />
Zb(t)<br />
a(t)<br />
∂f<br />
∂t<br />
⎤<br />
⎦<br />
⎤<br />
⎦<br />
db da<br />
dx + f(b, t) − f(a, t), (1.76)<br />
dt dt<br />
− 1<br />
λ G0e −(t−t0 )/λ 0 0 dt<br />
˙γ(t ) dt +<br />
dt G0e −(t−t)/λ ˙γ(t) − da<br />
dt Ge−(t−a)/λ ⎤<br />
˙γ(a) ⎦<br />
Zt<br />
−∞<br />
G0e −(t−t0 )/λ ˙γ(t 0 ) dt 0 , (1.77)<br />
uma vez que da<br />
dt =0.<br />
Aten<strong>de</strong>n<strong>do</strong> a (1.72), o resulta<strong>do</strong> anterior po<strong>de</strong> ser reescrito na forma:<br />
dσ<br />
dt = G0 ˙γ − σ<br />
, (1.78)<br />
λ<br />
23
que ao ser multiplica<strong>do</strong> por λ conduz à relação<br />
λ dσ<br />
dt = λG0 ˙γ − σ. (1.79)<br />
Ten<strong>do</strong> em consi<strong>de</strong>ração que a área abaixo da curva <strong>de</strong> relaxação <strong>de</strong> um líqui<strong>do</strong> correspon<strong>de</strong> ao<br />
valor <strong>de</strong> η 0, ou seja, da sua viscosida<strong>de</strong> para taxas <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação baixas, é possível escrever-se:<br />
η 0 =<br />
Z∞<br />
0<br />
G(t) dt =<br />
Resolven<strong>do</strong> o integral presente nesta relação vem:<br />
η 0 = lim<br />
a→∞<br />
Za<br />
0<br />
Z∞<br />
0<br />
G0e −t/λ dt.<br />
G0e −t/λ dt<br />
h<br />
= lim −λG0e<br />
a→∞<br />
−t/λi a<br />
0<br />
= λG0. (1.80)<br />
Na região <strong>de</strong> linearida<strong>de</strong> po<strong>de</strong> afirmar-se que η 0 → η, uma vez que as <strong>de</strong>formações e taxas <strong>de</strong><br />
<strong>de</strong>formação em causa são pequenas, pelo que a equação (1.81) po<strong>de</strong> ser escrita sob a forma:<br />
η = λG0. (1.81)<br />
Assim, por substituição <strong>de</strong> (1.81) na equação (1.79) obtém-se a forma diferencial <strong>do</strong> Mo<strong>de</strong>lo<br />
<strong>de</strong> Maxwell [6, p.117],<br />
λ dσ<br />
dt<br />
= η ˙γ − σ ⇔ σ + λdσ<br />
dt<br />
Que po<strong>de</strong> ser escrito, para três dimensões, sob a forma:<br />
= η ˙γ. (1.82)<br />
σ + λ ˙σ =2ηD. (1.83)<br />
Os mo<strong>de</strong>los viscoelásticos lineares apresenta<strong>do</strong>s foram <strong>de</strong>duzi<strong>do</strong>s em função <strong>de</strong> G, que traduz<br />
os resulta<strong>do</strong>s experimentais <strong>do</strong>s testes <strong>de</strong> relaxação. No entanto, <strong>de</strong> acor<strong>do</strong> com as características<br />
<strong>do</strong> material em estu<strong>do</strong> este po<strong>de</strong> não ser o teste i<strong>de</strong>al, pelo que a seguir serão apresenta<strong>do</strong>s, <strong>de</strong><br />
forma sucinta, outros ensaios e as funções materiais que representam os resulta<strong>do</strong>s por eles obti<strong>do</strong>s.<br />
24
Ensaios <strong>de</strong> Caracterização<br />
A caracterização <strong>do</strong> comportamento reológico é um aspecto bastante importante pois é o ponto<br />
<strong>de</strong> partida para estabelecer as várias equações constitutivas, ou seja, para <strong>de</strong>terminar os mo<strong>de</strong>los<br />
matemáticos que melhor <strong>de</strong>screvem as relações tensão/<strong>de</strong>formação ou tensão/taxa <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação<br />
para os diversos materiais.<br />
Os ensaios <strong>de</strong> caracterização existentes po<strong>de</strong>m ser classifica<strong>do</strong>s em: ensaios transitórios, ensaios<br />
dinâmicos e ensaios quase-estáticos. Os primeiros po<strong>de</strong>m ainda ser dividi<strong>do</strong>s em testes <strong>de</strong> relaxação<br />
(<strong>de</strong>scritos no início <strong>de</strong>sta secção) e testes <strong>de</strong> fluência. De entre os ensaios dinâmicos há que <strong>de</strong>stacar<br />
os testes oscilatórios.<br />
Quan<strong>do</strong> se preten<strong>de</strong> caracterizar a viscoelasticida<strong>de</strong> linear <strong>de</strong> um flui<strong>do</strong> é usual, como já foi<br />
cita<strong>do</strong>, recorrer a testes <strong>de</strong> relaxação. No entanto, estes apresentam alguns problemas quan<strong>do</strong> se<br />
preten<strong>de</strong> efectuar uma caracterização quer para tempos muito reduzi<strong>do</strong>s quer para perío<strong>do</strong>s muito<br />
longos. Limitações mecânicas <strong>do</strong>s instrumentos tornam difícil obter da<strong>do</strong>s fiáveis para t
Os resulta<strong>do</strong>s experimentais obti<strong>do</strong>s através <strong>de</strong>stes testes são expressos em função <strong>do</strong> módulo<br />
<strong>de</strong> susceptibilida<strong>de</strong> mecânica, J(t), que po<strong>de</strong> ser calcula<strong>do</strong> através <strong>de</strong> [4, p.14]<br />
J(t) = γ(t)<br />
. (1.84)<br />
Para que seja possível utilizar os da<strong>do</strong>s experimentais assim obti<strong>do</strong>s na mo<strong>de</strong>lação da viscoelas-<br />
ticida<strong>de</strong> linear, é necessário relacionar esta nova função material com o módulo <strong>de</strong> relaxação, o<br />
quenãoésimples.<br />
Um outro mo<strong>do</strong> <strong>de</strong> caracterizar a viscoelasticida<strong>de</strong> linear consiste em submeter o material<br />
em estu<strong>do</strong> a uma <strong>de</strong>formação que varia sinusoidalmente com o tempo, registan<strong>do</strong>-se a evolução<br />
temporal da tensão. Estes ensaios estão bastante difundi<strong>do</strong>s e <strong>de</strong>nominam-se ensaios oscilatórios.<br />
A resposta obtida nestes testes é, usualmente, uma função sinusoidal com igual frequência<br />
angular mas <strong>de</strong>sfasada um ângulo δ da <strong>de</strong>formação imposta (Figura 1.7). Se a amplitu<strong>de</strong> <strong>do</strong> sinal<br />
inicial for γ 0 e a frequência angular w po<strong>de</strong> escrever-se:<br />
on<strong>de</strong> i é a unida<strong>de</strong> imaginária.<br />
σ ou γ<br />
γ0<br />
σ0<br />
γ = γ 0sen(wt) =γ 0 e iwt , (1.85)<br />
σ = σ0sen (wt + δ) =σ0 e i(wt+δ) , (1.86)<br />
δ<br />
σ<br />
γ<br />
Tempo<br />
Figura 1.7: Ensaio oscilatório. (adapta<strong>do</strong> <strong>de</strong> [4, p.15] )<br />
Quan<strong>do</strong> se recorre a estes testes <strong>de</strong>fine-se uma nova função material <strong>de</strong>signada por módulo <strong>de</strong><br />
relaxação complexo, G ∗ , que po<strong>de</strong> ser <strong>de</strong>fini<strong>do</strong> através <strong>de</strong> [9, p.46]:<br />
G ∗ = G 0 + iG 00 , (1.87)<br />
on<strong>de</strong> G’ éomódulo <strong>de</strong> rigi<strong>de</strong>z e G” o módulo <strong>de</strong> dissipação. O primeiro diz respeito à componente<br />
elástica <strong>do</strong> material e é da<strong>do</strong> por<br />
G 0 = σ0<br />
cos(δ), (1.88)<br />
γ0 26
enquanto G” representa a energia dissipada por unida<strong>de</strong> <strong>de</strong> volume por ciclo <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação, ou<br />
seja, a parte viscosa da resposta, e é da<strong>do</strong> por [7, p.315]:<br />
G 00 = σ0<br />
sen(δ). (1.89)<br />
γ0 Estas gran<strong>de</strong>zas po<strong>de</strong>m ainda ser <strong>de</strong>terminadas através das equações<br />
G 0 (w) = Gλ2w2 1+λ 2 ηλw2<br />
=<br />
w2 1+λ 2 , (1.90)<br />
w2 G 00 (w) = Gλw<br />
1+λ 2 =<br />
w2 ηw<br />
1+λ 2 , (1.91)<br />
w2 se se consi<strong>de</strong>rar váli<strong>do</strong> o Mo<strong>de</strong>lo <strong>de</strong> Maxwell, expressão (1.82) ou,nocaso<strong>de</strong>serecorreraoMo<strong>de</strong>lo<br />
Generaliza<strong>do</strong> <strong>de</strong> Viscoelasticida<strong>de</strong> Linear, equação (1.74) [6, p. 124]:<br />
G 0 (w) = X<br />
k<br />
G 00 (w) = X<br />
k<br />
Gk<br />
Gk<br />
λ 2 k w2<br />
1+λ 2 , (1.92)<br />
kw2 λkw<br />
1+λ2 . (1.93)<br />
kw2 Outra função material muito utilizada para caracterizar a viscoelasticida<strong>de</strong> é a tg(δ), que<br />
representa a importância relativa das respostas elástica e viscosa <strong>do</strong>s materiais.<br />
tg(δ) = G00<br />
. (1.94)<br />
G0 Em alternativa ao módulo <strong>de</strong> relaxação complexo po<strong>de</strong> recorrer-se à viscosida<strong>de</strong> complexa,<br />
η ∗ ,que po<strong>de</strong> ser <strong>de</strong>finida através da relação [9, p.48]<br />
η ∗ = η 0 + iη 00 , (1.95)<br />
on<strong>de</strong> η 0 éaviscosida<strong>de</strong> dinâmica e η 00 representa a parte elástica da viscosida<strong>de</strong> complexa. Estas<br />
gran<strong>de</strong>zas estão relacionadas com os módulos <strong>de</strong> rigi<strong>de</strong>z e dissipação através das equações η 0 = G00<br />
w<br />
e η00 = G0<br />
w .<br />
O módulo <strong>de</strong> relaxação complexo e a viscosida<strong>de</strong> complexa po<strong>de</strong>m ser relaciona<strong>do</strong>s através da<br />
sua magnitu<strong>de</strong>,pois<br />
|η ∗ | = p η 02 + η 002 =<br />
s µG 00<br />
w<br />
2<br />
µ<br />
G0 +<br />
w<br />
27<br />
2<br />
= 1 p 1<br />
G02 + G002 =<br />
w<br />
w |G∗ | . (1.96)
1.6.2 Viscoelasticida<strong>de</strong> <strong>Não</strong>-Linear<br />
As equações constitutivas <strong>de</strong>vem possibilitar a caracterização <strong>de</strong> qualquer escoamento, pelo<br />
quesepo<strong>de</strong>afirmar que a teoria linear, abordada na secção anterior, não será a mais a<strong>de</strong>quada<br />
uma vez que o seu campo <strong>de</strong> aplicação se restringe a pequenas <strong>de</strong>formações. Por este facto, vários<br />
têm si<strong>do</strong> os investiga<strong>do</strong>res a procurar relações constitutivas que permitam prever fenómenos não-<br />
lineares tais como: tensões normais, pseu<strong>do</strong>plasticida<strong>de</strong> e dilatância em regime extensional, que<br />
serão <strong>de</strong>scritos <strong>de</strong> forma muito sintética no início <strong>de</strong>sta seccção.<br />
Como resulta<strong>do</strong> <strong>de</strong> to<strong>do</strong>s os estu<strong>do</strong>s <strong>de</strong>senvolvi<strong>do</strong>s nesta área po<strong>de</strong> encontrar-se um gran<strong>de</strong><br />
número <strong>de</strong> mo<strong>de</strong>los matemáticos que po<strong>de</strong>m ser dividi<strong>do</strong>s em: equações constitutivas não-lineares,<br />
mo<strong>de</strong>los diferenciais e mo<strong>de</strong>los integrais, que serão o alvo <strong>de</strong> estu<strong>do</strong> <strong>de</strong>sta secção.<br />
Diferença <strong>de</strong> Tensões Normais<br />
As diferenças <strong>de</strong> tensões normais, N 1 e N 2, foram já abordadas na Secção 1.3, e po<strong>de</strong>m ser<br />
encaradas como uma consequência da não-linearida<strong>de</strong>, uma vez que na presença <strong>de</strong> pequenas<br />
<strong>de</strong>formações, região <strong>de</strong> linearida<strong>de</strong>, se verifica que as três tensões normais tomam o mesmo valor<br />
o que implica diferenças <strong>de</strong> tensões normais nulas [9, p.55].<br />
Para um flui<strong>do</strong> viscoelástico, em escoamento <strong>de</strong> corte, as componentes <strong>do</strong> tensor das tensões<br />
po<strong>de</strong>m ser expressas como se indica em seguida.<br />
⎧<br />
⎪⎨<br />
⎪⎩<br />
σ12 = η(˙γ) ˙γ<br />
σ13 = σ23 =0<br />
σ11 − σ22 = N1(˙γ)<br />
σ22 − σ33 = N2(˙γ)<br />
Em alternativa às diferenças <strong>de</strong> tensões normais po<strong>de</strong>m <strong>de</strong>finir-se os 1 o e 2 o coeficientes <strong>de</strong><br />
tensões normais, ψ 1 e ψ 2, que po<strong>de</strong>m ser da<strong>do</strong>s pelas equações [6, p. 139]:<br />
Pseu<strong>do</strong>plasticida<strong>de</strong><br />
ψ 1 ≡ T11 − T22<br />
˙γ 2<br />
ψ 2 ≡ T22 − T33<br />
˙γ 2<br />
= N1<br />
2 , (1.97)<br />
˙γ<br />
= N2<br />
2 . (1.98)<br />
˙γ<br />
A pseu<strong>do</strong>plasticida<strong>de</strong> correspon<strong>de</strong>, como foi referi<strong>do</strong> aquan<strong>do</strong> da classificação <strong>do</strong>s flui<strong>do</strong>s <strong>Não</strong>-<br />
Newtonianos, a uma diminuição da viscosida<strong>de</strong> com o aumento da taxa <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação à qual está<br />
associada uma diminuição <strong>do</strong>s coeficientes <strong>de</strong> tensões normais.<br />
28
Este fenómeno é também evi<strong>de</strong>nte em medições temporais e po<strong>de</strong> ser expresso, para um es-<br />
coamento <strong>de</strong> corte estacionário, através da relação [6, p. 140]:<br />
on<strong>de</strong> η + representa a viscosida<strong>de</strong> <strong>de</strong>pen<strong>de</strong>nte <strong>do</strong> tempo.<br />
η + (t, ˙γ) = T12(t, ˙γ)<br />
, (1.99)<br />
˙γ<br />
De acor<strong>do</strong> com da<strong>do</strong>s experimentais conheci<strong>do</strong>s po<strong>de</strong> concluir-se que os <strong>de</strong>svios <strong>de</strong> η + relati-<br />
vamente à viscosida<strong>de</strong> linear se verificam apenas quan<strong>do</strong> ˙γ e γ = ˙γt tomam valores não muito<br />
pequenos.<br />
Usualmente, da<strong>do</strong>s inerentes a viscoelasticida<strong>de</strong> linear não po<strong>de</strong>m ser usa<strong>do</strong>s para prever com-<br />
portamentos não-lineares, como foi referi<strong>do</strong> no ínicio <strong>de</strong>sta secção. No entanto, em escoamento <strong>de</strong><br />
corte constata-se serem válidas algumas relações entre funções materiais lineares e não-lineares,<br />
tais como [6, p. 141]:<br />
η 0 (w) ¯ ¯ w→0 = η(˙γ)| ˙γ→0 , (1.100a)<br />
ψ 1(˙γ)| ˙γ→0 = N1(˙γ)<br />
˙γ 2<br />
¯<br />
˙γ→0<br />
= 2G0 (w)<br />
w 2<br />
¯<br />
¯ w→0<br />
. (1.100b)<br />
As relações (1.100a) e (1.100b) são válidas apenas para escoamentos com taxas <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação<br />
baixas, mas existem outras que se verifica serem válidas para taxas <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação mais elevadas.<br />
De entre elas po<strong>de</strong> referir-se uma lei empírica <strong>de</strong>nominada Lei <strong>de</strong> Cox-Merz,<br />
eaRelação <strong>de</strong> Lodge-Meissner, [6, p. 142]<br />
Dilatância em Regime Extensional<br />
η(˙γ) =|η ∗ (w)| ,paraw =˙γ, (1.101)<br />
N1 = σ12γ. (1.102)<br />
Até ao momento to<strong>do</strong>s os mo<strong>de</strong>los matemáticos e consi<strong>de</strong>rações apresentadas foram efectuadas<br />
ten<strong>do</strong> em vista escoamentos <strong>de</strong> corte, ten<strong>do</strong>-se ignora<strong>do</strong> o escoamento extensional. Tal <strong>de</strong>ve-se<br />
ao facto da maioria <strong>do</strong>s estu<strong>do</strong>s <strong>de</strong>senvolvi<strong>do</strong>s no senti<strong>do</strong> <strong>de</strong> encontrar equações constitutivas e<br />
mesmo classificação <strong>de</strong> flui<strong>do</strong>s serem realiza<strong>do</strong>s recorren<strong>do</strong> a escoamentos <strong>de</strong> corte.<br />
No entanto, torna-se agora oportuno tecer algumas consi<strong>de</strong>rações muito breves sobre escoa-<br />
mento extensional uma vez que uma das consequências da não-linearida<strong>de</strong> está relacionada com<br />
29
ele.<br />
Po<strong>de</strong>m consi<strong>de</strong>rar-se três tipos básicos <strong>de</strong> escoamento extensional, ilustra<strong>do</strong>s na Figura 1.8:<br />
escoamento uniaxial, planar e biaxial. No escoamento uniaxial o material é estica<strong>do</strong> numa direcção<br />
e comprimi<strong>do</strong>, com igual intensida<strong>de</strong>, nas outras duas; no biaxial o material sofre estiramento<br />
em duas direcções e compressão na outra, e no planar o material é estica<strong>do</strong> numa direcção e<br />
comprimi<strong>do</strong> numa segunda, manten<strong>do</strong>-se fixa a dimensão na terceira direcção.<br />
Figura 1.8: Tipos <strong>de</strong> escoamento extensional. (adapta<strong>do</strong> <strong>de</strong> [9, p. 76])<br />
Para evitar ambiguida<strong>de</strong>s, neste tipo <strong>de</strong> escoamento é usual <strong>de</strong>nominar-se a viscosida<strong>de</strong> por<br />
viscosida<strong>de</strong> extensional, η e, uma vez que o comportamento <strong>do</strong>s materiais em corte e extensão<br />
é bastante distinto, po<strong>de</strong>n<strong>do</strong> estabelecer-se algumas relações entre as viscosida<strong>de</strong>s <strong>de</strong> corte e<br />
extensão. Para flui<strong>do</strong>s <strong>Não</strong>-Newtonianos sujeitos a pequenas <strong>de</strong>formações po<strong>de</strong>m escrever-se as<br />
seguintes relações limite [7, p.46]:<br />
limηe(˙ε)<br />
=3limη(˙γ),<br />
(1.103a)<br />
˙ε→0 ˙γ→0<br />
lim<br />
˙ε→0 η eb(˙ε) =6lim<br />
˙γ→0 η(˙γ), (1.103b)<br />
lim<br />
˙ε→0 η ep(˙ε) =4lim<br />
˙γ→0 η(˙γ), (1.103c)<br />
para escoamento uniaxial, biaxial e planar, respectivamente, sen<strong>do</strong> ˙ε a taxa <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação exten-<br />
sional. Paraflui<strong>do</strong>s Newtonianos as relações supracitadas tomam a forma das equações:<br />
η e =3η, (1.104a)<br />
η eb =6η, (1.104b)<br />
η ep =4η. (1.104c)<br />
De mo<strong>do</strong> a relacionar as duas viscosida<strong>de</strong>s, Trouton estabeleceu uma relação matemática entre<br />
elas à qual foi atribuída a <strong>de</strong>signação <strong>de</strong> Número <strong>de</strong> Trouton, Tr, [7, p.47]<br />
Tr = ηe(˙ε) . (1.105)<br />
η(˙γ)<br />
30
Da expressão acima po<strong>de</strong> verificar-se que as duas viscosida<strong>de</strong>s são função <strong>de</strong> taxas <strong>de</strong> <strong>de</strong>-<br />
formação distintas o que po<strong>de</strong> conduzir a alguma ambiguida<strong>de</strong> quan<strong>do</strong> se efectua a comparação.<br />
Assim, com o intuito <strong>de</strong> a eliminar, Jones et al. [7, p.47] assumiram as relações (1.106a) e (1.106b)<br />
para a <strong>de</strong>terminação <strong>de</strong> Tr para os escoamentos uniaxial e planar. De mo<strong>do</strong> análogo, Huang e<br />
Kokini mostraram que para o caso <strong>de</strong> escoamento biaxial o Tr po<strong>de</strong> <strong>de</strong>terminar-se através <strong>de</strong><br />
[7, p.47]<br />
(Tr) uniaxial = ηe(˙ε) η( √ , (1.106a)<br />
3˙ε)<br />
(Tr) planar = ηe(˙ε) , (1.106b)<br />
η(2 ˙ε)<br />
(Tr) biaxial = ηe(˙ε) η( √ . (1.106c)<br />
12 ˙ε)<br />
Dos estu<strong>do</strong>s realiza<strong>do</strong>s neste âmbito, concluiram ainda que qualquer valor <strong>de</strong> Tr distinto <strong>de</strong> 3<br />
está associa<strong>do</strong> a um comportamento viscoelástico [9, p.80].<br />
Na Seccção 1.5.1 foi referi<strong>do</strong> que a maioria <strong>do</strong>s materiais reais apresentam proprieda<strong>de</strong>s pseu<strong>do</strong>-<br />
plásticas. No entanto, verifica-se experimentalmente que em escoamento extensional é usual en-<br />
contrar materiais que apresentam características dilatantes, ou seja, a viscosida<strong>de</strong> extensional au-<br />
menta com o aumento da taxa <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação. No entanto, um <strong>do</strong>s problemas que surge quan<strong>do</strong><br />
se trata um escoamento extensional é o facto <strong>de</strong> ser muito complica<strong>do</strong> atingir-se o esta<strong>do</strong> esta-<br />
cionário, pelo que surge a necessida<strong>de</strong> <strong>de</strong> <strong>de</strong>finir uma nova gran<strong>de</strong>za <strong>de</strong>signada por viscosida<strong>de</strong><br />
extensional transiente, η +<br />
E , que contabiliza a <strong>de</strong>pendência temporal [6, p. 142]:<br />
on<strong>de</strong> ˙ε é a taxa <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação em esta<strong>do</strong> estacionário.<br />
η + e (t, ˙ε) ≡ T11(t, ˙ε) − T22(t, ˙ε)<br />
, (1.107)<br />
˙ε<br />
No âmbito da não-linearida<strong>de</strong> vários têm si<strong>do</strong> os investiga<strong>do</strong>res a procurar encontrar relações<br />
constitutivas que prevejam os vários fenómenos que lhe estão adjacentes. Estes estu<strong>do</strong>s conduziram<br />
a um gran<strong>de</strong> número <strong>de</strong> mo<strong>de</strong>los matemáticos que po<strong>de</strong>m ser dividi<strong>do</strong>s em: equações constitutivas<br />
não-lineares, mo<strong>de</strong>los diferenciais e mo<strong>de</strong>los integrais.<br />
Equações Constitutivas <strong>Não</strong>-Lineares<br />
De mo<strong>do</strong> a encontrar mo<strong>de</strong>los matemáticos que <strong>de</strong>screvam os fenómenos não-lineares cita<strong>do</strong>s<br />
po<strong>de</strong> partir-se <strong>de</strong> uma expansão da tensão, σ, em função da taxa <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação, 2D, <strong>de</strong> potências<br />
<strong>de</strong> 2D e ainda das <strong>de</strong>rivadas convectivas <strong>de</strong> 2D. Partin<strong>do</strong> <strong>de</strong>ste princípio é possível obter-se a<br />
31
equação [4, p.73]<br />
O<br />
σ =2η0D − ψ1,0D +4ψ2,0D · D (1.108)<br />
que, obviamente, po<strong>de</strong> ser escrita em função <strong>do</strong> tensor das tensões totais sob a forma:<br />
T = −pI +2η0D − ψ1,0D +4ψ2,0D · D.<br />
O mo<strong>de</strong>lo reológico assim encontra<strong>do</strong> <strong>de</strong>nomina-se Equação <strong>de</strong> Flui<strong>do</strong> <strong>de</strong> Segunda Or<strong>de</strong>m<br />
e é a equação constitutiva mais simples capaz <strong>de</strong> prever a primeira diferença <strong>de</strong> tensões normais.<br />
Esta relação só po<strong>de</strong> ser aplicada no caso <strong>de</strong> escoamentos muito lentos ou que variam lentamente,<br />
por forma a assegurar pequenos <strong>de</strong>svios relativamente ao comportamento Newtoniano.<br />
Outro mo<strong>do</strong> <strong>de</strong> encontrar equações constitutivas não-lineares consiste em modificar o Mo<strong>de</strong>lo<br />
<strong>de</strong> Maxwell. Desta forma, e como se ilustra em seguida, po<strong>de</strong> obter-se o Mo<strong>de</strong>lo <strong>de</strong> Lodge e o<br />
Mo<strong>de</strong>lo <strong>de</strong> Maxwell Convectivo Superior.<br />
Consi<strong>de</strong>re-se o Mo<strong>de</strong>lo <strong>de</strong> Maxwell, equação (1.72), para um escoamento <strong>de</strong> corte, ou seja,<br />
σ12 =<br />
Zt<br />
−∞<br />
O<br />
G0e −(t−t0 )/λ ˙γ(t 0 ) dt 0 .<br />
Integran<strong>do</strong> por partes obtém-se a Equação <strong>de</strong> Lodge:<br />
on<strong>de</strong> γ(t, t 0 )=<br />
Zt<br />
t 0<br />
˙γ(t 00 ) dt 00 .<br />
σ12 =<br />
Zt<br />
−∞<br />
G0<br />
λ e−(t−t0 )/λ γ(t, t 0 ) dt 0 , (1.109)<br />
De mo<strong>do</strong> a generalizar este mo<strong>de</strong>lo a três dimensões recorre-se ao tensor <strong>de</strong> Finger, B 2 ,umavez<br />
que é uma das gran<strong>de</strong>zas tensoriais que permite caracterizar totalmente o esta<strong>do</strong> <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação<br />
<strong>de</strong> um material, obten<strong>do</strong>-se o Mo<strong>de</strong>lo <strong>de</strong> Lodge [6, p. 153]:<br />
σ =<br />
Zt<br />
−∞<br />
G0<br />
λ e−(t−t0 )/λ ¡ B(t, t 0 ) − I ¢ dt 0 . (1.110)<br />
Este mo<strong>de</strong>lo po<strong>de</strong> ainda ser escrito recorren<strong>do</strong> à função memória uma vez que M = − dG<br />
dt =<br />
2<br />
De referir que se subtrai o tensor i<strong>de</strong>ntida<strong>de</strong> a B porformaagarantirquea<strong>de</strong>formaçãoénulaquan<strong>do</strong>na<br />
ausência <strong>de</strong> forças externas, situação em que B=I.<br />
32
G0<br />
λ e−(t−t0 )/λ , obten<strong>do</strong>-se:<br />
σ =<br />
Zt<br />
−∞<br />
M(t, t 0 ) ¡ B(t, t 0 ) − I ¢ dt 0 . (1.111)<br />
Por <strong>de</strong>rivação <strong>de</strong> (1.110) em or<strong>de</strong>m a t, recorren<strong>do</strong> à Regra <strong>de</strong> Leibnitz, obtém-se:<br />
Dσ<br />
Dt<br />
⎡<br />
D<br />
= ⎣ lim<br />
Dt a→−∞<br />
= lim<br />
a→−∞<br />
=<br />
+ G0<br />
λ<br />
Zt<br />
−∞<br />
Zt<br />
a<br />
Zt<br />
a<br />
G0<br />
λ e−(t−t0 )/λ ¡ B(t, t 0 ) − I ¢ dt 0⎦<br />
µ<br />
− G0<br />
λ 2 e−(t−t0 )/λ ¡ B(t, t 0 ) − I ¢ + G0<br />
λ e−(t−t0 )/λ ∂B<br />
∂t (t, t0 <br />
)<br />
µ<br />
G0<br />
(B(t, t) − I) − lim<br />
a→−∞ λ e−(t−a)/λ <br />
(B(t, a) − I)<br />
− G0<br />
λ 2 e−(t−t0 )/λ ¡ B(t, t 0 ) − I ¢ dt 0 +<br />
Zt<br />
−∞<br />
⎤<br />
G0<br />
λ e−(t−t0 )/λ ∂B<br />
∂t (t, t0 ) dt 0 .<br />
dt 0 +<br />
Ten<strong>do</strong> em consi<strong>de</strong>ração a equação (1.110), esta relação po<strong>de</strong> ainda escrever-se sob a forma:<br />
Dσ<br />
Dt<br />
= − 1<br />
λ σ+<br />
Zt<br />
−∞<br />
G0<br />
λ e−(t−t0 )/λ ∂B<br />
∂t (t, t0 ) dt 0 . (1.112)<br />
Aten<strong>de</strong>n<strong>do</strong> à <strong>de</strong>finição <strong>do</strong> tensor <strong>de</strong> Finger, equação (1.24), a <strong>de</strong>rivada ∂B<br />
∂t édadapor:<br />
e as <strong>de</strong>rivadas ∂ ∂t<br />
∂B<br />
∂t<br />
∂F<br />
=<br />
∂t FT + F ∂FT<br />
, (1.113)<br />
∂t<br />
<strong>do</strong> tensor <strong>do</strong>s gradientes <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação e <strong>do</strong> seu transposto são dadas pelas<br />
equações (1.114) e (1.115), respectivamente.<br />
∂F<br />
∂t<br />
∂F T<br />
∂t<br />
Ã<br />
∂<br />
=<br />
∂t<br />
∂xi<br />
∂x 0 j<br />
!<br />
= ∂<br />
∂x 0 j<br />
µ <br />
∂xi<br />
=<br />
∂t<br />
∂vi ∂xk<br />
∂xk ∂x0 j<br />
= (∇v) T · F (1.114)<br />
Ã<br />
∂<br />
=<br />
∂t<br />
=<br />
Ã<br />
∂vi<br />
∂xk<br />
∂xi<br />
∂x 0 j<br />
! T<br />
∂xk<br />
∂x0 ! T<br />
j<br />
=<br />
=<br />
Ã<br />
∂<br />
∂x 0 j<br />
Ã<br />
∂xk<br />
∂x 0 j<br />
µ <br />
∂xi<br />
∂t<br />
! T<br />
! T µ ∂vi<br />
∂xk<br />
= F T · ∇v (1.115)<br />
33<br />
T
Por substituição <strong>de</strong> (1.114) e (1.115) em (1.113) tem-se:<br />
∂B<br />
∂t =(∇v)T · FF T + FF T · ∇v =(∇v) T · B + B·∇v. (1.116)<br />
Conjugan<strong>do</strong> as equações (1.112) e (1.116) obtém-se:<br />
Dσ<br />
Dt<br />
= − 1<br />
λ σ+<br />
= − 1<br />
λ σ+<br />
Zt<br />
−∞<br />
Zt<br />
−∞<br />
= − 1<br />
λ σ+(∇v)T<br />
G0<br />
λ e−(t−t0 )/λ h<br />
(∇v) T · B(t, t 0 )+B(t, t 0 i<br />
)·∇v<br />
G0<br />
λ e−(t−t0 )/λ (∇v) T · B(t, t 0 ) dt 0 +<br />
Zt<br />
−∞<br />
G0<br />
λ e−(t−t0 Zt<br />
)/λ 0 0<br />
B(t, t ) dt +<br />
O integral presente na equação acima po<strong>de</strong> ser escrito na forma:<br />
Zt<br />
−∞<br />
G0<br />
λ e−(t−t0 )/λ B(t, t 0 ) dt 0 =<br />
=<br />
Zt<br />
−∞<br />
Zt<br />
−∞<br />
= σ + lim<br />
Zt<br />
−∞<br />
−∞<br />
dt 0<br />
G0<br />
λ e−(t−t0 )/λ B(t, t 0 )·∇v dt 0<br />
G0<br />
λ e−(t−t0 )/λ B(t, t 0 ) dt 0 ∇v. (1.117)<br />
∙<br />
G0<br />
λ e−(t−t0 )/λ ¡ B(t, t 0 ) − I ¢ + G0<br />
λ e−(t−t0 ¸<br />
)/λ<br />
I<br />
G0<br />
λ e−(t−t0 )/λ ¡ B(t, t 0 ) − I ¢ dt 0 +<br />
Zt<br />
a→−∞<br />
−∞<br />
G0<br />
λ e−(t−t0 )/λ I dt 0<br />
h<br />
= σ + lim G0e<br />
a→−∞<br />
−(t−t0 it )/λ<br />
I<br />
a<br />
Zt<br />
−∞<br />
dt 0<br />
G0<br />
λ e−(t−t0 )/λ I dt 0<br />
= σ + G0I. (1.118)<br />
Assim, por substituição <strong>de</strong> (1.118) em (1.117), e ten<strong>do</strong> em conta a <strong>de</strong>finição <strong>do</strong> tensor das<br />
taxas <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação, equação (1.33), obtém-se a relação:<br />
˙σ = − 1<br />
λ σ +(∇v)T · (σ + G0 I)+(σ + G0I) · ∇v<br />
= − 1<br />
λ σ+(∇v)T · σ + σ · ∇v+G0I·<br />
³<br />
(∇v) T ´<br />
+ ∇v<br />
= − 1<br />
λ σ+(∇v)T · σ + σ · ∇v +2G0D. (1.119)<br />
Multiplican<strong>do</strong> ambos os membros da equação (1.119) por λ e consi<strong>de</strong>ran<strong>do</strong> a <strong>de</strong>rivada convec-<br />
34
tiva superior, relação (1.13), obtém-se a expressão que traduz o Mo<strong>de</strong>lo <strong>de</strong> Maxwell Convec-<br />
tivo Superior (UCM) [6, p. 149]:<br />
³<br />
λ ˙σ − (∇v) T ´<br />
· σ − σ · ∇v + σ =2λG0D ⇔ λ O σ + σ =2λG0D. (1.120)<br />
Aten<strong>de</strong>n<strong>do</strong> à relação (1.80), o Mo<strong>de</strong>lo <strong>de</strong> Maxwell Convectivo Superior po<strong>de</strong> ainda escrever-se na<br />
forma:<br />
σ + λ O σ =2η 0D (1.121)<br />
Pelo mo<strong>do</strong> como foram <strong>de</strong>duzi<strong>do</strong>s, po<strong>de</strong> concluir-se que a Equação <strong>de</strong> Lodge e o UCM são<br />
idênticos, pelo que as suas previsões também o são.<br />
Em escoamento <strong>de</strong> corte em esta<strong>do</strong> estacionário prevêem uma viscosida<strong>de</strong> e uma 1 a diferença<br />
<strong>de</strong> tensões normais constantes e um valor nulo para a 2 a diferença <strong>de</strong> tensões normais. Estas<br />
previsões po<strong>de</strong>m ser sumariadas da seguinte forma [6, p.150]:<br />
⎧<br />
⎪⎨<br />
⎪⎩<br />
η = η 0<br />
N1 = σ11 − σ22 =2η 0λ ˙γ 2<br />
N2 = σ22 − σ33 =0<br />
Para um escoamento extensional uniaxial estacionário a viscosida<strong>de</strong> prevista po<strong>de</strong> ser <strong>de</strong>ter-<br />
minada através da expressão [6, p.151]:<br />
η e = σ11 − σ22<br />
˙ε<br />
= 2η 0<br />
1 − 2λ˙ε + η 0<br />
1+λ˙ε ,<br />
o que permite concluir que estes mo<strong>de</strong>los prevêem dilatância em regime extensional, da<strong>do</strong> que<br />
a viscosida<strong>de</strong> extensional diverge para um valor finito <strong>de</strong> taxa <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação ˙ε = 1<br />
2λ ,comose<br />
mostra em seguida.<br />
lim<br />
˙ε→ 1<br />
2λ<br />
µ<br />
2η0<br />
ηe = lim<br />
1<br />
˙ε→ 1 − 2λ˙ε<br />
2λ<br />
+ η <br />
0<br />
=+∞<br />
1+λ˙ε<br />
Em suma, verifica-se que os mo<strong>de</strong>los <strong>de</strong> Lodge e UCM traduzem satisfatoriamente o compor-<br />
tamento qualitativo <strong>de</strong> um gran<strong>de</strong> número <strong>de</strong> flui<strong>do</strong>s, mas quantitativamente apresentam <strong>de</strong>svios<br />
consi<strong>de</strong>ráveis [6, p. 156].<br />
Mo<strong>de</strong>los Diferenciais<br />
Por forma a ultrapassar as falhas inerentes ao UCM este po<strong>de</strong> ser generaliza<strong>do</strong>, permitin<strong>do</strong><br />
obter outras equações constitutivas que representam os efeitos da não-linearida<strong>de</strong> <strong>de</strong> forma mais<br />
correcta.<br />
35<br />
.
Os Mo<strong>de</strong>los Diferenciais assim <strong>de</strong>senvolvi<strong>do</strong>s são da forma:<br />
σ + λ O σ + f1(σ, 2D)+f2(σ) =2η 0D, (1.122)<br />
on<strong>de</strong> f1(σ, 2D) influencia a velocida<strong>de</strong> com que a tensão ten<strong>de</strong> a aumentar e f2(σ) modifica a<br />
velocida<strong>de</strong> com que a tensão ten<strong>de</strong> a diminuir. Apesar <strong>de</strong> ser plausível admitir que os efeitos não-<br />
lineares introduzi<strong>do</strong>s por f1 e f2 alteram a <strong>de</strong>pendência temporal da tensão para escoamentos em<br />
regime transiente <strong>de</strong> forma distinta, verifica-se que os efeitos introduzi<strong>do</strong>s por ambas são similares<br />
[6, p. 166].<br />
UmavezqueosMo<strong>de</strong>losDiferenciaismaisusuaissão<strong>do</strong>tipodaequação(1.122) ésimples<br />
verificar que as diferenças existentes entre eles estarão associadas às funções f1 e f2, cujasex-<br />
pressões são <strong>de</strong>duzidas com base em princípios moleculares. Assim, <strong>de</strong>pen<strong>de</strong>n<strong>do</strong> das funções f1 e<br />
f2 propostas surgiram vários mo<strong>de</strong>los, alguns <strong>do</strong>s quais serão apresenta<strong>do</strong>s nesta secção.<br />
Em 1982, Giesekus sugeriu uma equação diferencial não linear <strong>do</strong> tipo da representada por<br />
(1.122) em que as funções f1 e f2 tomam a forma [6, p.167]:<br />
⎧<br />
⎨<br />
⎩<br />
f1(σ, 2D) =0<br />
f2(σ) = µ ,<br />
(σ · σ)<br />
G<br />
on<strong>de</strong> µ é um parâmetro que está associa<strong>do</strong> a fenómenos moleculares e 0 ≤ µ ≤ 1. Assim, o<br />
Mo<strong>de</strong>lo <strong>de</strong> Giesekus étraduzi<strong>do</strong>pelaequação:<br />
σ + λ O σ + µ<br />
G σ2 =2η 0D. (1.123)<br />
As previsões obtidas através <strong>de</strong>ste mo<strong>de</strong>lo para escoamento <strong>de</strong> corte são:<br />
η = η s + η p<br />
"<br />
λ2<br />
e para escoamento extensional uniaxial tem-se<br />
λ1<br />
µ<br />
+ 1 − λ2<br />
<br />
λ1<br />
(1 − f) 2<br />
#<br />
,<br />
1+(1−2µ) f<br />
N1 = 2˙γ2 ηp (λ1 − λ2) f (1 − µf)<br />
(λ1 ˙γ) 2 ,<br />
µ (1 − f)<br />
η e =3η p<br />
N2 = ηp (λ1 − λ2) f<br />
(λ1 ˙γ) 2 .<br />
½ λ2<br />
λ1<br />
µ<br />
+ 1 − λ2<br />
¾<br />
A<br />
,<br />
λ1 6µ<br />
on<strong>de</strong> o índice s diz respeito a um termo Newtoniano (σs =2η sD), o índice p a um termo da<strong>do</strong><br />
36
pelo UCM e<br />
A =3+<br />
f =<br />
1 − χ<br />
1+χ (1 − 2µ)<br />
ηs λ2 = λ1<br />
ηp ; χ 2 =<br />
,<br />
h<br />
1<br />
1+16µ (1 − µ)(λ1˙γ) 2i 2<br />
8µ (1 − µ)(λ1 ˙γ) 2<br />
− 1<br />
,<br />
h<br />
1 h<br />
1<br />
1 − 4(1− 2µ) λ1 ˙ε +4(λ1˙ε) 2i 2<br />
− 1+2(1−2µ) λ1 ˙ε +(λ1˙ε) 2i 2<br />
Este mo<strong>de</strong>lo permite a obtenção <strong>de</strong> bons ajustes no caso <strong>de</strong> escoamentos <strong>de</strong> corte. No entanto,<br />
quan<strong>do</strong> o escoamento em causa é extensional os ajustes obti<strong>do</strong>s não são muito bons.<br />
Phan Thien e Tanner também <strong>de</strong>senvolveram trabalhos nesta área e como culminar <strong>do</strong>s seus<br />
estu<strong>do</strong>s, em 1984, sugeriram as seguintes expressões para as funções f1 e f2 [6, p. 167]:<br />
⎧<br />
⎨<br />
⎩<br />
λ1 ˙ε<br />
f1(σ, 2D) =ξ (D · σ + σ · D)<br />
f2(σ) =exp<br />
³ υ<br />
G Iσ<br />
´<br />
(σ − I) =exp<br />
³<br />
υ<br />
G trσ<br />
´<br />
(σ − I) ,<br />
on<strong>de</strong> ξ e υ são funções características <strong>do</strong> material, po<strong>de</strong>n<strong>do</strong> ξ po<strong>de</strong> ser constante ou função <strong>de</strong><br />
II2D. Assim, o Mo<strong>de</strong>lo <strong>de</strong> Phan-Thien Tanner (PTT) é da<strong>do</strong> por:<br />
σ + λ O ³<br />
υ<br />
σ + ξ (D · σ + σ · D)+exp<br />
G trσ<br />
´<br />
(σ − I) =2η0D. (1.124)<br />
Este mo<strong>de</strong>lo prevê, para escoamento <strong>de</strong> corte [9, p. 155]<br />
ηpf η = ηs +<br />
f 2 2 ,<br />
+ ξ (2 − ξ)(λ˙γ) N1 =<br />
com f uma função que satisfaz a condição:<br />
2ηpλ ˙γ 2<br />
f 2 2 ,<br />
+ ξ (2 − ξ)(λ˙γ) N2 = − ξ<br />
2 N1.<br />
ln(f) = 2υ (λ ˙γ)2 (1 − ξ)<br />
f 2 2 .<br />
+ ξ (2 − ξ)(λ˙γ) No caso <strong>de</strong> escoamento extensional uniaxial prevê<br />
η e =3η s +<br />
2ηp f − 2λ˙ε (1 − ξ) +<br />
ηp f + λ˙ε (1 − ξ) ,<br />
37<br />
.
on<strong>de</strong> f obe<strong>de</strong>ce a<br />
ln(f) =<br />
6υ (λ˙ε) 2 (1 − ξ)<br />
[f − 2λ˙ε (1 − ξ)] [f + λ˙ε (1 − ξ)] .<br />
Quanto aos méritos <strong>de</strong>ste mo<strong>de</strong>lo po<strong>de</strong>m citar-se os bons ajustes obti<strong>do</strong>s para vários tipos <strong>de</strong><br />
<strong>de</strong>formação, enquanto que no que diz respeito a lacunas po<strong>de</strong>m referir-se as oscilações espúrias na<br />
incepção <strong>de</strong> escoamento <strong>de</strong> corte quan<strong>do</strong> ξ 6= 0eofactoda2 a diferença <strong>de</strong> tensões normais ser<br />
nula quan<strong>do</strong> ξ =0[6, p. 167].<br />
Em 1977, Johnson e Segalman propuseram um mo<strong>de</strong>lo muito semelhante ao PTT no qual as<br />
funções f1 e f2 são dadas por [6, p. 167]:<br />
⎧<br />
⎨<br />
⎩<br />
f1(σ, 2D) =ξ (D · σ + σ · D)<br />
f2(σ) =0<br />
ou seja, o Mo<strong>de</strong>lo <strong>de</strong> Johnson-Segalman é representa<strong>do</strong> por:<br />
σ + λ O σ + ξ (D · σ + σ · D) =2η 0D. (1.125)<br />
Através <strong>de</strong>ste mo<strong>de</strong>lo obtêm-se, para escoamento <strong>de</strong> corte, as seguintes previsões [9, p. 155]:<br />
η = η s +<br />
N1 =<br />
N1 =<br />
e para escoamento extensional uniaxial tem-se<br />
η0 1+ ¡ 1 − ξ 2¢ λ 2 , 2 ˙γ<br />
2λη0 1+ ¡ 1 − ξ 2¢ 2 ,<br />
λ<br />
(ξ − 1) λη0 1+ ¡ 1 − ξ2¢ λ2 . 2 ˙γ<br />
η e = η 0<br />
1 − 2ξ ˙ε .<br />
Tal como o PTT este mo<strong>de</strong>lo prevê oscilações espúrias na incepção <strong>de</strong> escoamento <strong>de</strong> corte e<br />
prevê ainda singularida<strong>de</strong>s em escoamento extensional. Em contrapartida, este mo<strong>de</strong>lo apresenta<br />
ajustes razoáveis para escoamentos <strong>de</strong> corte estacionários [6, p. 167].<br />
Mo<strong>de</strong>los Integrais<br />
Os Mo<strong>de</strong>los Integrais surgem como consequência <strong>de</strong> um esforço <strong>de</strong>senvolvi<strong>do</strong> no senti<strong>do</strong> <strong>de</strong><br />
encontrar relações constitutivas que <strong>de</strong>screvam <strong>de</strong> forma mais a<strong>de</strong>quada o comportamento <strong>do</strong>s<br />
vários materiais, uma vez que os Mo<strong>de</strong>los <strong>de</strong> Lodge e UCM se mostram ina<strong>de</strong>qua<strong>do</strong>s em diversas<br />
38<br />
,
situações.<br />
As falhas que se preten<strong>de</strong>m ultrapassar pren<strong>de</strong>m-se com o facto <strong>de</strong> nos Mo<strong>de</strong>los <strong>de</strong> Lodge<br />
e UCM a componente elástica correspon<strong>de</strong>r à <strong>de</strong> um sóli<strong>do</strong> <strong>de</strong> Hooke. Assim, por forma a su-<br />
perar esta falha vários autores <strong>de</strong>senvolveram mo<strong>de</strong>los matemáticos que se baseiam numa versão<br />
viscoelástica da equação constitutiva <strong>de</strong> um sóli<strong>do</strong> elástico 3 ,<br />
T = −pI + g1 (IB,IIB) B + g2 (IB,IIB) B −1 ,<br />
on<strong>de</strong> gi são funções escalares <strong>de</strong>pen<strong>de</strong>ntes <strong>do</strong>s invariantes <strong>do</strong> tensor <strong>de</strong> Finger. Esta equação po<strong>de</strong><br />
ainda ser escrita com base em balanços energéticos que conduzem a uma relação que tem em conta<br />
a função energia <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação, W, [6, p.43]<br />
∂W (IB,IIB) ∂W (IB,IIB)<br />
σ =2 B − 2 B<br />
∂IB<br />
∂IIB<br />
−1 . (1.126)<br />
Com base nesta i<strong>de</strong>ia, Kaye em 1962 e posteriormente Bernstein, Kearsley e Zapas, em 1963,<br />
propuseram, ten<strong>do</strong> ainda em consi<strong>de</strong>ração que a função W <strong>de</strong>pen<strong>de</strong> da história <strong>do</strong>s invariantes <strong>de</strong><br />
B, que[6, p. 158]<br />
W =<br />
Zt<br />
−∞<br />
u £ ¡ 0<br />
IB t, t ¢ ¡ 0<br />
,IIB t, t ¢ ,t− t 0¤ dt 0 , (1.127)<br />
on<strong>de</strong> u (IB,IIB,t− t 0 ) é uma função potencial <strong>de</strong>pen<strong>de</strong>nte <strong>do</strong> tempo.<br />
Substituin<strong>do</strong> (1.127) em (1.126) obtém-se a Equação K-BKZ:<br />
σ =<br />
Zt<br />
−∞<br />
∙<br />
2 ∂u[IB (t, t 0 ) ,IIB (t, t 0 ) ,t− t 0 ]<br />
∂IB<br />
B − 2 ∂u[IB (t, t0 ) ,IIB (t, t0 ) ,t− t0 ]<br />
B<br />
∂IIB<br />
−1<br />
¸<br />
dt 0 . (1.128)<br />
Através <strong>de</strong>ste mo<strong>de</strong>lo po<strong>de</strong> prever-se uma enorme varieda<strong>de</strong> <strong>de</strong> comportamentos. No entanto,<br />
uma vez que a função <strong>de</strong> energia u <strong>de</strong>pen<strong>de</strong> <strong>de</strong> <strong>do</strong>is invariantes e <strong>do</strong> tempo, não é simples calculá-<br />
la. Para tal é necessário um gran<strong>de</strong> número <strong>de</strong> da<strong>do</strong>s exprerimentais ou ter conhecimentos da<br />
teoria molecular, pelo que é conveniente simplificar a <strong>de</strong>scrição traduzida por (1.128).<br />
Se se restringir o campo <strong>de</strong> aplicação a escoamentos <strong>de</strong> corte a equação (1.128) reduz-se a:<br />
σ12 =<br />
Zt<br />
−∞<br />
µ<br />
∂u<br />
2 −<br />
∂IB<br />
∂u<br />
<br />
γ<br />
∂IIB<br />
¡ t, t 0¢ dt 0 , (1.129)<br />
3 Esta expansão po<strong>de</strong> ser <strong>de</strong>terminada <strong>de</strong> forma análoga ao efectua<strong>do</strong> aquan<strong>do</strong> da <strong>de</strong>dução da equação constitutiva<br />
<strong>de</strong> um flui<strong>do</strong> viscoso, equação (1.42), partin<strong>do</strong> da relação σ = GB, que traduz a relação linear para um sóli<strong>do</strong> <strong>de</strong><br />
Hooke.<br />
39
umavezqueparaestetipo<strong>de</strong>escoamentosetem[6, p.31],<br />
⎡<br />
1+γ<br />
⎢<br />
B = ⎢<br />
⎣<br />
2 ⎤<br />
γ<br />
γ<br />
1<br />
0<br />
⎥<br />
0 ⎥<br />
⎦<br />
0 0 1<br />
e B−1 ⎡<br />
1<br />
⎢<br />
= ⎢ −γ<br />
⎣<br />
−γ<br />
1+γ<br />
0<br />
2 ⎤<br />
⎥<br />
0 ⎥<br />
⎦<br />
0 0 1<br />
.<br />
Ainda ten<strong>do</strong> em consi<strong>de</strong>ração a restrição apresentada, as diferenças <strong>de</strong> tensões normais po<strong>de</strong>m ser<br />
<strong>de</strong>terminadas através das equações:<br />
N1 =<br />
Zt<br />
−∞<br />
N2 = −<br />
µ<br />
∂u<br />
2 −<br />
∂IB<br />
∂u<br />
<br />
γ<br />
∂IIB<br />
2 ¡ t, t 0¢ dt 0 ,<br />
Zt<br />
−∞<br />
2 ∂u<br />
γ<br />
∂IIB<br />
2 ¡ t, t 0¢ dt 0 .<br />
Defina-se uma nova função <strong>de</strong>signada por φ [6, p. 159],<br />
φ ¡ γ,t − t 0¢ µ<br />
∂u<br />
≡ 2 −<br />
∂IB<br />
∂u<br />
<br />
.<br />
∂IIB<br />
Esta função po<strong>de</strong> ser obtida facilmente, pois quan<strong>do</strong> se aplica uma <strong>de</strong>formação instantânea a um<br />
material,γ , esta é in<strong>de</strong>pen<strong>de</strong>nte <strong>do</strong> tempo, pelo que a equação (1.129) po<strong>de</strong> ser escrita na forma:<br />
σ12 = γ<br />
Z0<br />
−∞<br />
µ<br />
∂u<br />
2 −<br />
∂IB<br />
∂u<br />
<br />
∂IIB<br />
dt 0 = γ<br />
Z0<br />
−∞<br />
φ ¡ γ,t − t 0¢ dt 0<br />
e, ten<strong>do</strong> em conta a <strong>de</strong>finição <strong>do</strong> módulo <strong>de</strong> relaxação, po<strong>de</strong> escrever-se<br />
G (γ,t) = σ12 (γ,t)<br />
γ<br />
=<br />
Z0<br />
−∞<br />
φ ¡ γ,t − t 0¢ dt 0 ⇒<br />
dG (γ,t)<br />
dt<br />
= φ (γ,t) . (1.130)<br />
Assim, conhecen<strong>do</strong> a função φ, a1 a diferença <strong>de</strong> tensões normais e σ12 po<strong>de</strong>m ser <strong>de</strong>termina<strong>do</strong>s<br />
para qualquer <strong>de</strong>formação <strong>de</strong> corte.<br />
Admita-se ainda que o módulo <strong>de</strong> relaxação é factorizável em termos <strong>de</strong>pen<strong>de</strong>ntes da <strong>de</strong>for-<br />
mação e <strong>do</strong> tempo, isto é, G (γ,t) po<strong>de</strong> ser escrito sob a forma:<br />
G (γ,t) =G(t)h(γ), (1.131)<br />
sen<strong>do</strong> h(γ) <strong>de</strong>nominada por função <strong>de</strong> <strong>de</strong>caimento. Como consequência <strong>de</strong> (1.131) e ten<strong>do</strong> em<br />
consi<strong>de</strong>ração que a função memória correspon<strong>de</strong> à <strong>de</strong>rivada temporal <strong>de</strong> G (γ,t), tem-se que φ<br />
40
também po<strong>de</strong> ser factorizada na forma:<br />
pelo que, para uma <strong>de</strong>formação <strong>de</strong> corte, se po<strong>de</strong> escrever:<br />
φ (γ,t)= dG(t)<br />
h(γ) =M(t)h(γ), (1.132)<br />
dt<br />
σ12 =<br />
Zt<br />
−∞<br />
M(t − t 0 )h(γ)γ(t − t 0 ) dt 0 . (1.133)<br />
Através <strong>de</strong> da<strong>do</strong>s experimentais verifica-se que a factorização expressa por (1.132) éválida<br />
para <strong>de</strong>formações distintas da <strong>de</strong> corte. Se se admitir que é válida para qualquer <strong>de</strong>formação a<br />
função <strong>de</strong> energia u po<strong>de</strong> ser <strong>de</strong>finida como:<br />
u ¡ IB,IIB,t− t 0¢ = M(t − t 0 )U(IB,IIB),<br />
pelo que a expressão (1.128) po<strong>de</strong> ser escrita sob a forma [6, p.161]:<br />
σ =<br />
Zt<br />
−∞<br />
2M(t − t 0 ∙<br />
∂U(IB,IIB)<br />
)<br />
B(t − t<br />
∂IB<br />
0 ) − ∂U(IB,IIB)<br />
B<br />
∂IIB<br />
−1 (t − t 0 ¸<br />
)<br />
<strong>de</strong>signada Equação K-BKZ Separável.<br />
dt 0 , (1.134)<br />
Deste mo<strong>do</strong>, o Mo<strong>de</strong>lo K-BKZ tornou-se muito mais simples pois a função M(t − t 0 ) po<strong>de</strong> ser<br />
<strong>de</strong>terminada através <strong>de</strong> medições simples <strong>de</strong> viscoelasticida<strong>de</strong> linear e testes não-lineares só são<br />
necessários para a obtenção <strong>de</strong> U(IB,IIB). No entanto, continua a envolver <strong>de</strong>rivadas parciais <strong>de</strong><br />
uma função potencial, o que não é trivial.<br />
Por forma a minimizar este problema, Wagner propôs um novo mo<strong>de</strong>lo que resultou <strong>de</strong> uma<br />
simplificação efectuada no mo<strong>de</strong>lo K-BKZ Separável e que consistiu em eliminar o termo em<br />
B −1 presente na equação (1.134). A este mo<strong>de</strong>lo atribui-se a <strong>de</strong>signação <strong>de</strong> Mo<strong>de</strong>lo K-BKZ<br />
Simplifica<strong>do</strong> epo<strong>de</strong>serescritosobaforma[4, p.82]:<br />
σ =<br />
Zt<br />
−∞<br />
M(t − t 0 )h(IB,IIB)B(t − t 0 ) dt 0 . (1.135)<br />
Tal como acontece nos Mo<strong>de</strong>los Diferenciais, também nos Mo<strong>de</strong>los Integrais se po<strong>de</strong>m encon-<br />
trar equações constitutivas distintas. Neste caso, as diferenças existentes <strong>de</strong>rivam das funções <strong>de</strong><br />
<strong>de</strong>caimento propostas pelos vários autores.<br />
Além da simplificação referida, Wagner propôs ainda um novo invariante, I, <strong>de</strong>pen<strong>de</strong>nte <strong>do</strong>s<br />
41
primeiro e segun<strong>do</strong> invariantes <strong>do</strong> tensor <strong>de</strong> Finger:<br />
I = βIB +(1− β) IIB, (1.136)<br />
on<strong>de</strong> β um parâmetro característico <strong>do</strong> material, e <strong>de</strong>finiu a função <strong>de</strong> <strong>de</strong>caimento como função<br />
<strong>de</strong>ste novo invariante,<br />
³<br />
h(I) =exp−α<br />
√ ´<br />
I − 3 . (1.137)<br />
Assim, o Mo<strong>de</strong>lo <strong>de</strong> Wagner po<strong>de</strong> ser traduzi<strong>do</strong> pela equação [4, p.82]:<br />
σ =<br />
Zt<br />
−∞<br />
M(t − t 0 ³<br />
)exp −α √ ´<br />
I − 3 B(t − t 0 ) dt 0 . (1.138)<br />
Osaki também se <strong>de</strong>dicou a estu<strong>do</strong>s neste âmbito ten<strong>do</strong> proposto uma função <strong>de</strong> <strong>de</strong>caimento<br />
que consiste na soma <strong>de</strong> duas funções exponenciais, po<strong>de</strong>n<strong>do</strong> também ser escrita em função <strong>de</strong> I :<br />
³ √ ´ ³ √ ´<br />
h(I) =f1 exp −n1 I − 3 + f2 exp −n2 I − 3 , (1.139)<br />
on<strong>de</strong> f1, f2, n1 e n2 são constantes características <strong>do</strong> material. Logo, substituin<strong>do</strong> (1.139) em<br />
(1.135) obtém-se o Mo<strong>de</strong>lo <strong>de</strong> Osaki,<br />
σ =<br />
Zt<br />
−∞<br />
M(t − t 0 h ³ √ ´ ³ √ ´i<br />
) f1 exp −n1 I − 3 + f2 exp −n2 I − 3 B(t − t 0 ) dt 0 . (1.140)<br />
Outro mo<strong>de</strong>lo bastante difundi<strong>do</strong> é o Mo<strong>de</strong>lo PSM, proposto pelos investiga<strong>do</strong>res Papanas-<br />
tasiu, Scriven e Mackosco e que consiste em admitir que a função <strong>de</strong> <strong>de</strong>caimento é [4, p.82]:<br />
h(I) =<br />
on<strong>de</strong> c é uma função escalar inerente ao material.<br />
1<br />
, (1.141)<br />
1+c (I − 3)<br />
Os mo<strong>de</strong>los <strong>de</strong>duzi<strong>do</strong>s a partir da equação (1.135) permitem obter ajustes razoáveis aos da<strong>do</strong>s<br />
experimentais obti<strong>do</strong>s em escoamentos <strong>de</strong> corte e extensionais.<br />
Muitos têm si<strong>do</strong> os trabalhos <strong>de</strong>senvolvi<strong>do</strong>s neste vasto campo da Reologia. No entanto, não é<br />
possível eleger o “Melhor Mo<strong>de</strong>lo”. Cada escoamento é um caso especial e portanto a escolha <strong>do</strong><br />
mo<strong>de</strong>lo mais indica<strong>do</strong> <strong>de</strong>ve ser feito com base nas suas características. Se se preten<strong>de</strong>r comparar o<br />
<strong>de</strong>sempenho <strong>do</strong>s Mo<strong>de</strong>los Diferenciais face aos Mo<strong>de</strong>los Integrais po<strong>de</strong> afirmar-se que os primeiros<br />
são mais fáceis <strong>de</strong> implementar em méto<strong>do</strong>s numéricos enquanto os Integrais exigem menor esforço<br />
computacional, da<strong>do</strong> o cálculo integral envolver primitivas que são, na maioria, conhecidas.<br />
42
Capítulo 2<br />
<strong>Escoamento</strong> em Canais<br />
Convergentes/Divergentes<br />
O objectivo <strong>de</strong>ste trabalho consiste em simular o escoamento não-isotérmico <strong>de</strong> flui<strong>do</strong>s <strong>Não</strong>-<br />
Newtonianos em canais <strong>de</strong> geometria complexa. Este problema é extremamente relevante para o<br />
correcto dimensionamento das referidas secções <strong>de</strong> escoamento durante operações que envolvem<br />
tratamento térmico. Um exemplo <strong>de</strong>ste tipo <strong>de</strong> escoamento tem lugar numa das etapas <strong>de</strong> pro-<br />
dução <strong>de</strong> iogurte e será este o alvo concreto <strong>de</strong>ste estu<strong>do</strong>.<br />
Neste capítulo realizar-se-á a formulação <strong>do</strong> problema <strong>de</strong> escoamento <strong>de</strong> iogurte num permu-<br />
ta<strong>do</strong>r <strong>de</strong> placas. Para tal, começar-se-á pela sua <strong>de</strong>scrição física e posteriormente formular-se-á<br />
matematicamente.<br />
2.1 Iogurte<br />
Actualmente, o iogurte é um <strong>do</strong>s <strong>de</strong>riva<strong>do</strong>s <strong>do</strong> leite mais consumi<strong>do</strong> em to<strong>do</strong> o mun<strong>do</strong>. A sua<br />
crescente popularida<strong>de</strong> levou a um aumento <strong>de</strong> produção bem como uma maior preocupação com<br />
asuaqualida<strong>de</strong>.<br />
De uma forma muito simplista, a tecnologia base <strong>de</strong> produção <strong>do</strong> iogurte consiste na promoção<br />
da acção <strong>de</strong> uma microflora, constituída por Lactobacillus <strong>de</strong>lbruckii subsp bulgaricus e Strepto-<br />
coccus salivarius subsp thermophilus, que ao ser adicionada ao leite transforma a lactose em áci<strong>do</strong><br />
láctico (fermentação láctica), ou seja, acidifica o leite produzin<strong>do</strong> leite coagula<strong>do</strong> - iogurte [13].<br />
O iogurte po<strong>de</strong> ser classifica<strong>do</strong> em <strong>do</strong>is tipos básicos: iogurte sóli<strong>do</strong> e iogurte bati<strong>do</strong>. Estadis-<br />
tinção resulta <strong>do</strong>s diferentes processos <strong>de</strong> fabrico e, consequentemente, das diferentes proprieda<strong>de</strong>s<br />
apresentadas pelo produto final. O iogurte sóli<strong>do</strong> é coagula<strong>do</strong> e arrefeci<strong>do</strong> nas embalagens indi-<br />
viduais, enquanto que o bati<strong>do</strong> é coagula<strong>do</strong> em cuba, agita<strong>do</strong> posteriormente e arrefeci<strong>do</strong> antes<br />
43
<strong>de</strong> ser embala<strong>do</strong> [14].<br />
2.1.1 Processo <strong>de</strong> Fabrico<br />
O processo <strong>de</strong> fabrico <strong>do</strong> iogurte varia <strong>de</strong> acor<strong>do</strong> com o produto final <strong>de</strong>seja<strong>do</strong> e com as<br />
matérias-primas utilizadas. As diferenças evi<strong>de</strong>nciam-se principalmente nas fases <strong>de</strong> fermentação<br />
e pós-incubação, sen<strong>do</strong> as restantes etapas <strong>do</strong> processo bastante semelhantes para os vários tipos<br />
<strong>de</strong> iogurte.<br />
bati<strong>do</strong>.<br />
Na Figura 2.1 encontram-se representadas as várias etapas <strong>do</strong> processo <strong>de</strong> fabrico <strong>do</strong> iogurte<br />
Tratamento preliminar <strong>do</strong> leite<br />
Homogeneização<br />
Tratamento térmico (Pasteurização)<br />
Arrefecimento<br />
até temperatura <strong>de</strong> incubação<br />
Inoculação da cultura <strong>de</strong> arranque<br />
Fermentação em cuba<br />
Destruição <strong>do</strong> coágulo<br />
Arrefecimento<br />
Adição <strong>de</strong> fruta e/ou cereais<br />
Embalamento<br />
Armazenamento a frio<br />
Figura 2.1: Diagrama <strong>de</strong> fluxo <strong>do</strong> fabrico <strong>de</strong> iogurte bati<strong>do</strong> (adapta<strong>do</strong> <strong>de</strong> [15, p. 7]).<br />
Todas as etapas são levadas a cabo em condições que permitam a obtenção <strong>de</strong> um produto<br />
final <strong>de</strong> elevada qualida<strong>de</strong>.<br />
As três etapas iniciais têm como objectivo garantir que o leite utiliza<strong>do</strong> seja <strong>de</strong> boa qualida<strong>de</strong><br />
e tenha uma composição que permita produzir um iogurte com proprieda<strong>de</strong>s organolépticas, tais<br />
como viscosida<strong>de</strong>, aroma e consistência, <strong>de</strong>sejáveis.<br />
A fase seguinte consiste em arrefecer o leite, proveniente da pasteurização, até à temperatura<br />
<strong>de</strong> incubação ou seja, até à temperatura à qual existe activida<strong>de</strong> da flora.<br />
A fermentação é a etapa característica e essencial <strong>do</strong> fabrico <strong>de</strong> iogurte, sen<strong>do</strong> aqui que se<br />
verificam as maiores diferenças entre a tecnologia <strong>do</strong>s iogurtes sóli<strong>do</strong> e bati<strong>do</strong>. É nesta fase,<br />
44
também conhecia por acidificação, que se dá a fermentação láctica e consequente formação <strong>do</strong><br />
coágulo <strong>do</strong> iogurte.<br />
Quan<strong>do</strong> o coágulo atinge a aci<strong>de</strong>z <strong>de</strong>sejada, é necessário proce<strong>de</strong>r ao seu arrefecimento <strong>de</strong> mo<strong>do</strong><br />
a reduzir a activida<strong>de</strong> metabólica das culturas lácticas. Esta fase <strong>de</strong>nomina-se arrefecimento e é<br />
uma das etapas críticas <strong>de</strong> to<strong>do</strong> o processo, pois é através <strong>de</strong>la que se controla a aci<strong>de</strong>z <strong>do</strong> iogurte.<br />
Nesta etapa o iogurte é arrefeci<strong>do</strong> até uma temperatura <strong>de</strong> 15 a 22 o C e é realizada, normalmente,<br />
num permuta<strong>do</strong>r <strong>de</strong> placas.<br />
Após o arrefecimento, o iogurte está em condições <strong>de</strong> ser embala<strong>do</strong>. No caso <strong>de</strong> se tratar <strong>de</strong> um<br />
iogurte <strong>de</strong> aromas ou com pedaços <strong>de</strong> fruta, os concentra<strong>do</strong>s <strong>de</strong> fruta e aromas são introduzi<strong>do</strong>s<br />
nesta fase ou seja, durante a transferência <strong>do</strong> iogurte para as máquinas <strong>de</strong> enchimento.<br />
Depois <strong>de</strong> <strong>de</strong>vidamente embala<strong>do</strong>s, os iogurtes <strong>de</strong>vem ser armazena<strong>do</strong>s a temperatura constante<br />
entreos2eos5 o C.<br />
2.1.2 Reologia <strong>do</strong> Iogurte<br />
A reologia <strong>de</strong>sempenha um papel importante na indústria alimentar. A sua acção faz-se sentir,<br />
essencialmente, no controlo <strong>de</strong> qualida<strong>de</strong> e processo, no <strong>de</strong>senvolvimento <strong>de</strong> produtos e concepção<br />
das linhas <strong>de</strong> fabrico.<br />
A indústria <strong>do</strong>s iogurtes não se tem alhea<strong>do</strong> <strong>do</strong>s avanços que esta ciência po<strong>de</strong> trazer, pelo que<br />
se têm <strong>de</strong>senvolvi<strong>do</strong> vários estu<strong>do</strong>s com o intuito <strong>de</strong> caracterizar reologicamente o iogurte. Conse-<br />
quentemente, as suas proprieda<strong>de</strong>s reológicas também serão alteradas, sen<strong>do</strong> portanto <strong>de</strong>pen<strong>de</strong>ntes<br />
das condições <strong>de</strong> processamento.<br />
Assim, os <strong>do</strong>is tipos <strong>de</strong> iogurte já menciona<strong>do</strong>s apresentam algumas diferenças, não só nas<br />
proprieda<strong>de</strong>s físicas que apresentam, mas também <strong>do</strong> ponto <strong>de</strong> vista reológico. O iogurte sóli<strong>do</strong> tem<br />
um carácter pre<strong>do</strong>minantemente elástico, enquanto que o bati<strong>do</strong> se po<strong>de</strong> consi<strong>de</strong>rar essencialmente<br />
um líqui<strong>do</strong> viscoso, apesar <strong>de</strong> possuir componente elástica [16], ou seja, po<strong>de</strong> consi<strong>de</strong>rar-se um<br />
flui<strong>do</strong> viscoelástico.<br />
Reologicamente, o iogurte bati<strong>do</strong> é classifica<strong>do</strong> como flui<strong>do</strong> <strong>Não</strong>-Newtoniano, pseu<strong>do</strong>plástico<br />
e <strong>de</strong>pen<strong>de</strong>nte <strong>do</strong> tempo [17], ou seja, a sua viscosida<strong>de</strong> é função não só da temperatura como<br />
também <strong>do</strong> tempo e da taxa <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação. Estas <strong>de</strong>pendências apresentam-se em seguida <strong>de</strong><br />
forma resumida.<br />
Influência da Temperatura na Viscosida<strong>de</strong> <strong>do</strong> Iogurte<br />
Para estudar a influência da temperatura nas proprieda<strong>de</strong>s reológicas <strong>do</strong> iogurte foram efec-<br />
tua<strong>do</strong>s ensaios a diferentes temperaturas, registan<strong>do</strong>-se os valores da viscosida<strong>de</strong>.<br />
45
Este estu<strong>do</strong> permitiu concluir que a viscosida<strong>de</strong> diminui com o aumento da temperatura e<br />
que a <strong>de</strong>pendência em causa é mais acentuada para temperaturas superiores a 30 o C, po<strong>de</strong>n<strong>do</strong> ser<br />
expressa pela lei <strong>de</strong> Arrhenius, equação (1.32), [18].<br />
Influência da Taxa <strong>de</strong> Deformação na Viscosida<strong>de</strong> <strong>do</strong> Iogurte<br />
Ainfluência da taxa <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação na viscosida<strong>de</strong> <strong>do</strong> iogurte po<strong>de</strong> ser efectuada através<br />
<strong>de</strong> ensaios em que as amostras são sujeitas a uma gama <strong>de</strong> taxas <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação, ascen<strong>de</strong>nte e<br />
<strong>de</strong>scen<strong>de</strong>nte, para as quais é regista<strong>do</strong> o valor da tensão.<br />
Este tipo <strong>de</strong> estu<strong>do</strong>s permitiu concluir que o iogurte é um flui<strong>do</strong> pseu<strong>do</strong>plástico, umavezque<br />
a viscosida<strong>de</strong> diminui com o aumento da taxa <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação. Verifica-se, no entanto, que para<br />
taxas <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação baixas a viscosida<strong>de</strong> aumenta com o aumento da taxa <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação, sen<strong>do</strong><br />
este comportamento mais acentua<strong>do</strong> para viscosida<strong>de</strong>s mais elevadas [15].<br />
Outra abordagem já realizada, através <strong>do</strong> conhecimento da relação entre taxa <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação e<br />
tensão, consistiu em encontrar o mo<strong>de</strong>lo matemático que melhor se ajusta aos da<strong>do</strong>s experimentais<br />
obti<strong>do</strong>s, ou seja, permite <strong>de</strong>terminar o mo<strong>de</strong>lo matemático que <strong>de</strong>screve o fluxo <strong>do</strong> flui<strong>do</strong>. Dos<br />
estu<strong>do</strong>s realiza<strong>do</strong>s nesta área, concluiu-se que os mo<strong>de</strong>los da Potência, <strong>de</strong> Casson e <strong>de</strong> Herschel-<br />
Bulkley ajustam correctamente os da<strong>do</strong>s obti<strong>do</strong>s [19].<br />
Em estu<strong>do</strong>s mais recentes, Afonso et al. [18] verificaram que, para um valor <strong>de</strong> tensão <strong>de</strong><br />
aproximadamente 6, 7 Pa, existia uma alteração no tipo <strong>de</strong> relação existente entre viscosida<strong>de</strong> e<br />
tensão. Assim, <strong>de</strong> mo<strong>do</strong> a <strong>de</strong>screver <strong>de</strong> forma mais correcta o comportamento reológico <strong>do</strong> iogurte<br />
consi<strong>de</strong>rou duas zonas distintas, σ6, 7 Pa, aquan<strong>do</strong> da sua mo<strong>de</strong>lização. O<br />
mo<strong>de</strong>lo obti<strong>do</strong> <strong>de</strong>ste mo<strong>do</strong> po<strong>de</strong> ser expresso matematicamente por:<br />
⎧<br />
⎨<br />
⎩<br />
σ = σy + k1 ˙γ , σ
foi alterada introduzin<strong>do</strong>-se um parâmetro estrutural, ϕ, que contabiliza o efeito <strong>do</strong> tempo. Este<br />
mo<strong>de</strong>lo foi proposto por Cheng e Evans (1965) e po<strong>de</strong> ser <strong>de</strong>scrito pelas equações [19, 20]:<br />
σ = ϕf(˙γ), (2.2)<br />
dϕ<br />
dt = −C (ϕ − ϕ e) p . (2.3)<br />
Nasequaçõesacima,f(˙γ) é uma função que <strong>de</strong>screve a curva <strong>de</strong> fluxo para o instante <strong>de</strong> tempo<br />
inicial, C é uma função <strong>de</strong>pen<strong>de</strong>nte apenas da taxa <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação e é <strong>de</strong>terminada experimental-<br />
mente, ϕ e é o valor <strong>do</strong> parâmetro estrutural ϕ no equilíbrio, ou seja, quan<strong>do</strong> a viscosida<strong>de</strong> atinge<br />
o equilíbrio, η e,<br />
ϕ e =<br />
ηe ˙γ<br />
n . (2.4)<br />
σ0 + k ˙γ<br />
Nos estu<strong>do</strong>s <strong>de</strong>senvolvi<strong>do</strong>s por De Kee et al. foram <strong>de</strong>termina<strong>do</strong>s valores <strong>do</strong> parâmetro p para<br />
diversos alimentos, ten<strong>do</strong>-se obti<strong>do</strong> o valor 1,7 para o iogurte bati<strong>do</strong> [19].<br />
Ten<strong>do</strong> em conta que o mo<strong>de</strong>lo <strong>de</strong> Herschel-Bulkley <strong>de</strong>screve correctamente o fluxo<strong>do</strong>iogurte,<br />
De Kee et al. resolveram analiticamente a equação diferencial (2.3) ten<strong>do</strong> obti<strong>do</strong> a função <strong>de</strong><br />
<strong>de</strong>caimento da viscosida<strong>de</strong> para uma taxa <strong>de</strong> corte constante:<br />
η(˙γ,t) =<br />
n £ηi<br />
− ¡ σoe ˙γ −1 + ke ˙γ n−1¢¤ o 1<br />
1−p 1−p 1−p<br />
− Ct(1 − p) ηi + ¡ σoe ˙γ −1 + ke ˙γ n−1¢ . (2.5)<br />
Na equação (2.5), η i é a viscosida<strong>de</strong> no início da <strong>de</strong>formação, σoe ovalordatensãonoesta<strong>do</strong><br />
<strong>de</strong> equilíbrio, n o índice <strong>de</strong> escoamento, e ke o índice <strong>de</strong> consistência no equilíbrio.<br />
Como se po<strong>de</strong> verificar através da equação (2.5) este mo<strong>de</strong>lo possui 6 parâmetros reológicos.<br />
No entanto, apenas três <strong>de</strong>pen<strong>de</strong>m <strong>do</strong> tipo iogurte em estu<strong>do</strong>, η i, C e ke.<br />
Dos trabalhos <strong>de</strong>senvolvi<strong>do</strong>s neste senti<strong>do</strong> ou seja, para <strong>de</strong>terminar a influência <strong>do</strong> tempo na<br />
viscosida<strong>de</strong> <strong>do</strong> iogurte, concluiu-se que esta diminui com o <strong>de</strong>correr <strong>do</strong> tempo ou seja, o iogurte é<br />
um flui<strong>do</strong> tixotrópico [19].<br />
Mo<strong>de</strong>lação Viscoelástica <strong>do</strong> Iogurte<br />
Como já foi referi<strong>do</strong>, o iogurte bati<strong>do</strong> po<strong>de</strong> ser classifica<strong>do</strong> como um líqui<strong>do</strong> viscoso com com-<br />
ponente elástica, pelo que seria <strong>de</strong> to<strong>do</strong> o interesse conhecer o mo<strong>de</strong>lo viscoelástico que <strong>de</strong>screvesse<br />
o seu comportamento reológico.<br />
Assim, no âmbito <strong>do</strong> presente trabalho efectuou-se a mo<strong>de</strong>lação viscoelástica <strong>de</strong> um iogurte<br />
comercial. Efectuaram-se ensaios em esta<strong>do</strong> estacionário que conduziram aos pontos experimentais<br />
que traduzem a relação viscosida<strong>de</strong>/taxa <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação representa<strong>do</strong>s na Figura 2.2.<br />
47
A mo<strong>de</strong>lação viscoelástica foi efectuada consi<strong>de</strong>ran<strong>do</strong> um espectro <strong>de</strong> relaxação constituí<strong>do</strong><br />
por três tempos <strong>de</strong> relaxação, Tabela 2.1.<br />
Tabela 2.1: Espectro <strong>de</strong> Relaxação.<br />
λk (s) Gk (Pa) η k (Pas)<br />
1 2,5 2,5<br />
2,2×10 −2 6,5 1,43×10 −1<br />
8×10 −4 45 3,6×10 −2<br />
Concluiu-se que o mo<strong>de</strong>lo <strong>de</strong> Wagner, equações (2.6), comα =0, 23 e β =0, 1, seajusta<br />
<strong>de</strong> forma bastante razoável aos da<strong>do</strong>s experimentais para taxas <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação superiores a 1s −1<br />
(Figura 2.2). Para valores inferiores a este, o mo<strong>de</strong>lo em questão afasta-se consi<strong>de</strong>ravelmente <strong>do</strong>s<br />
da<strong>do</strong>s experimentais, situação que resulta <strong>do</strong> facto <strong>de</strong>ste mo<strong>de</strong>lo não prever a existência <strong>de</strong> tensão<br />
<strong>de</strong> cedência.<br />
Viscosida<strong>de</strong> (Pa.s)<br />
1,0E+04<br />
1,0E+03<br />
1,0E+02<br />
1,0E+01<br />
1,0E+00<br />
1,0E-01<br />
³<br />
h(I) =exp−α<br />
√ ´<br />
I − 3<br />
I = βIB +(1− β) IIB<br />
1,0E-02<br />
1,0E-04 1,0E-03 1,0E-02 1,0E-01 1,0E+00 1,0E+01 1,0E+02 1,0E+03<br />
2.2 Transferência <strong>de</strong> Calor<br />
Taxa <strong>de</strong> Deformação (s -1 )<br />
Figura 2.2: Mo<strong>de</strong>lação reológica <strong>do</strong> iogurte.<br />
(2.6a)<br />
(2.6b)<br />
No processo <strong>de</strong> fabrico <strong>de</strong> iogurte a fase <strong>de</strong> arrefecimento <strong>de</strong>sempenha um papel crucial, pelo<br />
que é <strong>de</strong> extrema importância conhecer os mecanismos envolvi<strong>do</strong>s no arrefecimento, bem como o<br />
mo<strong>do</strong> como se processa o escoamento <strong>do</strong> iogurte no interior <strong>do</strong> permuta<strong>do</strong>r.<br />
48
2.2.1 Mecanismos <strong>de</strong> Transferência <strong>de</strong> Calor<br />
A Transferência <strong>de</strong> Calor po<strong>de</strong> ser <strong>de</strong>finida como um processo <strong>de</strong> transferência <strong>de</strong> energia<br />
provoca<strong>do</strong> por um gradiente <strong>de</strong> temperatura. Este processo po<strong>de</strong> ocorrer através <strong>de</strong> três mecanis-<br />
mos: condução, convecção e radiação.<br />
Na transferência <strong>de</strong> calor por condução a energia térmica é transferida através <strong>de</strong> corpos sóli<strong>do</strong>s<br />
e/ou camadas <strong>de</strong> líqui<strong>do</strong> em repouso. Num sóli<strong>do</strong> o fluxo <strong>de</strong> calor po<strong>de</strong> ocorrer <strong>de</strong> duas formas,<br />
por transferência <strong>de</strong> energia <strong>de</strong> vibração entre moléculas ou <strong>de</strong>vi<strong>do</strong> ao movimento <strong>de</strong> electrões<br />
livres. Nos flui<strong>do</strong>s esta transferência <strong>de</strong>ve-se à energia cinética das moléculas.<br />
A transferência <strong>de</strong> calor por convecção é originada pelo movimento macroscópico <strong>do</strong> flui<strong>do</strong>, pelo<br />
que este mecanismo só ocorre em líqui<strong>do</strong>s e gases. Dentro <strong>de</strong>ste mecanismo po<strong>de</strong> ainda consi<strong>de</strong>rar-<br />
se convecção natural e convecção forçada. Na convecção natural, a transferência ocorre <strong>de</strong>vi<strong>do</strong><br />
a diferenças <strong>de</strong> <strong>de</strong>nsida<strong>de</strong> resultantes <strong>do</strong>s gradientes <strong>de</strong> temperatura existentes. Na convecção<br />
forçada, a transferência é provocada por agentes externos.<br />
O mecanismo <strong>de</strong> transferência <strong>de</strong> calor menos relevante para os permuta<strong>do</strong>res <strong>de</strong> calor é a<br />
radiação, po<strong>de</strong>n<strong>do</strong> mesmo ser <strong>de</strong>spreza<strong>do</strong>. Este mecanismo tem lugar <strong>de</strong>vi<strong>do</strong> a to<strong>do</strong>s os corpos<br />
irradiarem energia térmica sob a forma <strong>de</strong> ondas electromagnéticas. Ao incidir num outro corpo<br />
esta energia po<strong>de</strong> ser parcialmente reflectida, transmitida ou absorvida, sen<strong>do</strong> a última parcela a<br />
única que surge como energia térmica no corpo [21, p. 217].<br />
Industrialmente, as trocas <strong>de</strong> calor são usualmente promovidas em equipamentos <strong>de</strong>signa<strong>do</strong>s<br />
permuta<strong>do</strong>res <strong>de</strong> calor, on<strong>de</strong> a transferência ocorre <strong>de</strong> forma indirecta entre <strong>do</strong>is flui<strong>do</strong>s que se<br />
encontram a temperaturas diferentes e separa<strong>do</strong>s por uma pare<strong>de</strong> sólida.<br />
Existem vários tipos <strong>de</strong> permuta<strong>do</strong>res, sen<strong>do</strong> a sua classificação efectuada <strong>de</strong> acor<strong>do</strong> com a<br />
sua configuração. Na indústria alimentar existem alguns permuta<strong>do</strong>res que assumem um lugar<br />
<strong>de</strong> <strong>de</strong>staque <strong>de</strong>vi<strong>do</strong> à sua gran<strong>de</strong> utilização: permuta<strong>do</strong>r tubular, permuta<strong>do</strong>r <strong>de</strong> tubos e carcaça,<br />
permuta<strong>do</strong>r <strong>de</strong> superfície raspada e permuta<strong>do</strong>r <strong>de</strong> placas.<br />
No processamento <strong>de</strong> iogurte os permuta<strong>do</strong>res utiliza<strong>do</strong>s são permuta<strong>do</strong>res <strong>de</strong> placas, pelo que<br />
será efectuada uma <strong>de</strong>scrição <strong>de</strong>ste tipo <strong>de</strong> permuta<strong>do</strong>r, assim como <strong>de</strong> to<strong>do</strong> o trabalho envolvi<strong>do</strong><br />
no seu projecto.<br />
2.2.2 Permuta<strong>do</strong>r <strong>de</strong> Placas<br />
Descrição<br />
Os permuta<strong>do</strong>res cuja superfície <strong>de</strong> transferência <strong>de</strong> calor é constituída por placas metálicas<br />
separadas por vedantes, escoan<strong>do</strong> os flui<strong>do</strong>s que vão trocar calor em pequenos canais aí forma<strong>do</strong>s,<br />
<strong>de</strong>signam-se permuta<strong>do</strong>res <strong>de</strong> placas. Estas placas são empacotadas, obten<strong>do</strong>-se assim um permu-<br />
49
ta<strong>do</strong>r que ocupa pouco espaço e que apresenta eleva<strong>do</strong>s coeficientes <strong>de</strong> transferência <strong>de</strong> calor. Na<br />
Figura 2.3 encontra-se a representação esquemática <strong>de</strong> um permuta<strong>do</strong>r <strong>de</strong>ste tipo.<br />
Figura 2.3: Representação esquemática <strong>de</strong> um permuta<strong>do</strong>r <strong>de</strong> placas [22, p. 573].<br />
Aten<strong>de</strong>n<strong>do</strong> à função <strong>do</strong> permuta<strong>do</strong>r, o elemento mais importante <strong>de</strong>ste equipamento é, obvia-<br />
mente, a superfície <strong>de</strong> transferência <strong>de</strong> calor ou seja, as placas.<br />
As placas têm orifícios localiza<strong>do</strong>s nos quatro cantos através <strong>do</strong>s quais se dá a entrada e saída<br />
<strong>do</strong>s <strong>do</strong>is flui<strong>do</strong>s. Estes orifícios estão cerca<strong>do</strong>s total ou parcialmente por vedantes cuja função<br />
é impedir a mistura <strong>do</strong>s flui<strong>do</strong>s. A superfície das placas é enrrugada, existin<strong>do</strong> vários tipos <strong>de</strong><br />
corrugações. As mais utilizadas são as que se encontram representadas na Figura 2.4, Herringbone<br />
e Washboard [23, p. 17-23]. Esta textura permite aumentar a área <strong>de</strong> transferência <strong>de</strong> calor e<br />
a turbulência <strong>do</strong>s flui<strong>do</strong>s circulantes, haven<strong>do</strong> uma diminuição <strong>do</strong> sujamento e um aumento <strong>do</strong><br />
coeficiente <strong>de</strong> transferência <strong>de</strong> calor que se traduz numa gran<strong>de</strong> eficiência na troca <strong>de</strong> calor.<br />
(a) (b)<br />
Figura 2.4: Diferentes enrrugamentos: (a) Par <strong>de</strong> placas Herringbone ; (b) Placa Washboard [23, p. 17-23].<br />
Ten<strong>do</strong> em consi<strong>de</strong>ração a configuração <strong>do</strong>s permuta<strong>do</strong>res <strong>de</strong> placas po<strong>de</strong>m enunciar-se duas<br />
vantagens <strong>de</strong>ste tipo <strong>de</strong> equipamento: pequenas perdas para o exterior <strong>de</strong>vi<strong>do</strong> à pequena distância<br />
entre as placas e à pequena área exposta ao exterior e dimensões reduzidas dada a gran<strong>de</strong> eficiência<br />
na transferência <strong>de</strong> calor.<br />
Como principais <strong>de</strong>svantagens <strong>de</strong>ste tipo <strong>de</strong> equipamento po<strong>de</strong>m citar-se as seguintes: as<br />
pressões <strong>de</strong> operação <strong>de</strong>vem ser reduzidas (entre 10 a 20 bar), limitações nas temperturas <strong>de</strong><br />
50
funcionamento <strong>de</strong>vi<strong>do</strong> à natureza <strong>do</strong>s vedantes e impossibilida<strong>de</strong> <strong>de</strong> tratar flui<strong>do</strong>s cujo teor <strong>de</strong><br />
partículas seja eleva<strong>do</strong> [24].<br />
Funcionamento<br />
A Figura 2.5 mostra o princípio <strong>de</strong> funcionamento <strong>de</strong> um permuta<strong>do</strong>r <strong>de</strong> placas. Como se po<strong>de</strong><br />
verificar, cada canal troca calor com outros <strong>do</strong>is, exceptoosqueseencontram nas extremida<strong>de</strong>s.<br />
Nesta figura, po<strong>de</strong> ainda observar-se o facto <strong>de</strong> não existir mistura <strong>do</strong>s flui<strong>do</strong>s <strong>de</strong>vi<strong>do</strong> aos vedantes<br />
existentes nas placas.<br />
Figura 2.5: Princípio <strong>de</strong> funcionamento <strong>de</strong> um permuta<strong>do</strong>r <strong>de</strong> placas em paralelo e contra-corrente<br />
(catálogo <strong>de</strong> fabricante).<br />
A forma como os vedantes são coloca<strong>do</strong>s conduz a escoamentos distintos <strong>de</strong>ntro <strong>do</strong> permuta<strong>do</strong>r,<br />
po<strong>de</strong>n<strong>do</strong> encontrar-se <strong>do</strong>is tipos <strong>de</strong> arranjo: em série e em paralelo [23, p. 17-41].<br />
No arranjo em série, a corrente é contínua e muda <strong>de</strong> direcção após cada percurso vertical.<br />
Este tipo <strong>de</strong> arranjo é utiliza<strong>do</strong> quan<strong>do</strong> <strong>do</strong>is flui<strong>do</strong>s com um pequeno caudal trocam calor para<br />
provocar uma variação elevada <strong>de</strong> temperatura.<br />
Quan<strong>do</strong> se preten<strong>de</strong> tratar um gran<strong>de</strong> caudal <strong>de</strong> flui<strong>do</strong> é conveniente dividir a corrente pelos<br />
vários canais <strong>do</strong> permuta<strong>do</strong>r uma vez que estes são estreitos e, consequentemente, um caudal<br />
eleva<strong>do</strong> conduzirá a velocida<strong>de</strong>s e pressões elevadas. Neste caso, <strong>de</strong>ve optar-se por um arranjo em<br />
paralelo ou seja, a corrente que dá entrada no permuta<strong>do</strong>r é dividida em vários fluxos paralelos<br />
que <strong>de</strong>pois se juntam para sair <strong>do</strong> permuta<strong>do</strong>r como uma corrente única.<br />
Quanto aos arranjos <strong>de</strong> escoamento possíveis num permuta<strong>do</strong>r, po<strong>de</strong> ainda efectuar-se a<br />
seguinte classificação: escoamento em co-corrente e contra-corrente (Figura 2.6). No primeiro<br />
caso, os <strong>do</strong>is flui<strong>do</strong>s escoam no mesmo senti<strong>do</strong>, enquanto no segun<strong>do</strong> caso, tal como o próprio<br />
nome indica, o escoamento <strong>do</strong>s flui<strong>do</strong>s é efectua<strong>do</strong> em senti<strong>do</strong>s opostos.<br />
51
Tq,e<br />
T f,e<br />
Tq,e<br />
Tf,e<br />
0 L<br />
Tq,s<br />
Tf,s<br />
Tq,s<br />
Tf,s Tq,e Tf,s Tq,e<br />
T f,s<br />
0 L<br />
(a) (b)<br />
Figura 2.6: Perfis <strong>de</strong> temperatura para fluxo em (a) co-corrente; (b) contra-corrente.<br />
Da observação da Figura 2.6 po<strong>de</strong> verificar-se que a diferença <strong>de</strong> temperaturas entre os flui<strong>do</strong>s<br />
atinge o seu máximo à entrada <strong>do</strong> permuta<strong>do</strong>r, haven<strong>do</strong> uma diminuição <strong>de</strong>sse valor à medida que<br />
os flui<strong>do</strong>s percorrem o equipamento. No escoamento em contra-corrente, (b), esse <strong>de</strong>créscimo não<br />
é muito acentua<strong>do</strong>, pelo que a transferência <strong>de</strong> calor po<strong>de</strong> ocorrer ao longo <strong>de</strong> to<strong>do</strong> o permuta<strong>do</strong>r,<br />
o que po<strong>de</strong> não acontecer no escoamento em co-corrente, (a), uma vez que neste caso o gradi-<br />
ente <strong>de</strong> temperatura diminui rapidamente, ten<strong>de</strong>n<strong>do</strong> para zero. Além <strong>de</strong> influenciar o perfil <strong>de</strong><br />
temperaturas, o regime <strong>de</strong> escoamento também afecta a área <strong>de</strong> transferência <strong>de</strong> calor necessária.<br />
Para as mesmas condições <strong>de</strong> operação, isto é, diferença <strong>de</strong> temperaturas média entre os <strong>do</strong>is<br />
flui<strong>do</strong>s e caudal térmico transferi<strong>do</strong>, a área <strong>de</strong> transferência <strong>de</strong> calor necessária será menor para a<br />
configuração em contra-corrente [22, p. 570].<br />
Projecto<br />
O projecto <strong>de</strong> um permuta<strong>do</strong>r <strong>de</strong> placas consiste essencialmente em <strong>de</strong>terminar a área <strong>de</strong><br />
transferência <strong>de</strong> calor e a potência <strong>de</strong> bombagem necessária para um da<strong>do</strong> tratamento térmico.<br />
Este dimensionamento <strong>de</strong>ve ser efectua<strong>do</strong> ten<strong>do</strong> em consi<strong>de</strong>ração as proprieda<strong>de</strong>s reológicas <strong>do</strong><br />
flui<strong>do</strong>, mais precisamente a sua variação com a temperatura, o caudal <strong>de</strong> flui<strong>do</strong>atratareagama<br />
<strong>de</strong> temperaturas em que se preten<strong>de</strong> operar, pois estes factores são <strong>de</strong> extrema importância para<br />
uma escolha a<strong>de</strong>quada quer <strong>do</strong> tipo e configuração das placas quer <strong>do</strong> tipo <strong>de</strong> escoamento.<br />
A equação geral <strong>de</strong> projecto <strong>de</strong> um permuta<strong>do</strong>r <strong>de</strong> placas é [25, p. 18]:<br />
Q = UA(∆T ) m , (2.7)<br />
on<strong>de</strong> Q é o caudal térmico, U ocoeficiente global <strong>de</strong> transferência <strong>de</strong> calor, (∆T ) m a diferença<br />
média <strong>de</strong> temperaturas e A a área <strong>de</strong> transferência <strong>de</strong> calor.<br />
Através da equação (2.7) é possível dimensionar a área <strong>de</strong> transferência <strong>de</strong> calor, sen<strong>do</strong><br />
necessário para tal <strong>de</strong>terminar inicialmente todas as outras variáveis da equação.<br />
O caudal térmico po<strong>de</strong> calcular-se através <strong>de</strong> balanços energéticos aos flui<strong>do</strong>s, obten<strong>do</strong>-se assim<br />
52<br />
Tq,s<br />
Tf,e<br />
Tq,s<br />
T f,e
as equações,<br />
Q = MV,qρ qCp,q (Tq,e − Tq,s) =MqCp,q (Tq,e − Tq,s) , (2.8)<br />
Q = MV,fρ fCp,f (Tf,s − Tf,e) =MfCp,f (Tf,s − Tf,e) , (2.9)<br />
cujas incógnitas dizem apenas respeito às condições <strong>de</strong> operação e proprieda<strong>de</strong>s <strong>do</strong>s flui<strong>do</strong>s, sen<strong>do</strong><br />
totalmente in<strong>de</strong>pen<strong>de</strong>ntes das características <strong>do</strong> permuta<strong>do</strong>r.<br />
Nas equações acima, MV e M (= ρMV ) são caudais volumétricos e mássicos, respectivamente,<br />
ρ é a massa específica <strong>do</strong> flui<strong>do</strong> e C p é a capacida<strong>de</strong> calorífica <strong>do</strong>s flui<strong>do</strong>s à temperatura média.<br />
Geralmente, a equação (2.7) é escrita não em função da diferença média <strong>de</strong> temperaturas mas<br />
sim <strong>de</strong> uma aproximação <strong>de</strong>sta gran<strong>de</strong>za, a diferença média <strong>de</strong> temperaturas logarítmica, (∆T ) ml ,<br />
cuja expressão se <strong>de</strong>duz em seguida, ten<strong>do</strong> em consi<strong>de</strong>ração a Figura 2.7 [25, p. 19].<br />
<strong>do</strong>n<strong>de</strong>,<br />
e<br />
∆T 1<br />
Tq,e<br />
Tf,e<br />
dA<br />
∆T<br />
0 A<br />
Tq,s<br />
Tf,s<br />
∆T<br />
2<br />
Tq,e<br />
∆T<br />
1<br />
Tf,s<br />
0 A<br />
(a) (b)<br />
Figura 2.7: Perfis <strong>de</strong> temperatura para fluxo em (a) co-corrente ; (b) contra-corrente [25, p. 19].<br />
Para um elemento <strong>de</strong> área dA tem-se, da equação (2.7):<br />
dA<br />
∆T<br />
dQ = UdA(∆T ) m . (2.10)<br />
Consi<strong>de</strong>ran<strong>do</strong> os balanços efectua<strong>do</strong>s aos <strong>do</strong>is flui<strong>do</strong>s, equações (2.8) e (2.9), resulta<br />
dQ = MqCp,q (−dTq) =MfCp,f (±dTf) (2.11)<br />
dTq = −1<br />
dQ (2.12)<br />
MqCp,q<br />
dTf = ±1<br />
dQ. (2.13)<br />
MfCp,f<br />
Ten<strong>do</strong> em consi<strong>de</strong>rações as relações (2.10), (2.12) e (2.13), o incremento da diferença <strong>de</strong><br />
53<br />
Tq,s<br />
Tf,e<br />
∆T2
temperaturas, d (∆T ), po<strong>de</strong> calcular-se através da equação<br />
Assim, obtém-se a equação<br />
d (∆T ) = d (Tq − Tf) =dTq − dTf<br />
=<br />
∙<br />
−1<br />
−<br />
MqCp,q<br />
±1<br />
¸<br />
dQ<br />
MfCp,f<br />
=<br />
∙<br />
−1<br />
−<br />
MqCp,q<br />
±1<br />
¸<br />
UdA∆T.<br />
MfCp,f<br />
(2.14)<br />
d (∆T )<br />
∆T =<br />
∙<br />
−1<br />
−<br />
MqCp,q<br />
±1<br />
¸<br />
UdA,<br />
MfCp,f<br />
que após integração entre a entrada e saída <strong>do</strong> sistema <strong>de</strong> transferência <strong>de</strong> calor, representa<strong>do</strong> na<br />
Figura 2.6, conduz a<br />
∆T2 Z<br />
∆T1<br />
d (∆T )<br />
∆T =<br />
AZ<br />
0<br />
µ −1<br />
MqCp,q<br />
− ±1<br />
<br />
UdA⇔ ln<br />
MfCp,f<br />
∆T2<br />
∆T1<br />
µ<br />
−1<br />
=<br />
MqCp,q<br />
− ±1<br />
<br />
UA. (2.15)<br />
MfCp,f<br />
Por integração da equação (2.14) entre a entrada e saída <strong>do</strong> sistema é possível obter uma<br />
relação entre Q e as diferenças <strong>de</strong> temperatura ∆T1 e ∆T2:<br />
∆T2 Z<br />
∆T1<br />
d (∆T )=<br />
QZ<br />
0<br />
µ −1<br />
MqCp,q<br />
− ±1<br />
<br />
µ<br />
−1<br />
dQ ⇔ ∆T2 − ∆T1 = −<br />
MfCp,f<br />
MqCp,q<br />
±1<br />
<br />
Q. (2.16)<br />
MfCp,f<br />
Resolven<strong>do</strong> a equação (2.15) em or<strong>de</strong>m ao termo que se encontra entre parêntesis e substituin<strong>do</strong><br />
esse resulta<strong>do</strong> em (2.16) obtém-se:<br />
Q = UA ∆T2 − ∆T1<br />
´ . (2.17)<br />
ln<br />
³ ∆T2<br />
∆T1<br />
Comparan<strong>do</strong> esta equação com a equação geral <strong>de</strong> projecto (2.7), (∆T ) m po<strong>de</strong> ser escrita como<br />
a diferença média <strong>de</strong> temperaturas logarítmica, (∆T ) ml ,pois<br />
³ ∆T2<br />
∆T1<br />
(∆T ) ml = ∆T2 − ∆T1<br />
´ . (2.18)<br />
ln<br />
No entanto, em permuta<strong>do</strong>res reais as diferenças <strong>de</strong> temperatura média, (∆T ) m , e a diferença<br />
média <strong>de</strong> temperaturas logarítmica, (∆T ) ml , po<strong>de</strong>m não ser iguais, pelo que é introduzi<strong>do</strong> um<br />
54
factor <strong>de</strong> correcção, F, na equação geral <strong>de</strong> projecto, obten<strong>do</strong>-se:<br />
Q = UAF (∆T ) ml . (2.19)<br />
O valor <strong>do</strong> parâmetro <strong>de</strong> correcção F é função <strong>do</strong> permuta<strong>do</strong>r em estu<strong>do</strong>, existin<strong>do</strong> represen-<br />
tações gráficas nas quais este factor toma a forma <strong>de</strong> uma função [26]<br />
F = g(ε, R),<br />
on<strong>de</strong> a eficiência <strong>do</strong> permuta<strong>do</strong>r, ε, e o factor R são da<strong>do</strong>s por:<br />
Caudal térmico real<br />
ε =<br />
Caudal térmico máximo permiti<strong>do</strong> pelo permuta<strong>do</strong>r = Tf,s − Tf,e<br />
, (2.20)<br />
Tq,e − Tf,e<br />
R = MV,fρ fCpf<br />
MV,qρ qCpq<br />
= Tq,e − Tq,s<br />
. (2.21)<br />
Tf,s − Tf,e<br />
No permuta<strong>do</strong>r <strong>de</strong> placas a transferência <strong>de</strong> calor ocorre através <strong>de</strong> condução, no interior da<br />
pare<strong>de</strong> que separa os flui<strong>do</strong>s e por convecção, entre a pare<strong>de</strong> e os <strong>do</strong>is flui<strong>do</strong>s (Figura 2.8), pelo<br />
que estes <strong>do</strong>is fenómenos têm <strong>de</strong> ser contabiliza<strong>do</strong>s no coeficiente global <strong>de</strong> transferência <strong>de</strong> calor.<br />
T<br />
q, p<br />
Pare<strong>de</strong><br />
Figura 2.8: Transferência <strong>de</strong> calor por condução e convecção, simultaneamente.<br />
T<br />
O caudal <strong>de</strong> calor transferi<strong>do</strong> em cada uma das zonas representadas na figura acima, flui<strong>do</strong>s<br />
quente e frio e pare<strong>de</strong> po<strong>de</strong> <strong>de</strong>terminar-se através das equações<br />
respectivamente.<br />
f, p<br />
ep<br />
Qq = h qAq (Tq − Tq,p) , (2.22)<br />
Qf = h f Af (Tf,p − Tf) , (2.23)<br />
Qp = λp Ap (Tq,p − Tf,p) , (2.24)<br />
ep<br />
Nas equações acima, h éocoeficiente convectivo <strong>de</strong> transferência <strong>de</strong> calor, ep a espessura da<br />
pare<strong>de</strong> e λp a condutivida<strong>de</strong> térmica da pare<strong>de</strong>.<br />
55
Em esta<strong>do</strong> estacionário os três caudais térmicos são iguais, Qq = Qf = Qp = Q ,peloque:<br />
Tq − Tq,p = Q<br />
hqAq<br />
Tf,p − Tf = Q<br />
hfAf<br />
Tq,p − Tf,p = Q ep<br />
Soman<strong>do</strong> as três equações obtém-se a expressão<br />
,<br />
,<br />
λpAp<br />
∙<br />
1<br />
Tq − Tf = Q +<br />
hqAq<br />
1<br />
hfAf<br />
que resolvida em or<strong>de</strong>m a Q permite obter a relação:<br />
Q =<br />
1<br />
1 1 + hqAq hf Af<br />
+ ep<br />
λpAp<br />
.<br />
+ ep<br />
¸<br />
,<br />
λpAp<br />
Por comparação das equações (2.7) e (2.25) po<strong>de</strong> concluir-se que:<br />
UA =<br />
1<br />
1 1 + hqAq hf Af<br />
(Tq − Tf) . (2.25)<br />
ep . (2.26)<br />
+ λpAp<br />
A pare<strong>de</strong> que separa os <strong>do</strong>is flui<strong>do</strong>s é bastante fina, pelo que a resistência térmica da pare<strong>de</strong><br />
é <strong>de</strong>sprezável, ou seja,<br />
ep<br />
λpAp<br />
e as áreas <strong>de</strong> transferência <strong>de</strong> calor para os flui<strong>do</strong>s quente, Aq, efrio,Af, são praticamente iguais<br />
entre si e iguais à área <strong>de</strong> transferência <strong>de</strong> calor total, A. Assim, após introduzir estas simplificações<br />
na equação (2.26) e resolven<strong>do</strong> a equação resultante em or<strong>de</strong>m a U, obtém-se a expressão que<br />
permite o cálculo <strong>do</strong> coeficiente global <strong>de</strong> transferência <strong>de</strong> calor para um permuta<strong>do</strong>r <strong>de</strong> placas:<br />
U =<br />
∼= 0<br />
1<br />
1 1 + hq hf<br />
. (2.27)<br />
Da equação(2.27) po<strong>de</strong> verificar-se que para <strong>de</strong>terminar o coeficiente global <strong>de</strong> transferência<br />
<strong>de</strong> calor é necessário conhecer os coeficientes convectivos <strong>de</strong> transferência <strong>de</strong> calor, cujos valores<br />
são <strong>de</strong>termina<strong>do</strong>s através <strong>de</strong> correlações empíricas. Uma das correlações mais utilizada é a lei <strong>de</strong><br />
Dittus-Boelter [26]:<br />
Nu = aRe b Pr c<br />
µ d<br />
η<br />
, (2.28)<br />
ηp 56
on<strong>de</strong> a, b, c, d são coeficientes <strong>de</strong>termina<strong>do</strong>s pelo construtor (po<strong>de</strong>n<strong>do</strong> indicar-se os seguintes<br />
valores médios: a =0,28;b =0,65;c =0,4ed = 0,14), η éaviscosida<strong>de</strong><strong>do</strong>flui<strong>do</strong>, η p é<br />
a viscosida<strong>de</strong> <strong>do</strong> flui<strong>do</strong> junto à pare<strong>de</strong> e as restantes variáveis são números adimensionais cuja<br />
<strong>de</strong>finição é:<br />
Nu = hDeq<br />
λ<br />
Re = ρvDeq<br />
η<br />
Pr = Cpη<br />
λ<br />
(Número <strong>de</strong> Nusselt),<br />
(Número <strong>de</strong> Reynolds),<br />
(Número <strong>de</strong> Prandtl).<br />
Nas relações anteriores, Deq é o diâmetro equivalente e v a velocida<strong>de</strong> média <strong>do</strong> flui<strong>do</strong>.<br />
No caso <strong>de</strong> flui<strong>do</strong>s cuja viscosida<strong>de</strong> apresenta uma forte <strong>de</strong>pendência com a temperatura,<br />
os processos <strong>de</strong> transferência <strong>de</strong> calor provocam importantes variações radiais na viscosida<strong>de</strong> <strong>do</strong><br />
flui<strong>do</strong> na vizinhança da pare<strong>de</strong>, o que implica alterações <strong>do</strong>s perfis <strong>de</strong> velocida<strong>de</strong>. Assim, torna-se<br />
necessário utilizar uma expressão <strong>de</strong> correcção que permita contabilizar este efeito nas correlações<br />
empíricas anteriormente citadas. A expressão mais utilizada é a <strong>de</strong> Sie<strong>de</strong>r et Tate, que toma a<br />
forma<br />
³ ´ d<br />
η<br />
ηp [27], e já está contabilizada na lei <strong>de</strong> Dittus-Boelter (2.28).<br />
No entanto, quan<strong>do</strong> se está perante regime turbulento a correcção <strong>de</strong> Sie<strong>de</strong>r et Tate po<strong>de</strong> ser<br />
<strong>de</strong>sprezada [26].<br />
Nos permuta<strong>do</strong>res <strong>de</strong> placas, os canais através <strong>do</strong>s quais se processa o escoamento <strong>do</strong>s flui<strong>do</strong>s<br />
não apresentam uma geometria da qual possamos <strong>de</strong>terminar o diâmetro com facilida<strong>de</strong> pois,<br />
inclusivamente, ele não toma um valor constante ao longo <strong>de</strong> to<strong>do</strong> o canal. É por este motivo que<br />
nas <strong>de</strong>finições <strong>do</strong>s números adimensionais surge o diâmetro equivalente que, para uma conduta,<br />
se <strong>de</strong>fine como [28]:<br />
Deq =4<br />
Área da secção recta <strong>de</strong> passagem<br />
. (2.29)<br />
Perímetro molha<strong>do</strong><br />
Uma vez que é bastante difícil i<strong>de</strong>ntificar a geometria <strong>do</strong>s canais forma<strong>do</strong>s entre as placas,<br />
consi<strong>de</strong>ra-se que estes têm a geometria <strong>de</strong> um canal rectangular <strong>de</strong> dimensões b e w (Figura 2.9).<br />
w<br />
Figura 2.9: Esquema <strong>de</strong> um canal rectangular para cálculo <strong>do</strong> diâmetro equivalente.<br />
57<br />
b
Aten<strong>de</strong>n<strong>do</strong> à simplificação consi<strong>de</strong>rada, a equação (2.29) tomaaforma,<br />
Deq =2 bw<br />
. (2.30)<br />
b + w<br />
A distância entre as placas, aproximada pela dimensão b, é em geral muito inferior ao compri-<br />
mento <strong>do</strong> canal, representa<strong>do</strong> aproximadamente por w, pelo que a equação (2.30) po<strong>de</strong> escrever-se<br />
na forma:<br />
Deq ∼ = 2b. (2.31)<br />
De (2.31) conclui-se então que o diâmetro equivalente correspon<strong>de</strong>, aproximadamente, ao <strong>do</strong>bro<br />
<strong>do</strong> espaçamento entre placas.<br />
Após a <strong>de</strong>finição <strong>de</strong> todas as gran<strong>de</strong>zas intervenientes na equação geral <strong>de</strong> projecto, é agora<br />
possível resolver a equação (2.7) em or<strong>de</strong>m à área total <strong>de</strong> transferência <strong>de</strong> calor, A.<br />
No caso <strong>do</strong>s permuta<strong>do</strong>res <strong>de</strong> placas, a queda <strong>de</strong> pressão é outro parâmetro muito importante<br />
a ter em consi<strong>de</strong>ração no seu dimensionamento e po<strong>de</strong> <strong>de</strong>terminar-se através da equação [26],<br />
∆p =2f L<br />
Deq<br />
on<strong>de</strong> f é o Factor <strong>de</strong> Fanning e po<strong>de</strong> ser representa<strong>do</strong> por<br />
v 2 ρ, (2.32)<br />
f = mRe n , (2.33)<br />
em que m e n são coeficientes <strong>de</strong>termina<strong>do</strong>s pelo construtor e que estão relaciona<strong>do</strong>s com o tipo<br />
<strong>de</strong> placas. Em regime turbulento estes parâmetros po<strong>de</strong>rão tomar valores <strong>de</strong>ntro <strong>do</strong>s seguintes<br />
intervalos: 2 ≤ m ≤ 5 e −0, 3 ≤ n ≤−0, 2. Para escoamentos laminares n = −1 eovalor<strong>de</strong>m<br />
<strong>de</strong>pen<strong>de</strong> da geometria da placa, mais concretamente <strong>do</strong> ângulo da corrugação, ten<strong>do</strong>-se verifica<strong>do</strong><br />
que para ângulos inferiores a 40 o m =24[30].<br />
2.3 Formulação Matemática<br />
Para além das equações constitutivas apresentadas no Capítulo 1 um escoamento tem <strong>de</strong> obe<strong>de</strong>-<br />
cer a princípios <strong>de</strong> conservação <strong>de</strong> massa, momento e energia, pelo que a formulação matemática <strong>de</strong><br />
um problema <strong>de</strong> mecânica <strong>de</strong> flui<strong>do</strong>s consiste em encontrar as relações matemáticas que traduzam<br />
estes princípios. A este conjunto <strong>de</strong> equações dá-se o nome <strong>de</strong> Equações <strong>de</strong> Navier-Stokes [29].<br />
Conservação <strong>de</strong> Massa<br />
Segun<strong>do</strong> o Princípio <strong>de</strong> Conservação <strong>de</strong> Massa, a massa <strong>de</strong> um corpo em movimento mantém-<br />
58
se constante ao longo <strong>do</strong> tempo. Matematicamente, este princípio traduz-se pela relação [3, p.<br />
326]:<br />
Dm<br />
Dt<br />
=0, (2.34)<br />
on<strong>de</strong> m é a massa <strong>do</strong> corpo. Esta gran<strong>de</strong>za po<strong>de</strong> ser <strong>de</strong>terminada através da equação<br />
Z<br />
m =<br />
V<br />
ρdV, (2.35)<br />
on<strong>de</strong> V éovolume<strong>do</strong>corpoeρ = ρ (x,t) é a massa específica <strong>do</strong> material no ponto x no instante<br />
<strong>de</strong> tempo t.<br />
Substituin<strong>do</strong> (2.35) em (2.34) tem-se:<br />
Z<br />
D<br />
Dt<br />
V<br />
ρdV =0. (2.36)<br />
Por forma a <strong>de</strong>terminar a <strong>de</strong>rivada material presente na equação supracitada po<strong>de</strong> recorre-se<br />
ao Teorema 2.1, cujo enuncia<strong>do</strong> se encontra em seguida [3, p. 274].<br />
Teorema 2.1 Seja φ um escalar, um componente <strong>de</strong> um vector ou <strong>de</strong> um tensor na forma espacial.<br />
Então, para um corpo <strong>de</strong> volume V, na configuração corrente, verifica-se:<br />
Z<br />
D<br />
Dt<br />
V<br />
Z<br />
φdV =<br />
Assim, (2.36) po<strong>de</strong> ser reescrita na forma:<br />
Z<br />
V<br />
V<br />
µ Dφ<br />
Dt<br />
<br />
+ φdivv dV. ¥<br />
µ <br />
Dρ<br />
+ ρdivv dV =0<br />
Dt<br />
e,umavezqueestarelação<strong>de</strong>veverificar-se qualquer que seja o volume V, tem-se<br />
para qualquer ponto x <strong>do</strong> corpo e qualquer instante <strong>de</strong> tempo t.<br />
Dρ<br />
+ ρdivv =0, (2.37)<br />
Dt<br />
Aequação(2.37) <strong>de</strong>signa-se equação <strong>de</strong> conservação <strong>de</strong> massa ou equação <strong>de</strong> continuida<strong>de</strong> e<br />
po<strong>de</strong> ser escrita na forma:<br />
∂ρ<br />
∂t<br />
+ div (ρv) =0, (2.38)<br />
que resulta da aplicação da <strong>de</strong>finição da <strong>de</strong>rivada material, equação (1.9), e da relação (2.39)<br />
59
existente para a divergência <strong>de</strong> um vector da forma φu com φ = φ (x) e u um vector [3, p. 119]:<br />
div(φu) =φdivu + ∇φ · u. (2.39)<br />
Para flui<strong>do</strong>s incompressíveis a massa específica é constante, pelo que a equação <strong>de</strong> conservação<br />
<strong>de</strong> massa para estes materiais se reduz a:<br />
Conservação <strong>de</strong> Momento Linear<br />
ρdivv =0⇔ divv =0. (2.40)<br />
O momento linear <strong>de</strong> um corpo, p, é da<strong>do</strong> pelo produto da sua massa pela velocida<strong>de</strong>. Ten<strong>do</strong><br />
em conta (2.35) po<strong>de</strong> escrever-se:<br />
Z<br />
p = mv =<br />
V<br />
ρv dV. (2.41)<br />
Pelo Princípio <strong>de</strong> Conservação <strong>de</strong> Momento Linear postula-se que a variação temporal <strong>do</strong><br />
momento é igual às forças aplicadas no corpo, f (r) , pelo que matematicamente se po<strong>de</strong> escrever a<br />
relação [3, p. 332]:<br />
Dp<br />
Dt = f (r) . (2.42)<br />
A força total aplicada num corpo é dada pela soma das forças internas e forças superficiais<br />
<strong>de</strong>finidas na Secção 1.3. Assim, para um corpo <strong>de</strong> volume V e superfície S aequação(2.42) po<strong>de</strong><br />
ser escrita na forma:<br />
Z<br />
D<br />
Dt<br />
V<br />
Z<br />
ρv dV =<br />
S<br />
ˆn · T dS<br />
| {z }<br />
(1)<br />
Z<br />
+<br />
V<br />
ρg dV , (2.43)<br />
| {z }<br />
(2)<br />
on<strong>de</strong> (1) diz respeito às forças superficiais, que são dadas pelo vector das tensões, tn = ˆn · T, e<br />
(2) refere-se às forças internas, tais como a gravida<strong>de</strong>, que tem associa<strong>do</strong> o vector aceleração da<br />
gravida<strong>de</strong>, g.<br />
Por forma a transformar os integrais <strong>de</strong> superfície presentes em (2.43) em integrais <strong>de</strong> volume<br />
recorre-se ao Teorema da Divergência, Teorema 2.2 [3, p. 143].<br />
Teorema 2.2 (Teorema da Divergência) Seja V o volume <strong>de</strong> uma região tridimensional <strong>de</strong><br />
fronteira fechada e regular S. Então, para um tensor A <strong>de</strong>fini<strong>do</strong> em V e S,<br />
on<strong>de</strong> ˆn éanormalaS. ¥<br />
Z<br />
V<br />
Z<br />
divA dV =<br />
60<br />
S<br />
Aˆn dS,
Assim, a equação (2.43) po<strong>de</strong> escrever-se apenas em função <strong>de</strong> integrais <strong>de</strong> volume,<br />
Z<br />
V<br />
Z<br />
D<br />
(ρv) dV =<br />
Dt<br />
V<br />
divT T Z<br />
dV +<br />
V<br />
Z<br />
ρg dV =<br />
V<br />
¡ divT T +ρg ¢ dV (2.44)<br />
e, aten<strong>de</strong>n<strong>do</strong> ao facto <strong>de</strong> T serumtensorsimétrico(T = T T ), a expressão (2.44) é equivalente a:<br />
Z<br />
V<br />
∙ ¸<br />
D<br />
(ρv) − divT−ρg dV =0. (2.45)<br />
Dt<br />
Da<strong>do</strong> que a equação (2.45) <strong>de</strong>ve ser válida para qualquer volume V, tem-se<br />
D<br />
D<br />
(ρv) − divT−ρg =0⇔ (ρv) =divT+ρg. (2.46)<br />
Dt Dt<br />
Aequação(2.46) <strong>de</strong>signa-se equação <strong>de</strong> conservação <strong>do</strong> momento linear eemconjuntocoma<br />
expressão (2.37) são usualmente <strong>de</strong>signadas por equações <strong>de</strong> movimento.<br />
De acor<strong>do</strong> com a <strong>de</strong>finiçãoda<strong>de</strong>rivada D<br />
Dt<br />
escrever-se na forma:<br />
a equação <strong>de</strong> conservação <strong>de</strong> momento po<strong>de</strong> ainda<br />
∂<br />
∂<br />
(ρv)+div (ρvv) =divT+ρg ⇔ (ρv) =divT+ρg−div (ρvv) , (2.47)<br />
∂t ∂t<br />
eparaflui<strong>do</strong>s incompressíveis toma a forma:<br />
Conservação <strong>de</strong> Energia<br />
ρ ∂v<br />
∂t<br />
= divT+ρg − ρdiv (vv) . (2.48)<br />
Segun<strong>do</strong> o Princípio <strong>de</strong> Conservação <strong>de</strong> Energia ou 1 a Lei da Termodinâmica, a variação<br />
temporal da energia total <strong>de</strong> um corpo toma o valor da soma da variação <strong>do</strong> trabalho associa<strong>do</strong><br />
às forças externas que actuam sobre o volume e a superfície <strong>do</strong> material e o calor conti<strong>do</strong> nesse<br />
volume. Assim, este princípio exprime-se matematicamente através da relação [3, p. 345]:<br />
D<br />
Dt (Ec + Ei) =P +(H − Q) , (2.49)<br />
on<strong>de</strong> Ec representa a energia cinética <strong>do</strong> corpo, Ei a sua energia interna, P a potência das forças<br />
exteriores que actuam no corpo, H a quantida<strong>de</strong> <strong>de</strong> calor gera<strong>do</strong> no interior <strong>do</strong> corpo, por unida<strong>de</strong><br />
<strong>de</strong> tempo, e Q a quantida<strong>de</strong> <strong>de</strong> calor que sai <strong>do</strong> material através da sua superfície, pelo que<br />
(H − Q) representa a quantida<strong>de</strong> <strong>de</strong> calor armazena<strong>do</strong> no volume. As expressões que <strong>de</strong>finem<br />
61
estas gran<strong>de</strong>zas são:<br />
Ec = 1<br />
Z<br />
2<br />
Ei =<br />
Z<br />
V<br />
Z<br />
P =<br />
V<br />
Z<br />
H =<br />
V<br />
Z<br />
Q =<br />
S<br />
V<br />
ρv · v dV,<br />
ρ dV,<br />
Z<br />
ρg · v dV +<br />
ρh dV,<br />
q · ˆn dS,<br />
S<br />
(ˆn · T) · v dS,<br />
on<strong>de</strong> é a energia interna por unida<strong>de</strong> <strong>de</strong> massa ou energia específica, h é um escalar que se<br />
<strong>de</strong>termina experimentalmente e q éofluxo <strong>de</strong> calor.<br />
Aten<strong>de</strong>n<strong>do</strong> a estas <strong>de</strong>finições, a equação (2.49) po<strong>de</strong> escrever-se na forma:<br />
Z<br />
D<br />
Dt<br />
V<br />
µ Z<br />
1<br />
ρ v · v + dV =<br />
2<br />
V<br />
Z<br />
ρg · v dV +<br />
S<br />
Z<br />
(ˆn · T) · v dS +<br />
V<br />
Z<br />
ρh dV −<br />
Oprimeiromembrodaexpressãoanterior po<strong>de</strong> ser escrito como 1 [3, p. 346]:<br />
Z<br />
D<br />
Dt<br />
V<br />
µ Z<br />
1<br />
ρ v · v + ² dV =<br />
2<br />
V<br />
Pelo Teorema da Divergência tem-se:<br />
Z<br />
S<br />
ρ D<br />
µ Z<br />
1<br />
v · v + ² dV =<br />
Dt 2<br />
V<br />
Z<br />
S<br />
Z<br />
q · ˆn dS =<br />
V<br />
Z<br />
(ˆn · T) · v dS =<br />
V<br />
S<br />
q · ˆn dS. (2.50)<br />
µ<br />
ρ v · Dv<br />
Dt +D²<br />
<br />
dV. (2.51)<br />
Dt<br />
divq dV, (2.52)<br />
div (T · v) dV, (2.53)<br />
Aten<strong>de</strong>n<strong>do</strong> à igualda<strong>de</strong> (2.54), existente para a divergência <strong>de</strong> um vector da forma Au em que<br />
A é um tensor cartesiano <strong>de</strong> 2 a or<strong>de</strong>m e u um vector,<br />
div (Au) =u divA T + A T · ∇u, (2.54)<br />
1 D<br />
Dt ρφ dV =<br />
V<br />
<br />
ρ<br />
V<br />
Dφ<br />
Dt dV é um resulta<strong>do</strong> utiliza<strong>do</strong> e po<strong>de</strong> <strong>de</strong>duzir-se a partir da equação <strong>de</strong> continuida<strong>de</strong>, ten<strong>do</strong><br />
em conta a relação (2.39).<br />
62
a relação (2.53) po<strong>de</strong> ainda escrever-se na forma:<br />
Z<br />
V<br />
Z<br />
div (T · v) dV =<br />
V<br />
Z<br />
¡ ¢ T T<br />
vdivT + T · ∇v dV =<br />
Ten<strong>do</strong> em consi<strong>de</strong>ração (2.51), (2.52) e (2.55) a equação (2.50) conduz a:<br />
Z<br />
V<br />
µ<br />
ρ v · Dv<br />
Dt +D<br />
<br />
Dt<br />
Z<br />
⇔<br />
V<br />
Z<br />
dV =<br />
V<br />
Z<br />
ρg · v dV +<br />
V<br />
V<br />
Z<br />
(divT + T · ∇v) dV +<br />
∙ µ<br />
ρ v · Dv<br />
Dt +D<br />
<br />
¸<br />
− ρg · v − vdivT − T · ∇v−ρh + divq<br />
Dt<br />
Uma vez que V é um volume arbitrário, tem-se<br />
(vdivT + T · ∇v) dV. (2.55)<br />
V<br />
Z<br />
ρh dV −<br />
V<br />
dV =0.<br />
µ<br />
ρ v · Dv<br />
Dt +D<br />
<br />
− ρg · v − vdivT + T · ∇v−ρh + divq =0<br />
Dt<br />
⇔ ρ D²<br />
+ v ·<br />
Dt<br />
µ<br />
ρ Dv<br />
− ρg−divT<br />
Dt<br />
divq dV<br />
<br />
− T · ∇v−ρh + divq =0 (2.56)<br />
que, aten<strong>de</strong>n<strong>do</strong> à equação <strong>de</strong> conservação <strong>de</strong> momento linear, (2.48), conduz à equação <strong>de</strong> conser-<br />
vação <strong>de</strong> energia,<br />
ρ D<br />
= T · ∇v+ρh − divq. (2.57)<br />
Dt<br />
No caso <strong>de</strong> um escoamento em esta<strong>do</strong> estacionário, ou seja, in<strong>de</strong>pen<strong>de</strong>nte <strong>do</strong> tempo, (2.57)<br />
po<strong>de</strong>rá ser simplificada obten<strong>do</strong>-se:<br />
T · ∇v+ρh − divq =0. (2.58)<br />
Em suma, o escoamento <strong>de</strong> um flui<strong>do</strong> incompressível, caso <strong>do</strong> iogurte, em esta<strong>do</strong> estacionário,<br />
rege-se pelas equações (2.40), (2.48) e (2.58) queconstituemumsistema<strong>de</strong>5 equações diferenciais<br />
<strong>de</strong> <strong>de</strong>rivadas parciais:<br />
⎧<br />
⎪⎨<br />
⎪⎩<br />
∂vi<br />
∂xi<br />
∂Tij<br />
∂xj<br />
Tij<br />
=0 → equação <strong>de</strong> continuida<strong>de</strong><br />
∂vi<br />
∂xj<br />
+ ρgi − ρ ∂vivj<br />
∂xj<br />
+ ρh − ∂qi<br />
∂xi<br />
=0 → equação <strong>de</strong> conservação <strong>de</strong> momento<br />
=0 → equação <strong>de</strong> conservação <strong>de</strong> energia<br />
(2.59)<br />
on<strong>de</strong> a 1 a equação correspon<strong>de</strong> a uma equação escalar, a lei <strong>de</strong> conservação <strong>de</strong> momento resulta<br />
63
em três equações escalares e, finalmente, a equação <strong>de</strong> conservação <strong>de</strong> energia é representada por<br />
uma só equação escalar.<br />
Neste sistema <strong>de</strong> equações diferenciais existem 13 incógnitas: as componentes <strong>do</strong> vector ve-<br />
locida<strong>de</strong> (v i, i =1, 2, 3), as componentes <strong>do</strong> vector fluxo <strong>de</strong> calor (qi, i =1, 2, 3), as componentes<br />
<strong>do</strong> tensor das tensões totais 2 (Tij, i, j =1, 2, 3) eh. Admite-sequeρ é uma gran<strong>de</strong>za conhecida.<br />
Torna-se assim clara a necessida<strong>de</strong> <strong>de</strong> consi<strong>de</strong>rar equações adicionais para que se possa resolver um<br />
problema <strong>de</strong> escoamento. Estas equações <strong>de</strong>vem representar as características <strong>do</strong>s materiais em<br />
estu<strong>do</strong>, ou seja, as equações adicionais são as equações constitutivas, já apresentadas no Capítulo<br />
1.<br />
Assim, para o escoamento em estu<strong>do</strong>, ou seja, fluxo <strong>de</strong> iogurte num permuta<strong>do</strong>r <strong>de</strong> placas em<br />
esta<strong>do</strong> estacionário, as equações necessárias são:<br />
Equações <strong>de</strong> Navier-Stokes<br />
Equação Constitutiva<br />
(Viscosa)<br />
Equação Constitutiva<br />
(Viscoelástica)<br />
° Sistema <strong>de</strong> equações diferenciais (2.59)<br />
° → ρ = 1068kgm −3 [16]<br />
° σ =(k2˙γ °<br />
n µ <br />
Ea<br />
)exp<br />
RT<br />
→ n =0, 42; k2=3, 65Pasn ; Ea/R= 3394, 32K [16, 19]<br />
° σ =<br />
°<br />
t R<br />
M(t − t<br />
−∞<br />
0 )exp ¡ −α √ I − 3 ¢ B(t − t0 ) dt0 → α =0, 23; β =0, 1<br />
on<strong>de</strong> a equação constitutiva viscosa resulta <strong>de</strong> estu<strong>do</strong>s reológicos efectua<strong>do</strong>s por Afonso et al. [18],<br />
nos quais se verificou que este escoamento correspondia a σ>6, 7Pa, e que já foram aborda<strong>do</strong>s<br />
<strong>de</strong> forma mais exaustiva na Secção 2.1.2. Por outro la<strong>do</strong>, a equação viscoelástica resulta da<br />
mo<strong>de</strong>lação viscoelástica efectuada no presente trabalho (Secção 2.1.2).<br />
2<br />
Relativamente ao tensor das tensões totais basta <strong>de</strong>terminar 6 componentes para que este fique totalmente<br />
<strong>de</strong>fini<strong>do</strong>, uma vez que se trata <strong>de</strong> um tensor simétrico.<br />
64
Capítulo 3<br />
<strong>Simulação</strong> Numérica Viscosa<br />
A resolução numérica <strong>do</strong> problema viscoso apresenta<strong>do</strong> no Capítulo 2 (p. 64) consiste na<br />
resolução das Equações <strong>de</strong> Navier-Stokes (equação (2.59), p. 63), logo po<strong>de</strong> afirmar-se que a<br />
solução <strong>do</strong> problema em estu<strong>do</strong> existe e é única [30, p.913].<br />
A simulação foi efectuada computacionalmente usan<strong>do</strong> o software POLYFLOW, programa<br />
da área <strong>de</strong> Dinâmica <strong>de</strong> Flui<strong>do</strong>s Computacional (CFD) que implementa o Méto<strong>do</strong> <strong>de</strong> Elementos<br />
Finitos, e tem associa<strong>do</strong>s <strong>do</strong>is pré-processa<strong>do</strong>res: GAMBIT e POLYDATA. Este processo po<strong>de</strong><br />
dividir-se em quatro etapas (Apêndice A):<br />
- Construção da geometria em estu<strong>do</strong>, efectuada no pré-processa<strong>do</strong>r GAMBIT;<br />
- Geração da malha, também por utilização <strong>do</strong> GAMBIT;<br />
-Definição<strong>do</strong>problema,ouseja,<strong>de</strong>finição <strong>de</strong> todas as proprieda<strong>de</strong>s e condições <strong>de</strong> fronteira<br />
associadas ao sistema em estu<strong>do</strong>, por construção <strong>de</strong> um ficheiro <strong>de</strong> da<strong>do</strong>s no pré-processa<strong>do</strong>r<br />
POLYDATA;<br />
- Resolução numérica <strong>do</strong> problema <strong>de</strong> elementos finitos com recurso ao POLYFLOW.<br />
Neste capítulo começar-se-á por apresentar o mo<strong>do</strong> como se implementou este méto<strong>do</strong> ao<br />
problema em estu<strong>do</strong> e por fim apresentar-se-ão os resulta<strong>do</strong>s numéricos obti<strong>do</strong>s.<br />
3.1 Domínio Geométrico<br />
No presente trabalho preten<strong>de</strong>-se estudar as características hidrodinâmicas <strong>do</strong> escoamento <strong>de</strong><br />
iogurte num permuta<strong>do</strong>r <strong>de</strong> placas que opera em paralelo e contra-corrente. Este permuta<strong>do</strong>r é<br />
constituí<strong>do</strong> por 17 placas cujas características geométricas mais importantes se encontram sumari-<br />
adas na Tabela 3.1.<br />
65
Tabela 3.1: Características das placas.<br />
Mo<strong>de</strong>lo da Placa RS 22<br />
Corrugação Herringbone<br />
Ângulo da Corrugação 30 o<br />
Condutivida<strong>de</strong> Térmica, λp (Wm −1 K −1 ) 16,3<br />
Área Superficial da Placa, A (m 2 ) 0,015<br />
Altura (m) 0,265<br />
Altura efectiva, L (m) 0,13<br />
Largura (m) 0,102<br />
Largura efectiva, l (m) 0,072<br />
Espessura, ep × 10 3 (m) 0,5<br />
Comprimento <strong>de</strong> onda, lo × 10 3 (m) 10<br />
Amplitu<strong>de</strong> da Corrugação, ap × 10 3 (m) 1,3<br />
As dimensões efectivas e a área superficial apresentadas dizem respeito à região das placas<br />
em que se processa efectivamente transferência <strong>de</strong> calor, região em que se efectuará a simulação<br />
(Figura 3.1). A área superficial citada toma um valor superior ao que se obteria no caso das<br />
placas serem planas ¡ 0, 072 × 0, 13 = 0, 0936m 2¢ , facto que vem <strong>de</strong> encontro a uma das vantagens<br />
associadas aos permuta<strong>do</strong>res <strong>de</strong> placas, e que <strong>de</strong>verá ser ti<strong>do</strong> em conta sempre que se efectuem<br />
cálculos <strong>de</strong> projecto através da introdução <strong>de</strong> um factor correctivo da área efectiva da placa, ,<br />
que neste caso tomará o valor 1,602564 (A = Ll).<br />
Direcção Principal<br />
<strong>do</strong> <strong>Escoamento</strong><br />
72 mm<br />
Eixo <strong>de</strong> Simetria<br />
130 mm<br />
Figura 3.1: Região <strong>de</strong> efectiva transferência <strong>de</strong> calor (vista frontal).<br />
66
Consi<strong>de</strong>ran<strong>do</strong> que o fluxo é uniforme, e aten<strong>de</strong>n<strong>do</strong> ao facto <strong>do</strong> permuta<strong>do</strong>r operar em paralelo,<br />
a simulação far-se-á apenas num <strong>do</strong>s oito canais forma<strong>do</strong>s entre duas placas e on<strong>de</strong> circula iogurte.<br />
Assim, a geometria em estu<strong>do</strong> é uma unida<strong>de</strong> tridimensional constituída por duas placas em fase<br />
que estão em contacto em vários pontos que serão <strong>de</strong>signa<strong>do</strong>s por pontos <strong>de</strong> contacto (Figuras 3.2<br />
e 3.3). Tem-se ainda em conta a existência <strong>de</strong> um eixo <strong>de</strong> simetria (Figura 3.1) pelo que apenas<br />
seconsi<strong>de</strong>rameta<strong>de</strong><strong>do</strong>canal<strong>de</strong>mo<strong>do</strong>aminimizaroesforço<strong>de</strong>cálculoenvolvi<strong>do</strong>noprocesso<br />
computacional.<br />
Placa Superior<br />
Canal<br />
Placa Inferior<br />
Figura 3.2: Elemento periódico <strong>de</strong> um canal <strong>de</strong> um permuta<strong>do</strong>r <strong>de</strong> placas.<br />
Figura 3.3: Pontos <strong>de</strong> Contacto.<br />
A geometria é implementada no pré-processa<strong>do</strong>r GAMBIT ten<strong>do</strong> em conta que uma corrugação<br />
sinusoidal <strong>de</strong> um permuta<strong>do</strong>r <strong>de</strong> calor po<strong>de</strong> ser <strong>de</strong>scrita por uma função sinusoidal <strong>de</strong> equação<br />
[29]:<br />
µ µ<br />
2π<br />
y(x) =ap sin x −<br />
lo<br />
lo<br />
<br />
+ ap. (3.1)<br />
4<br />
67
Para a corrugação em causa, a equação (3.1) toma a forma:<br />
on<strong>de</strong> y e x são da<strong>do</strong>s em metros.<br />
y(x) =0, 0013 sin(200πx − 0, 5π)+0, 0013,<br />
Através <strong>do</strong> conhecimento <strong>de</strong>sta relação marcam-se 100 pontos (Figura 3.4) que são uni<strong>do</strong>s<br />
posteriormente obten<strong>do</strong>-se assim a corrugação pretendida, e a partir da qual se efectua a construção<br />
da geometria.<br />
y (mm)<br />
2,4<br />
2<br />
1,6<br />
1,2<br />
0,8<br />
0,4<br />
0<br />
0 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10<br />
x (mm)<br />
Figura 3.4: Corrugação.<br />
Aten<strong>de</strong>n<strong>do</strong> às restantes características apresentadas na Tabela 3.1 a geometria <strong>do</strong> canal no<br />
qual se efectua a simulação é a representada na Figura 3.5 on<strong>de</strong> 0 ≤ x ≤ 0, 13m, −3, 6 × 10 −3 ≤<br />
y ≤ 3, 6 × 10 −3 m e 0 ≤ z ≤ 0, 036m sen<strong>do</strong> o plano <strong>de</strong> simetria o plano <strong>de</strong> equação z =0.<br />
z<br />
y<br />
x<br />
Direcção Principal<br />
<strong>do</strong> <strong>Escoamento</strong><br />
Figura 3.5: Geometria <strong>do</strong> canal consi<strong>de</strong>ran<strong>do</strong> o eixo <strong>de</strong> simetria.<br />
Dada a complexida<strong>de</strong> <strong>do</strong>s canais <strong>do</strong> permuta<strong>do</strong>r, a simulação foi também efectuada num<br />
pequeno elemento <strong>de</strong>sse canal ao qual se atribuiu a <strong>de</strong>signação <strong>de</strong> corte (Figura 3.6) <strong>de</strong> mo<strong>do</strong><br />
averificar qual o comportamento <strong>do</strong> escoamento em torno <strong>do</strong>s pontos <strong>de</strong> contacto.<br />
y<br />
x<br />
z<br />
Direcção Principal<br />
<strong>do</strong> <strong>Escoamento</strong><br />
Figura 3.6: Geometria <strong>de</strong> um elemento <strong>do</strong> canal - Corte.<br />
68
3.2 Geração <strong>de</strong> Malha<br />
O Méto<strong>do</strong> <strong>de</strong> Elementos Finitos é um méto<strong>do</strong> muito utiliza<strong>do</strong> na resolução numérica <strong>de</strong><br />
equações diferenciais. Para o implementar é necessário <strong>de</strong>finir o <strong>do</strong>mínio <strong>do</strong> problema e em seguida<br />
proce<strong>de</strong>r à sua discretização, isto é, dividi-lo em pequenos elementos <strong>de</strong>signa<strong>do</strong>s por elementos<br />
finitos que em conjunto <strong>de</strong>finem uma triangulação <strong>do</strong> <strong>do</strong>mínio, isto é, a malha.<br />
O <strong>do</strong>mínio <strong>do</strong> escoamento em estu<strong>do</strong> é bastante complexo uma vez que possui regiões em que<br />
existe uma diminuição bastante acentuada da área <strong>de</strong> secção recta, haven<strong>do</strong> mesmo pontos em que<br />
as pare<strong>de</strong>s que <strong>de</strong>limitam o canal entram em contacto. Com base nesta característica optou-se por<br />
construir uma malha que utiliza preferencialmente elementos tetraédricos conjugan<strong>do</strong>-os, sempre<br />
que necessário, com elementos hexaédricos, piramidais e prismáticos, possuin<strong>do</strong> cada um <strong>de</strong>les 4,<br />
8, 5 e 6 nós respectivamente (Figura 3.7).<br />
Tetraedro Hexaedro<br />
Pirâmi<strong>de</strong> Prisma<br />
Figura 3.7: Tipo <strong>de</strong> Elementos usa<strong>do</strong>s na simulação numérica(adapta<strong>do</strong> <strong>de</strong> [31, p. 5-2]).<br />
Por forma a testar a in<strong>de</strong>pendência <strong>do</strong>s resulta<strong>do</strong>s em relação à malha gerada efectuaram-se<br />
simulações com base em discretizações com distâncias distintas entre os nós existentes nas arestas:<br />
2 mm, 1,5mm, 1,2mm e1mm De referir que o valor mínimo foi condiciona<strong>do</strong> pelo hardware 1<br />
disponível.<br />
Relativamente aos perfis <strong>de</strong> velocida<strong>de</strong> obti<strong>do</strong>s nas várias simulações, e consequentemente <strong>do</strong><br />
seu valor médio, verificou-se uma gran<strong>de</strong> discrepância entre os resulta<strong>do</strong>s obti<strong>do</strong>s com as malhas<br />
<strong>de</strong> distância nodal <strong>de</strong> 2 e 1 mm (Tabela 3.2). No caso da primeira malha obeteve-se uma gran<strong>de</strong><br />
região <strong>de</strong> velocida<strong>de</strong> nula, ten<strong>do</strong>-se verifica<strong>do</strong> que esta diminuia à medida que a distância nodal<br />
<strong>de</strong>crescia, confinan<strong>do</strong>-se às imediações <strong>do</strong>s pontos <strong>de</strong> contacto, situação que também se verificou<br />
1 To<strong>do</strong> o processo computacional foi efectua<strong>do</strong> num Pentium IV a 1.60 GHz e 256MB <strong>de</strong> memória RAM.<br />
69
no caso <strong>do</strong> corte. Este facto po<strong>de</strong> ser explica<strong>do</strong> aten<strong>de</strong>n<strong>do</strong> a que se consi<strong>de</strong>rou que o flui<strong>do</strong><br />
possuia velocida<strong>de</strong> nula junto às pare<strong>de</strong>s <strong>do</strong> canal, logo os nós presentes nas faces que <strong>de</strong>limitam<br />
o <strong>do</strong>mínio geométrico possuem velocida<strong>de</strong> nula. Deste mo<strong>do</strong>, quanto maiores forem os elementos<br />
aquepertencemestesnósmaiorseráaregiãoemqueoefeitodacondição<strong>de</strong>fronteirareferidase<br />
fará sentir logo, quanto maior for a distância nodal maiores serão as regiões <strong>de</strong> velocida<strong>de</strong> nula.<br />
Os valores presentes na Tabela 3.2 permitem ainda concluir que a diminuição da distância<br />
nodal a partir <strong>de</strong> 1,5 mm não se traduz numa gran<strong>de</strong> alteração <strong>do</strong>s valores médios <strong>de</strong> velocida<strong>de</strong>.<br />
Tabela 3.2: Velocida<strong>de</strong> média no plano <strong>do</strong>s pontos <strong>de</strong> contacto.<br />
Distância nodal nas arestas (mm) v m (ms −1 )<br />
2 0,018<br />
1,5 0,024<br />
1,2 0,025<br />
1 0,026<br />
Da observação da Figura 3.8, concluiu-se que os perfis <strong>de</strong> temperatura obti<strong>do</strong>s nas quatro<br />
simulações efectuadas apresentam uma tendência <strong>de</strong> convergência para um perfil <strong>do</strong>tipo<strong>do</strong>apre-<br />
senta<strong>do</strong> em (d), e que correspon<strong>de</strong> à malha com menor distância nodal.<br />
(a) (b)<br />
(c) (d)<br />
Figura 3.8: Temperatura para malhas <strong>de</strong> distância nodal: (a) 2mm; (b) 1,5mm; (c) 1,2mm; (d) 1mm.<br />
No que diz respeito ao corte testaram-se também algumas malhas, ten<strong>do</strong>-se opta<strong>do</strong> por utilizar<br />
uma discretização com distância nodal nas arestas <strong>de</strong> 0,5 mm (mínimo possível), o que conduziu<br />
a uma malha com 78692 elementos e 16072 nós.<br />
As simulações efectuadas no corte tiveram como objectivo verificar se uma malha mais refinada<br />
conduzia a uma relação entre a precisão da aproximação e tempo <strong>de</strong> cálculo melhor. Analisan<strong>do</strong><br />
o valor médio da velocida<strong>de</strong> no plano <strong>do</strong>s pontos <strong>de</strong> contacto, 0,027 ms −1 ,po<strong>de</strong>concluir-seque<br />
70
uma redução <strong>de</strong> 1 mm para meta<strong>de</strong> na distância nodal nas arestas não se reflecte numa alteração<br />
significativa <strong>do</strong>s resulta<strong>do</strong>s numéricos, ou seja, estes apresentam in<strong>de</strong>pendência relativamente à<br />
malha utilizada aquan<strong>do</strong> da redução referida. Situação que vem <strong>de</strong> encontro ao facto <strong>de</strong> que<br />
reduções em distâncias nodais suficientemente pequenas não levam a alterações significativas nos<br />
resulta<strong>do</strong>s obti<strong>do</strong>s.<br />
Assim, <strong>de</strong>cidiu utilizar-se na simulação <strong>do</strong> escoamento no canal uma malha constituída por<br />
elementos <strong>de</strong> distância nodal nas arestas <strong>de</strong> 1 mm, uma vez que os resulta<strong>do</strong>s obti<strong>do</strong>s nas várias<br />
simulações convergem para os alcança<strong>do</strong>s com esta malha e estes são corrobora<strong>do</strong>s pelas simulações<br />
efectuadas no corte. A discretização efectuada com esta distância resultou na geração <strong>de</strong> uma<br />
malha com 161474 elementos e 34373 nós (Figura 3.9).<br />
3.3 Condições <strong>de</strong> Fronteira<br />
Placa Superior<br />
Canal<br />
Placa Inferior<br />
Figura 3.9: Malha <strong>de</strong> uma parte da Geometria.<br />
As condições <strong>de</strong> fronteira a consi<strong>de</strong>rar na resolução numérica <strong>de</strong> um problema <strong>de</strong>rivam das<br />
especificações <strong>do</strong> escoamento em estu<strong>do</strong>, pelo que no presente trabalho é necessário ter em conta o<br />
caudal volumétrico <strong>de</strong> iogurte envolvi<strong>do</strong> no processo, a sua temperatura <strong>de</strong> entrada no sistema <strong>de</strong><br />
arrefecimento, uma vez que se trata <strong>de</strong> um escoamento não-isotérmico, e o mo<strong>do</strong> como se processa<br />
a transferência <strong>de</strong> calor ao longo das placas.<br />
De mo<strong>do</strong> a garantir que o problema não se afasta muito <strong>do</strong> processo real utilizaram-se resul-<br />
ta<strong>do</strong>s experimentais obti<strong>do</strong>s por Afonso et al. aquan<strong>do</strong> <strong>do</strong>s seus estu<strong>do</strong>s sobre o comportamento<br />
reológico <strong>do</strong> iogurte durante o processo <strong>de</strong> arrefecimento (Tabela 3.3).<br />
71
Número Total <strong>de</strong> Placas, Np<br />
Tabela 3.3: Condições <strong>de</strong> operação [15].<br />
Coeficiente Global <strong>de</strong> Transferência <strong>de</strong> Calor, U (Wm −2 K −1 ) 777,4<br />
Caudal <strong>de</strong> iogurte, M t V,i (m3 s −1 ) 3,99×10 −5<br />
Temperatura <strong>do</strong> iogurte à entrada, Ti,e (K ) 314,15<br />
Temperatura <strong>do</strong> iogurte à saída, Ti,s K ) 293,64<br />
Caudal <strong>de</strong> água, M t V,a (m3 s −1 ) 1,17×10 −4<br />
Temperatura da água à entrada, Ta,e (K ) 278,72<br />
Temperatura da água à saída, Ta,s (K ) 284,12<br />
Na gama <strong>de</strong> temperaturas em que efectuaram os estu<strong>do</strong>s, Afonso et al. verificaram que algumas<br />
proprieda<strong>de</strong>s <strong>do</strong>s flui<strong>do</strong>s envolvi<strong>do</strong>s no processo <strong>de</strong> transferência <strong>de</strong> calor tais como, massa especí-<br />
fica, ρ, capacida<strong>de</strong> calorífica, Cp, e condutivida<strong>de</strong> térmica, λ, podiam consi<strong>de</strong>rar-se constantes,<br />
toman<strong>do</strong> os valores apresenta<strong>do</strong>s na Tabela 3.4.<br />
ρ<br />
³<br />
kg<br />
m3 ´<br />
Tabela 3.4: Proprieda<strong>de</strong>s físicas da água e iogurte [15].<br />
Iogurte Água<br />
³ ´<br />
J<br />
Cp kgK λ ¡ ¢ ³<br />
W kg<br />
mK ρ m3 ´ ³ ´<br />
J<br />
Cp kgK<br />
17<br />
λ ¡ W mK<br />
1068 3530 0,523 999,78 4181,8 0,597<br />
Caudal Volumétrico <strong>de</strong> Iogurte<br />
O caudal volumétrico <strong>de</strong> iogurte, MV,i, que circula num <strong>do</strong>s canais <strong>do</strong> permuta<strong>do</strong>r é da<strong>do</strong> por:<br />
MV,i = M t V,i<br />
, (3.2)<br />
Nc<br />
on<strong>de</strong> M t V,i é o caudal volumétrico total <strong>de</strong> iogurte que entra no permuta<strong>do</strong>r e Nc éonúmero<strong>de</strong><br />
canais pelo qual o caudal se divi<strong>de</strong>, sen<strong>do</strong><br />
uma vez que o permuta<strong>do</strong>r opera em paralelo.<br />
Nc = Np − 1<br />
, (3.3)<br />
2<br />
Das expressões (3.2) e (3.3) conclui-se que o caudal volumétrico <strong>de</strong> iogurte que circula num<br />
canal é 4, 988 × 10 −6 m 3 s −1 , o que implica que o caudal em meta<strong>de</strong> <strong>do</strong> canal será <strong>de</strong> 2, 494 ×<br />
10 −6 m 3 s −1 (meta<strong>de</strong> <strong>do</strong> valor anterior).<br />
72<br />
¢
Fluxo Térmico ao Longo <strong>de</strong> uma Placa<br />
Num processo <strong>de</strong> transferência <strong>de</strong> calor é importante saber como se processa a troca <strong>de</strong> calor ao<br />
longo <strong>do</strong> sistema térmico, pelo que se efectuaram simulações com condições <strong>de</strong> fronteira distintas<br />
no que diz respeito ao fluxo <strong>de</strong> calor transferi<strong>do</strong> <strong>do</strong> iogurte para a água, a saber:<br />
- Fluxo térmico constante ao longo da placa;<br />
- Fluxo térmico variável ao longo da placa, ou seja, função da altura da placa.<br />
Fluxo Térmico Constante ao Longo da Placa<br />
Efectuan<strong>do</strong> um balanço energético ao iogurte tem-se que o calor transferi<strong>do</strong> <strong>do</strong> iogurte para a<br />
água num canal <strong>do</strong> permuta<strong>do</strong>r é:<br />
Q = −MiCp,i (Ti,s − Ti,e)<br />
= −MV,iρ iCp,i (Ti,s − Ti,e)<br />
= 385, 69 W.<br />
Admitin<strong>do</strong> que Q é constante ao longo <strong>do</strong> canal, o fluxo <strong>de</strong> calor em cada placa será da<strong>do</strong><br />
por q = Q<br />
2A = 12856Wm−2 . Este será o fluxo <strong>de</strong> calor a consi<strong>de</strong>rar em cada placa da geometria<br />
em estu<strong>do</strong> pois, apesar <strong>de</strong> se consi<strong>de</strong>rar apenas meta<strong>de</strong> <strong>do</strong> canal e, consequentemente, meta<strong>de</strong> <strong>do</strong><br />
calor total transferi<strong>do</strong>, a área <strong>de</strong> cada placa também é reduzida a meta<strong>de</strong>, ou seja,<br />
Q1/2 canal = Q<br />
2<br />
⇒ Q1/2 canal/placa = Q1/2 canal<br />
2<br />
⇔ Q 1/2 canal/placa<br />
A 1/2 placa<br />
Fluxo Térmico Variável ao Longo da Placa<br />
=<br />
Q<br />
4A 1/2 placa<br />
| {z }<br />
1<br />
2 A<br />
= Q<br />
4<br />
= Q<br />
2A .<br />
Para <strong>de</strong>terminar a expressão que <strong>de</strong>fine o fluxo <strong>de</strong> calor transferi<strong>do</strong> <strong>do</strong> iogurte para a água em<br />
função da altura da placa, q(x) = dQ<br />
dA (x), recorre-se a um processo análogo ao já apresenta<strong>do</strong> na<br />
Secção 2.2.2, como se passa a <strong>de</strong>screver.<br />
73
x = 0<br />
x<br />
x + dx<br />
x = L<br />
Ti,e Ta,s<br />
Ti,s Ta,e<br />
Figura 3.10: Representação esquemática <strong>de</strong> um elemento infinitesimal <strong>de</strong> uma placa.<br />
Aplican<strong>do</strong> a equação <strong>de</strong> projecto <strong>de</strong> um permuta<strong>do</strong>r <strong>de</strong> placas a um elemento <strong>de</strong> área infin-<br />
itesinal <strong>de</strong> área dA (Figura 3.10) admitin<strong>do</strong> que as temperaturas se mantêm constantes nesse<br />
elemento, o fluxo <strong>de</strong> calor transferi<strong>do</strong> <strong>do</strong> iogurte para a água é:<br />
dx<br />
dQ = UFdA(Ti(x) − Ta(x)) ,<br />
on<strong>de</strong> dA = ldx com dx aalturainfinitesimal <strong>do</strong> elemento, l a largura da placa, T i a temperatura<br />
<strong>do</strong> iogurte e T a a temperatura da água. Assim,<br />
dQ = UFldx(Ti(x) − Ta(x)) ⇔ dQ<br />
dx = UFl(Ti(x) − Ta(x)) . (3.4)<br />
Efectuan<strong>do</strong> balanços energéticos ao iogurte e água, <strong>de</strong> acor<strong>do</strong> com a equação (2.10), e aten-<br />
<strong>de</strong>n<strong>do</strong> a que o permuta<strong>do</strong>r opera em contra-corrente, obtém-se:<br />
Mi<br />
2 Cp,i (Ti,e − Ti(x)) = Ma<br />
2 Cp,a (Ta,s − Ta(x))<br />
⇔ Ta,s − Ta(x) = MiCp,i<br />
(Ti,e − Ti(x)) .<br />
MaCp,a<br />
A expressão anterior permite escrever uma relação que possibilita a <strong>de</strong>terminação da temper-<br />
atura da água para qualquer ponto da placa em função da temperatura <strong>do</strong> iogurte:<br />
on<strong>de</strong> C = MiCp,i<br />
MaCp,a .<br />
Substituin<strong>do</strong> (3.5) em (3.4) tem-se:<br />
Ta(x) =Ta,s − C (Ti,e − Ti(x)) , (3.5)<br />
dQ<br />
dx (x) =UFl[Ti(x)(1− C) − Ta,s + CTi,e] . (3.6)<br />
Por outro la<strong>do</strong>, o caudal térmico po<strong>de</strong> ser <strong>de</strong>termina<strong>do</strong> através <strong>de</strong> um balanço energético<br />
74
infinitesimal ao iogurte, pelo que dQ<br />
dx<br />
Assim, po<strong>de</strong> escrever-se:<br />
⇔<br />
po<strong>de</strong> calcular-se através da relação:<br />
µ<br />
dQ d Mi<br />
(x) =−<br />
dx dx 2 Cp,iTi<br />
<br />
.<br />
− d<br />
µ<br />
Mi<br />
dx 2 Cp,iTi<br />
<br />
= UFl[Ti(x)(1− C) − Ta,s + CTi,e]<br />
1<br />
Ti(x)(1− C) − Ta,s + CTi,e<br />
dTi = − 2UFl<br />
dx. (3.7)<br />
MiCp,i<br />
Integran<strong>do</strong> (3.7) entre a entrada <strong>do</strong> permuta<strong>do</strong>r (x =0) e um ponto genérico x no qual a<br />
temperatura <strong>do</strong> iogurte é Ti(x) tem-se:<br />
Ti(x) Z<br />
Ti,e<br />
1<br />
dTi =<br />
Ti(x)(1− C) − Ta,s + CTi,e<br />
¯<br />
¯<br />
¯<br />
⇔ ln ¯<br />
Ti(x)(1− C) − Ta,s + CTi,e ¯<br />
¯ Ti,e (1 − C) − Ta,s + CTi,e<br />
¯<br />
Resolven<strong>do</strong> a equação (3.8) em or<strong>de</strong>m a Ti(x) obtém-se:<br />
Ti(x) = 1<br />
½<br />
∙ µ<br />
1<br />
(Ti,e − Ta,s)exp 2UFlx −<br />
1 − C<br />
MaCp,a<br />
Zx<br />
0<br />
− 2UFl<br />
dx<br />
MiCp,i<br />
= −2UFl (1 − C) x. (3.8)<br />
MiCp,i<br />
1<br />
MiCp,i<br />
¸<br />
¾<br />
+ Ta,s − CTi,e . (3.9)<br />
Das equações (3.5) e (3.9) po<strong>de</strong> <strong>de</strong>terminar-se a diferença <strong>de</strong> temperaturas para qualquer valor<br />
<strong>de</strong> x, asaber<br />
∙ µ<br />
1<br />
(Ti − Ta)(x) =(Ti,e − Ta,s)exp 2UFlx −<br />
MaCp,a<br />
Substituin<strong>do</strong> (3.10) em (3.4) obtém-se a relação:<br />
dQ<br />
dx (x) =UFl(Ti,e<br />
∙ µ<br />
1<br />
− Ta,s)exp 2UFlx −<br />
MaCp,a<br />
1<br />
MiCp,i<br />
1<br />
MiCp,i<br />
¸<br />
. (3.10)<br />
¸<br />
. (3.11)<br />
Logo, o fluxo <strong>de</strong> calor po<strong>de</strong> calcular-se, para qualquer valor <strong>de</strong> x, através da expressão:<br />
dQ<br />
dA (x) =q(x) =UF (Ti,e<br />
∙ µ<br />
1<br />
− Ta,s)exp 2UFlx −<br />
MaCp,a<br />
1<br />
MiCp,i<br />
¸<br />
. (3.12)<br />
Ocoeficiente <strong>de</strong> transferência <strong>de</strong> calor presente na equação (3.12) po<strong>de</strong> ser escrito em função<br />
75
das condições <strong>de</strong> operação,<br />
µ <br />
0, 692Ti,s +0, 308Ti,e − Ta,s<br />
Uteórico = −1813, 07 ln<br />
, (3.13)<br />
Ti,e − Ta,s<br />
que conduz a um valor <strong>de</strong> Uteórico = 1160Wm −2 K −1 . Esta relação resulta da resolução <strong>de</strong> (3.9)<br />
em função <strong>de</strong> U para x =0, 13 e, consequentemente, Ti(x) =Ti,s.<br />
Como se po<strong>de</strong> verificar, o valor supracita<strong>do</strong> é superior ao regista<strong>do</strong> na Tabela 3.3, U=777,4<br />
Wm −2 K −1 , o que po<strong>de</strong> ser explica<strong>do</strong> por perdas existentes no sistema real e que não são con-<br />
tabilizadas na expressão (3.13). Uma vez que se verifica esta discrepância po<strong>de</strong> estudar-se a sua<br />
influência nas condições hidrodinâmicas <strong>do</strong> escoamento, pois os <strong>do</strong>is valores conduzem a fluxos <strong>de</strong><br />
calor distintos e que po<strong>de</strong>m ser calcula<strong>do</strong>s a partir das relações<br />
qteórico(x) =30, 03Uteórico exp ¡ −4, 2427 × 10 −3 Uteóricox ¢ = 34834, 8exp(−4, 921x) , (3.14)<br />
q(x) =30, 03U exp ¡ −4, 2427 × 10 −3 Ux ¢ = 23345, 32 exp (−3, 298x) . (3.15)<br />
Contu<strong>do</strong>, não é possível implementar estas condições <strong>de</strong> fronteira no POLYFLOW pois este<br />
apenas permite consi<strong>de</strong>rar fluxo <strong>de</strong> calor constante ou representá-lo através <strong>de</strong> uma função linear.<br />
Por forma a ultrapassar esta limitação efectuaram-se interpolações lineares que permitem obter<br />
<strong>de</strong>pendências lineares entre o fluxo <strong>de</strong> calor e a altura da placa,<br />
qteórico(x) = 34836, 77 − 126652x, (3.16)<br />
q(x) = 23345, 322 − 61652, 2x. (3.17)<br />
ten<strong>do</strong>-se verifica<strong>do</strong>, através <strong>do</strong>s da<strong>do</strong>s experimentais conheci<strong>do</strong>s, que o erro relativo máximo<br />
cometi<strong>do</strong> é <strong>de</strong> cerca <strong>de</strong> 5% (Figura 3.11).<br />
q (Wm -2 )<br />
35000<br />
31500<br />
28000<br />
24500<br />
21000<br />
17500<br />
0 0,026 0,052 0,078 0,104 0,13<br />
x (m)<br />
q (eq (3.14)) Interpolação Linear (eq (3.16))<br />
Figura 3.11: Fluxo <strong>de</strong> calor ao longo <strong>de</strong> uma placa.<br />
76
No entanto, uma vez que a simulação é efectuada em meta<strong>de</strong> <strong>de</strong> um canal, o fluxo <strong>de</strong> calor<br />
transferi<strong>do</strong> <strong>do</strong> iogurte para a água através <strong>de</strong> cada placa da geometria em estu<strong>do</strong> é traduzi<strong>do</strong> pelas<br />
expressões<br />
qteórico(x) = 17418, 385 − 63326x, (3.18)<br />
q(x) = 11672, 661 − 30826, 1x. (3.19)<br />
que correspon<strong>de</strong>m a meta<strong>de</strong> <strong>do</strong> valor representa<strong>do</strong> por (3.16) e (3.17), respectivamente.<br />
Em suma, as condições <strong>de</strong> fronteira a consi<strong>de</strong>rar em cada elemento da geometria são:<br />
Placa superior<br />
Canal<br />
Placa inferior<br />
y<br />
z<br />
x<br />
3.4 Resolução Numérica<br />
° Problema <strong>de</strong> Condução <strong>de</strong> Calor<br />
° → Fluxo <strong>de</strong> Calor imposto na pare<strong>de</strong> exterior<br />
° Variável: equações (3.18) e (3.19)<br />
° Constante: 12856 Wm−2 ° Problema <strong>de</strong> <strong>Escoamento</strong> <strong>de</strong> Flui<strong>do</strong> <strong>Não</strong>-Newtoniano<br />
° → Entrada (x =0)<br />
° M<br />
° V,i = 2,494×10<br />
°<br />
-6m −3s −1<br />
Ti,e = 314,15 K<br />
° Problema <strong>de</strong> Condução <strong>de</strong> Calor<br />
° → Fluxo <strong>de</strong> Calor imposto na pare<strong>de</strong> exterior<br />
° Variável: equações (3.18) e (3.19)<br />
° Constante: 12856 Wm−2 A etapa principal da simulação numérica <strong>do</strong> escoamento <strong>do</strong> iogurte no permuta<strong>do</strong>r <strong>de</strong> placas<br />
consiste na resolução numérica das equações <strong>de</strong> Navier-Stokes juntamente com a equação consti-<br />
tutiva:<br />
on<strong>de</strong> k2 =3, 65Pas 0,42 , n =0, 42 e Ea/R =3394, 32K.<br />
η (˙γ,T) =k2 ˙γ n−1 µ <br />
Ea<br />
exp , (3.20)<br />
RT<br />
O sistema <strong>de</strong> equações diferenciais a resolver é não-linear. Assim, a sua resolução envolverá<br />
obrigatoriamente um processo iterativo. Por forma a avaliar a convergência <strong>de</strong>sse processo, o<br />
software utiliza um teste basea<strong>do</strong> no erro relativo cometi<strong>do</strong> em cada iteração e assume como<br />
77
critério <strong>de</strong> convergência |Erro Relativo| < 10 −4 nos campos <strong>de</strong> velocida<strong>de</strong> e temperatura [31, p.<br />
22-2], ou seja, para uma iteração genérica i o critério <strong>de</strong> convergência é:<br />
com kvk =<br />
¯<br />
Ti − Ti−1<br />
Ti−1<br />
¯ < 10−4 ∧ kvi − vi−1k<br />
kvi−1k < 10−4 ,<br />
q<br />
v 2 x + v 2 y + v 2 z a norma eucli<strong>de</strong>ana <strong>do</strong> vector velocida<strong>de</strong> v.<br />
No<strong>de</strong>cursodaresoluçãoverificou-se, inicialmente, que existiam <strong>do</strong>is parâmetros presentes<br />
em (3.20) que comprometiam a convergência da simulação. De facto, os parâmetros n e E a<br />
influenciam muito o comportamento <strong>de</strong> η e, consequentemente, a <strong>de</strong>terminação da solução das<br />
equações <strong>de</strong> Navier-Stokes. Uma vez que n 0 verifica-se que<br />
um aumento no seu valor conduz a um aumento da viscosida<strong>de</strong> logo, Ea →∞⇒η →∞.<br />
Por forma a ultrapassar este problema a resolução numérica foi dividida em duas etapas:<br />
- <strong>Simulação</strong> com viscosida<strong>de</strong> in<strong>de</strong>pen<strong>de</strong>nte da temperatura, ou seja,<br />
η (˙γ) =k2 ˙γ n−1 . (3.21)<br />
Desta forma, a influência da energia <strong>de</strong> activação na viscosida<strong>de</strong> não é tida em consi<strong>de</strong>ração;<br />
- Resolução <strong>do</strong> problema consi<strong>de</strong>ran<strong>do</strong> a <strong>de</strong>pendência da viscosida<strong>de</strong> com a temperatura,<br />
equação constitutiva (3.20), usan<strong>do</strong> os resulta<strong>do</strong>s da simulação anterior como condição ini-<br />
cial.<br />
O Méto<strong>do</strong> <strong>de</strong> Iterações <strong>de</strong> Picard é um méto<strong>do</strong> iterativo que po<strong>de</strong> ser utiliza<strong>do</strong> na resolução<br />
<strong>de</strong> problemas <strong>de</strong> valor inicial da forma:<br />
dy<br />
dx = f(x, y) com y (x0) =y0 (3.22)<br />
e, utiliza para <strong>de</strong>terminação da solução <strong>de</strong> cada iteração a expressão [32, p. 256]<br />
Zx<br />
yn = y0 + f(t, yn−1(t)) dt. (3.23)<br />
x0<br />
Na 1 a fase da simulação foi utiliza<strong>do</strong> este méto<strong>do</strong> para resolução <strong>do</strong> problema <strong>de</strong> valor inicial<br />
78
associa<strong>do</strong> à equação (3.21), ouseja:<br />
dvx<br />
dy =<br />
µ 1<br />
1<br />
n−1<br />
η (v, x)<br />
k2<br />
com v(0) = v0.<br />
Noquedizrespeitoà2 a fase da simulação foi necessário aplicar um processo evolutivo à<br />
energia <strong>de</strong> activação, uma vez que sen<strong>do</strong> o seu valor eleva<strong>do</strong>, levava à divergência na viscosida<strong>de</strong>.<br />
Este processo consiste em iniciar a resolução numérica com um valor <strong>de</strong> (E a/R) =α inferior ao<br />
real, aumentan<strong>do</strong> este <strong>de</strong> iteração em iteração até se atingir o valor pretendi<strong>do</strong> (3394, 32), ouseja,<br />
criava-se uma sequência <strong>de</strong> novos problemas que eram gera<strong>do</strong>s como se enuncia <strong>de</strong> seguida [31, p.<br />
19-3].<br />
1 o - Nestenovoproblema,oparâmetroalvo<strong>de</strong>evolução,α, seráda<strong>do</strong>porα1=αSini com 0 ≤<br />
Sini < 1 e α = 3394, 32. Se este problema tiver solução, cria-se um novo problema - 2 o<br />
Problema.<br />
2 o - O parâmetro evolutivo S é aumenta<strong>do</strong> <strong>de</strong> uma pequena quantia ∆Sini, assumin<strong>do</strong> o valor<br />
...<br />
S2 = Sini + ∆Sini. O novo problema é então cria<strong>do</strong> com α2 = αS2. Se o problema tem<br />
solução o valor <strong>de</strong> ∆S é aumenta<strong>do</strong> para ∆S2 =1, 5∆Sini e cria-se um novo problema<br />
- 3 o Problema. Caso contrário, o valor <strong>do</strong> incremento ∆S é diminui<strong>do</strong> toman<strong>do</strong> o valor<br />
∆S2 =0, 5∆Sini até que se encontre solução 2 .<br />
i ésimo - O parâmetro evolutivo S é Si = Si−1 + ∆Si−1 ⇒ αi = αSi. Se o problema tem solução o<br />
valor <strong>de</strong> ∆Si−1 é aumenta<strong>do</strong> para ∆Si =1, 5∆Si−1 e cria-se um novo problema - (i+1 ) ésimo<br />
Problema. Caso contrário, o valor <strong>do</strong> incremento ∆Si−1 é diminui<strong>do</strong> toman<strong>do</strong> o valor ∆Si =<br />
0, 5∆Si−1 até que se encontre solução.<br />
O processo <strong>de</strong>scrito será repeti<strong>do</strong> até que o parâmetro evolutivo S tome o valor 1, situação em<br />
que se obtém o problema com os parâmetros reais.<br />
Utilizan<strong>do</strong> o processo <strong>de</strong>scrito nesta secção foi possível obter convergência na simulação, ten<strong>do</strong><br />
si<strong>do</strong> efectua<strong>do</strong> um conjunto <strong>de</strong> 7 simulações com as características que se passam a enunciar:<br />
- Fluxo <strong>de</strong> Calor Constante e Viscosida<strong>de</strong> In<strong>de</strong>pen<strong>de</strong>nte da Temperatura num canal com um<br />
plano <strong>de</strong> simetria;<br />
2<br />
De referir que ∆S não po<strong>de</strong>rá diminuir infinitamente, existin<strong>do</strong> um valor que impõe um limite mínimo para<br />
este parâmetro, (∆S) min .<br />
79
- Fluxo <strong>de</strong> Calor Variável, coeficiente global <strong>de</strong> transferência <strong>de</strong> calor teórico (Uteórico =<br />
1160Wm −2 K −1 ) e Viscosida<strong>de</strong> In<strong>de</strong>pen<strong>de</strong>nte da Temperatura num canal com um plano <strong>de</strong><br />
simetria;<br />
- Fluxo <strong>de</strong> Calor Variável, coeficiente global <strong>de</strong> transferência <strong>de</strong> calor teórico e Viscosida<strong>de</strong><br />
Depen<strong>de</strong>nte da Temperatura num canal com um plano <strong>de</strong> simetria;<br />
- Fluxo <strong>de</strong> Calor Variável, coeficiente global <strong>de</strong> transferência <strong>de</strong> calor experimental (U =<br />
777, 4Wm −2 K −1 ) e Viscosida<strong>de</strong> In<strong>de</strong>pen<strong>de</strong>nte da Temperatura num canal com um plano <strong>de</strong><br />
simetria;<br />
- Fluxo <strong>de</strong> Calor Variável, coeficiente global <strong>de</strong> transferência <strong>de</strong> calor experimental e Viscosi-<br />
da<strong>de</strong> Depen<strong>de</strong>nte da Temperatura num canal com um plano <strong>de</strong> simetria;<br />
- Fluxo <strong>de</strong> Calor Variável, coeficiente global <strong>de</strong> transferência <strong>de</strong> calor teórico e Viscosida<strong>de</strong><br />
In<strong>de</strong>pen<strong>de</strong>nte da Temperatura num corte com um plano <strong>de</strong> simetria;<br />
- Fluxo <strong>de</strong> Calor Variável, coeficiente global <strong>de</strong> transferência <strong>de</strong> calor experimental e Viscosi-<br />
da<strong>de</strong> Depen<strong>de</strong>nte da Temperatura num corte com um plano <strong>de</strong> simetria.<br />
De referir que nos problemas em que se consi<strong>de</strong>rou fluxo <strong>de</strong> calor constante apenas se efectuou<br />
a simulação com a viscosida<strong>de</strong> in<strong>de</strong>pen<strong>de</strong>nte da temperatura por ser a situação menos real, como<br />
se po<strong>de</strong> verificar por observação da Figura 3.11, e pela morosida<strong>de</strong> das simulações em que se<br />
consi<strong>de</strong>rou essa <strong>de</strong>pendência.<br />
3.5 Resulta<strong>do</strong>s Numéricos<br />
Os resulta<strong>do</strong>s numéricos obti<strong>do</strong>s foram analisa<strong>do</strong>s através <strong>de</strong> um pós-processa<strong>do</strong>r <strong>de</strong>nomina<strong>do</strong><br />
FIELDVIEW, o que permitiu visualizar os perfis das várias variáveis <strong>do</strong> sistema e <strong>de</strong>terminar os<br />
seus valores médios em qualquer plano da geometria.<br />
Após análise <strong>do</strong>s resulta<strong>do</strong>s <strong>de</strong> alguns parâmetros, verificou-se que o comportamento quanti-<br />
tativo diferia <strong>de</strong> simulação para simulação sen<strong>do</strong> no entanto, qualitativamente, o mesmo. Assim,<br />
neste capítulo apresentam-se resulta<strong>do</strong>s numéricos <strong>de</strong> todas as simulações mas apenas se ilus-<br />
tram os perfis <strong>de</strong> temperatura, velocida<strong>de</strong>, taxa <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação e pressão no caso em que se<br />
consi<strong>de</strong>rou o fluxo <strong>de</strong> calor variável, coeficiente global <strong>de</strong> transferência <strong>de</strong> calor experimental<br />
(U=777,4Wm −2 K −1 ) e viscosida<strong>de</strong> <strong>de</strong>pen<strong>de</strong>nte da temperatura, uma vez que este caso se aproxi-<br />
mará mais da realida<strong>de</strong> <strong>do</strong> que os restantes. Apresentam-se ainda perfis obti<strong>do</strong>s na simulação <strong>do</strong><br />
escoamento no corte, <strong>de</strong> forma a avaliar-se o comportamento em torno <strong>do</strong>s pontos <strong>de</strong> contacto,<br />
estan<strong>do</strong> os restantes representa<strong>do</strong>s no Apêndice B.<br />
80
Da<strong>do</strong> que houve necessida<strong>de</strong> <strong>de</strong> efectuar simulações em que a viscosida<strong>de</strong> era consi<strong>de</strong>rada in<strong>de</strong>-<br />
pen<strong>de</strong>nte da temperatura, registaram-se os valores obti<strong>do</strong>s nessas simulações, ten<strong>do</strong>-se concluí<strong>do</strong><br />
que apenas os perfis <strong>de</strong> temperatura diferiam <strong>de</strong> simulação para simulação. Tal facto po<strong>de</strong> ser<br />
constata<strong>do</strong>, analisan<strong>do</strong> as Tabelas 3.5 a 3.7.<br />
Tabela 3.5: Resulta<strong>do</strong>s médios para Fluxo <strong>de</strong> Calor Constante.<br />
Viscosida<strong>de</strong> In<strong>de</strong>pen<strong>de</strong>nte da Temperatura<br />
Entrada (x =0) Saída (x = 0,13 ) y=0<br />
T(K ) 314,15 290,43 300,40<br />
p(Pa) 7549,83 8,422 3754,24<br />
η (Pa s) 0,423 0,531 0,515<br />
˙γ (s −1 ) 67,644 49,782 60,674<br />
O valor obti<strong>do</strong> para a temperatura <strong>de</strong> saída <strong>do</strong> iogurte, levan<strong>do</strong> ou não em conta a <strong>de</strong>pendência<br />
da viscosida<strong>de</strong> <strong>de</strong>sse flui<strong>do</strong> com a temperatura, é próximo <strong>do</strong> valor experimental <strong>de</strong>termina<strong>do</strong> por<br />
Afonso et al. (T =293,64K ), obten<strong>do</strong>-se um erro relativo que varia entre 10 a 12%.<br />
Tabela 3.6: Resulta<strong>do</strong>s para Fluxo <strong>de</strong> Calor Variável e U teórico= 1160 Wm −2 K −1 .<br />
Viscosida<strong>de</strong> In<strong>de</strong>pen<strong>de</strong>nte da Temperatura Viscosida<strong>de</strong> Depen<strong>de</strong>nte da Temperatura<br />
Entrada (x =0) Saída (x = 0,13 ) y=0 Entrada (x =0) Saída (x =0,13) y=0<br />
T(K ) 314,15 291,01 298,83 314,15 290,22 297,90<br />
p(Pa) 7549,83 8,422 3754,24 6038,89 8,840 3355,34<br />
η (Pa s) 0,423 0,531 0,515 0,194 0,773 0,654<br />
˙γ (s −1 ) 67,644 49,782 60,674 68,278 50,192 60,179<br />
O menor erro relativo (9,98%) foi obti<strong>do</strong> admitin<strong>do</strong> o fluxo <strong>de</strong> calor variável, coeficiente global<br />
<strong>de</strong> transferência <strong>de</strong> calor experimental e a viscosida<strong>de</strong> <strong>do</strong> iogurte <strong>de</strong>pen<strong>de</strong>nte da temperatura, o<br />
que parece reforçar a i<strong>de</strong>ia <strong>de</strong> que estes pressupostos serão os que mais se aproximam da realida<strong>de</strong><br />
(Tabela 3.7).<br />
Tabela 3.7: Resulta<strong>do</strong>s para Fluxo <strong>de</strong> Calor Variável e U=777,4 Wm −2 K −1 .<br />
Viscosida<strong>de</strong> In<strong>de</strong>pen<strong>de</strong>nte da Temperatura Viscosida<strong>de</strong> Depen<strong>de</strong>nte da Temperatura<br />
Entrada (x =0) Saída (x = 0,13 ) y=0 Entrada (x =0) Saída (x =0,13) y=0<br />
T(K ) 314,15 297 303,28 314,15 296,57 302,853<br />
p(Pa) 7549,83 8,422 3754,24 5047,36 7,015 32728,89<br />
η (Pa s) 0,423 0,531 0,515 0,195 0,553 1,847<br />
˙γ (s −1 ) 67,644 49,782 60,674 68,055 50,005 60,02<br />
81
Compreensivelmente, as temperaturas mais reduzidas foram obtidas quan<strong>do</strong> se consi<strong>de</strong>rou o<br />
coeficiente global <strong>de</strong> transferência <strong>de</strong> calor mais eleva<strong>do</strong> (U teórico= 1160 Wm −2 K −1 ), resultan<strong>do</strong><br />
daí uma maior eficiência <strong>do</strong> permuta<strong>do</strong>r e, consequentemente, um maior arrefecimento <strong>do</strong> iogurte.<br />
Relativamente à temperatura, po<strong>de</strong> verificar-se pela Figura 3.12 que a mesma diminui ao<br />
longo <strong>do</strong> canal <strong>de</strong> forma não linear, assumin<strong>do</strong> valores mais reduzi<strong>do</strong>s junto à pare<strong>de</strong> (z = 0,036 ),<br />
po<strong>de</strong>n<strong>do</strong> observar-se na Figura 3.13 o comportamento da temperatura no plano em que se situam<br />
os pontos <strong>de</strong> contacto (y =0). Conclui-se através da Figura 3.13 que os valores mais eleva<strong>do</strong>s<br />
têm lugar nas zonas em que o canal apresenta ao flui<strong>do</strong> uma maior área <strong>de</strong> secção transversal,<br />
diminuin<strong>do</strong> à medida que essa área diminui, ou seja, on<strong>de</strong> existe uma maior proximida<strong>de</strong> entre as<br />
placas. Atingem-se assim valores mais reduzi<strong>do</strong>s para a temperatura nas imediações <strong>do</strong>s pontos<br />
<strong>de</strong> contacto.<br />
Figura 3.12: Perfil <strong>de</strong> Temperatura ao longo <strong>do</strong> canal.<br />
Figura 3.13.: Temperatura no plano <strong>do</strong>s pontos <strong>de</strong> contacto (y =0)comv média = 0,0258 ms −1 .<br />
Na simulação efectuada no corte (Figura 3.14) torna-se mais clara a situação <strong>de</strong>scrita an-<br />
teriormente, no que diz respeito à zona envolvente <strong>do</strong>s pontos <strong>de</strong> contacto (zonas azuladas).<br />
Temperaturas <strong>do</strong> iogurte mais baixas nessas regiões são explicadas pelo facto <strong>do</strong> flui<strong>do</strong> circular a<br />
82
velocida<strong>de</strong>s reduzidas nas proximida<strong>de</strong>s das placas, estas com temperatura sempre menor <strong>do</strong> que<br />
a<strong>do</strong>flui<strong>do</strong> que as contacta.<br />
Figura 3.14: Temperatura no plano <strong>do</strong>s pontos <strong>de</strong> contacto (y =0)<strong>do</strong>Corte.<br />
Observan<strong>do</strong> a Figura 3.15 po<strong>de</strong> concluir-se que no plano apresenta<strong>do</strong> (y =0) existem regiões<br />
<strong>de</strong> velocida<strong>de</strong> nula nas imediações <strong>do</strong>s pontos <strong>de</strong> contacto, situação que é corroborada pelo perfil<br />
<strong>de</strong> velocida<strong>de</strong> obti<strong>do</strong> na simulação efectuada no corte (Figuras 3.16 e 3.17).<br />
Figura 3.15: Velocida<strong>de</strong> no plano <strong>do</strong>s pontos <strong>de</strong> contacto (y =0)comv média = 0,0258 ms −1 .<br />
Figura 3.16: Velocida<strong>de</strong> no plano <strong>do</strong>s pontos <strong>de</strong> contacto (y =0)<strong>do</strong>Corte.<br />
Assim, representan<strong>do</strong> os vectores velocida<strong>de</strong> no plano <strong>do</strong>s pontos <strong>de</strong> contacto (Figura 3.17) é<br />
possível observar-se a região <strong>de</strong> estagnação <strong>do</strong> iogurte em torno <strong>do</strong>s mesmos.<br />
83
Figura 3.17: Vectores Velocida<strong>de</strong> no plano y=0eampliação<strong>de</strong>zonaenvolvente<strong>de</strong>ponto<strong>de</strong>contacto.<br />
Relativamente à taxa <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação (Figura 3.18), po<strong>de</strong> observar-se que esta atinge valores<br />
mais baixos na zona envolvente aos pontos <strong>de</strong> contacto.<br />
Figura 3.18: Taxa <strong>de</strong> Deformação no plano <strong>do</strong>s pontos <strong>de</strong> contacto (y =0)comv média = 0,0258 ms −1 .<br />
As regiões amarelas/vermelhas da figura anterior correspon<strong>de</strong>m aos máximos da taxa <strong>de</strong> <strong>de</strong>-<br />
formação, ou seja, são as zonas on<strong>de</strong> a variação espacial da velocida<strong>de</strong> é mais elevada.<br />
Mais uma vez, a simulação efectuada no corte permite visualizar mais pormenorizadamente o<br />
que se passa em torno <strong>do</strong>s pontos <strong>de</strong> contacto, po<strong>de</strong>n<strong>do</strong> observar-se das Figuras 3.19 e 3.16 que as<br />
taxas <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação mais elevadas correspon<strong>de</strong>m às regiões em que a velocida<strong>de</strong> sofre uma maior<br />
variação e que é nula em torno <strong>do</strong>s pontos <strong>de</strong> contacto.<br />
84
Figura 3.19: Taxa <strong>de</strong> Deformação no plano <strong>do</strong>s pontos <strong>de</strong> contacto (y =0)<strong>do</strong>Corte.<br />
Estudan<strong>do</strong> o comportamento da taxa <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação na intersecção <strong>do</strong> plano <strong>do</strong>s pontos <strong>de</strong><br />
contacto com qualquer plano <strong>de</strong> equação z=c, po<strong>de</strong> concluir-se que a mesma apresenta um<br />
comportamento sinusoidal. Este facto é ilustra<strong>do</strong> pela Figura 3.20, com c = 0,02, on<strong>de</strong> po<strong>de</strong><br />
observar-se que a amplitu<strong>de</strong> da curva não apresenta uma tendência <strong>de</strong> variação ao longo <strong>do</strong> canal.<br />
Figura 3.20: Taxa <strong>de</strong> Deformação na intersecção <strong>do</strong>s planos y=0e z=0,02.<br />
Fazen<strong>do</strong> uma abordagem similar para a viscosida<strong>de</strong> po<strong>de</strong> observar-se na figura seguinte que<br />
esta apresenta também um comportamento sinusoidal, mas <strong>de</strong> amplitu<strong>de</strong> crescente ao longo <strong>do</strong><br />
canal.<br />
Figura 3.21: Viscosida<strong>de</strong> na intersecção <strong>do</strong>s planos y=0e z = 0,02.<br />
85
Comparan<strong>do</strong> as Figuras 3.20 e 3.21 constata-se que a relação taxa <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação/viscosida<strong>de</strong><br />
prevista pela equação constitutiva associada a este escoamento se verifica, isto é, um aumento<br />
local da taxa <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação leva a uma diminuição da viscosida<strong>de</strong>. Contu<strong>do</strong>, esta relação não<br />
explica o aumento da amplitu<strong>de</strong> da curva da viscosida<strong>de</strong>, po<strong>de</strong>n<strong>do</strong> concluir-se que o seu aumento,<br />
da entrada para a saída <strong>do</strong> canal, se <strong>de</strong>ve exclusivamente à influência da temperatura.<br />
A pressão apresenta uma queda acentuada da entrada para a saída <strong>do</strong> canal (∆p = 5040, 345Pa),<br />
o que é característico <strong>do</strong>s permuta<strong>do</strong>res <strong>de</strong> placas. Tal facto <strong>de</strong>riva da existência <strong>de</strong> variações<br />
acentuadas <strong>de</strong> área <strong>de</strong> secção transversal oferecida ao flui<strong>do</strong>, assim como das mudanças bruscas<br />
<strong>de</strong> trajectória a que o iogurte é obriga<strong>do</strong>.<br />
Figura 3.22: Pressão no plano <strong>do</strong>s pontos <strong>de</strong> contacto (y =0)comv média = 0,0258 ms −1 .<br />
86
Capítulo 4<br />
<strong>Simulação</strong> Numérica Viscoelástica<br />
Reologicamente, o iogurte bati<strong>do</strong> po<strong>de</strong> classificar-se como um líqui<strong>do</strong> viscoso com componente<br />
elástica. Por forma a avaliar a influência <strong>de</strong>sta proprieda<strong>de</strong> no escoamento no interior <strong>do</strong> per-<br />
muta<strong>do</strong>r <strong>de</strong> placas, tentou efectuar-se a simulação viscoelástica <strong>de</strong> um escoamento isotérmico em<br />
esta<strong>do</strong> estacionário num canal convergente/divergente. A simulação foi efectuada fazen<strong>do</strong> uso <strong>do</strong><br />
POLYFLOW e consistiu em:<br />
-Definição <strong>de</strong> uma geometria em duas dimensões que aproximasse o escoamento tridimen-<br />
sional em estu<strong>do</strong>, <strong>de</strong>vi<strong>do</strong> a limitações <strong>do</strong> software utiliza<strong>do</strong> (ver Secção 4.1);<br />
- Determinação das condições <strong>de</strong> fronteira associadas ao novo escoamento;<br />
- Resolução numérica <strong>do</strong> problema <strong>de</strong> elementos finitos.<br />
De referir que <strong>de</strong>vi<strong>do</strong> ao cariz tridimensional <strong>do</strong> escoamento estabeleci<strong>do</strong> no interior <strong>de</strong> um<br />
permuta<strong>do</strong>r <strong>de</strong> placas esta simulação teria apenas como intuito avaliar o comportamento <strong>do</strong> iogurte<br />
face a expansões e estrangulamentos bruscos, nunca o seu comportamento na fase <strong>de</strong> arrefecimento<br />
a que é submeti<strong>do</strong> durante o seu fabrico.<br />
4.1 Domínio Geométrico e Geração <strong>de</strong> Malha<br />
A simulação viscoelástica integral não pô<strong>de</strong> ser efectuada para o escoamento tridimensional<br />
uma vez que o POLYFLOW não permite que se efectue este tipo <strong>de</strong> simulações. Assim, houve<br />
necessida<strong>de</strong> <strong>de</strong> <strong>de</strong>finir uma geometria bidimensional que permitisse avaliar <strong>de</strong> forma aproximada<br />
o escoamento no interior <strong>do</strong> permuta<strong>do</strong>r <strong>de</strong> placas.<br />
Uma das características mais marcantes da geometria tridimensional associada ao escoamento<br />
em estu<strong>do</strong> é a existência <strong>de</strong> estrangulamentos e expansões bruscas, pelo que em duas dimensões<br />
se <strong>de</strong>senhou um canal convergente/divergente <strong>de</strong> dimensões D =5mm, aproximadamente igual<br />
87
ao espaçamento máximo entre as placas <strong>do</strong> permuta<strong>do</strong>r (5,2mm), d =0, 5mm, <strong>de</strong> mo<strong>do</strong> a obter<br />
uma razão D d =101 e x =30mm (Figura 4.1).<br />
D d<br />
Figura 4.1: Geometria Bidimensional.<br />
A construção <strong>de</strong>sta geometria foi efectuada, à semelhança <strong>do</strong> apresenta<strong>do</strong> para a geometria<br />
tridimensional, partin<strong>do</strong> da equação <strong>de</strong> uma curva sinusoidal, equação (3.1), admitin<strong>do</strong> agora<br />
ap =1, 125 × 10 −3 m:<br />
com y e x da<strong>do</strong>s em metros.<br />
y =1, 125 × 10 −3 sin(500πx − 0, 5π)+1, 125 × 10 −3 ,<br />
A discretização <strong>de</strong>ste <strong>do</strong>mínio geométrico foi efectuada ten<strong>do</strong> em conta que nas regiões ime-<br />
diatamente antes e <strong>de</strong>pois <strong>do</strong>s estrangulamentos o escoamento po<strong>de</strong>ria apresentar um comporta-<br />
mentodistinto<strong>do</strong>quesepassanoresto<strong>do</strong>canal,porexemplo,existência<strong>de</strong>recirculação.Assim,<br />
consi<strong>de</strong>raram-se duas regiões distintas (Figura 4.2) para a geração da malha.<br />
Figura 4.2: Regiões distintas para geração da malha.<br />
A geração da malha bidimensional foi efectuada partin<strong>do</strong> da discretização das arestas que<br />
<strong>de</strong>limitam a geometria. Uma vez que as zonas <strong>de</strong> maior interesse são aquelas em que se situam<br />
os estrangulamentos, o espaçamento nodal utiliza<strong>do</strong>s nessas regiões foi inferior ao utiliza<strong>do</strong> nas<br />
arestas adjacentes às regiões a traceja<strong>do</strong> (Figura 4.2) manten<strong>do</strong>-se fixa a distância entre os nós<br />
nas arestas verticais (x =0e x =3× 10 −2 ).<br />
Após discretização das arestas, efectuou-se a geração da malha bidimensional a partir <strong>do</strong>s nós<br />
cria<strong>do</strong>s, utilizan<strong>do</strong>s elementos quadriláteros com 4 nós.<br />
1 Testaram-se geometrias com razões mais elevadas mas não se verificaram alterações, a nível qualitativo, nos resulta<strong>do</strong>s<br />
numéricos obti<strong>do</strong>s. Assim, optou-se por este valor uma vez que conduzia a um menor esforço computacional.<br />
88
Por forma a testar a in<strong>de</strong>pendência <strong>do</strong>s resulta<strong>do</strong>s numéricos com a malha gerada, construiram-<br />
se três malhas distintas em que os nós nas arestas verticais e das regiões a traceja<strong>do</strong> distavam<br />
0, 25 × 10 −3 e 0, 46 × 10 −3 , respectivamente, e a distância nodal nas regiões <strong>do</strong>s estrangulamentos<br />
diferiu entre as três discretizações toman<strong>do</strong> os valores: 0, 0175 × 10 −3 , 0, 14 × 10 −3 e 0, 28 × 10 −3 .<br />
Posteriormente efectuaram-se três simulações com iguais condições fronteira usan<strong>do</strong>, em cada<br />
uma <strong>de</strong>las, uma das três malhas geradas, ten<strong>do</strong>-se constata<strong>do</strong> que os resulta<strong>do</strong>s numéricos obti<strong>do</strong>s<br />
nas várias simulações não diferiam entre si. Assim, optou-se por utilizar a malha em que o<br />
espaçamento nodal na região <strong>do</strong>s estrangulamentos toma o valor 0, 28×10 −3 (Figura 4.3) uma vez<br />
que que possui um menor número <strong>de</strong> elementos e, consequentemente, requer um menor esforço<br />
computacional na resolução <strong>do</strong> problema <strong>de</strong> elementos finitos que é constituí<strong>do</strong> por 2000 elementos<br />
e 2121 nós.<br />
4.2 Condições <strong>de</strong> Fronteira<br />
Figura 4.3: Malha Bidimensional.<br />
O escoamento agora simula<strong>do</strong> é um escoamento isotérmico em esta<strong>do</strong> estacionário, pelo que a<br />
única condição <strong>de</strong> fronteira a estabelecer é o caudal volumétrico <strong>de</strong> iogurte que entra no sistema.<br />
De mo<strong>do</strong> a aproximar as características <strong>de</strong> escoamento no interior <strong>do</strong> canal bidimensional às<br />
<strong>de</strong>terminadas para o permuta<strong>do</strong>r, efectuaram-se simulações viscosas com caudais volumétricos dis-<br />
tintos por forma a <strong>de</strong>terminar um caudal que conduzisse a um valor médio <strong>de</strong> taxas <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação<br />
da or<strong>de</strong>m <strong>de</strong> gran<strong>de</strong>za <strong>do</strong>s obti<strong>do</strong>s na simulação tridimensional ( ∼ = 60s −1 ). Este processo levou a<br />
que se a<strong>do</strong>ptasse um caudal volumétrico <strong>de</strong> entrada <strong>de</strong> 7, 5 × 10 −5 m 3 s −1 , para o qual se obteve<br />
umataxa<strong>de</strong><strong>de</strong>formaçãomédia<strong>de</strong>63, 81s −1 .<br />
4.3 Resolução Numérica<br />
A etapa principal da simulação numérica <strong>do</strong> escoamento <strong>do</strong> iogurte no canal bidimensional<br />
consiste na resolução numérica das equações <strong>de</strong> continuida<strong>de</strong>, (2.40), e conservação <strong>de</strong> momento,<br />
(2.48), juntamente com a equação constitutiva:<br />
σ =<br />
Zt<br />
−∞<br />
M(t − t 0 ³<br />
)exp −α p ´<br />
βIB +(1−β) IIB − 3 B(t − t 0 ) dt 0 .<br />
89
Este mo<strong>de</strong>lo está implementa<strong>do</strong> no software e o utiliza<strong>do</strong>r apenas tem “liberda<strong>de</strong>” <strong>de</strong> alterar os<br />
parâmetros reológicos α e β. Paraoflui<strong>do</strong> em estu<strong>do</strong> estes tomam os valores α =0, 23 e β =0, 1,<br />
resultantes da mo<strong>de</strong>lação viscoelástica efectuada no presente trabalho (Secção 2.1.2).<br />
Numericamente, implementou-se um processo evolutivo que permitia inicializar o problema<br />
como escoamento <strong>de</strong> um flui<strong>do</strong> puramente viscoso e que, progressivamente, ia contabilizan<strong>do</strong> o<br />
seu cariz viscoelástico. Este processo <strong>de</strong>fine-se através da expressão [31, p.9-29]:<br />
σ() =σ +(1− )σE, (4.1)<br />
on<strong>de</strong> σE é o tensor das tensões para flui<strong>do</strong>s puramente viscosos, σE =2η ED, e um escalar<br />
função <strong>do</strong> parâmetro evolutivo S conforme se ilustra na Figura 4.4.<br />
Figura 4.4: Relação vs. S [31, p. 9-30].<br />
Na <strong>de</strong>finição <strong>do</strong>s parâmetros necessários ao processo evolutivo, η E e S, consi<strong>de</strong>rou-se η E cons-<br />
tante, sen<strong>do</strong> o seu valor da<strong>do</strong> por:<br />
η E =<br />
3X<br />
ηk, (4.2)<br />
k=1<br />
com η k = λkGk (Tabela 2.1). O parâmetro S variava <strong>de</strong> iteração para iteração 2 , sen<strong>do</strong> que<br />
0 ≤ S ≤ 1, ou seja, inicializava—se o cálculo admitin<strong>do</strong> um escoamento puramente viscoso (S =0)<br />
e o processo evolutivo <strong>de</strong>veria ter conduzi<strong>do</strong> a uma resposta viscoelástica que correspon<strong>de</strong>ria a<br />
S =1. Por forma a que a transição da resposta viscosa para a viscoelástica não fosse muito<br />
brusca, utilizaram-se valores <strong>de</strong> ∆Sini 3 reduzi<strong>do</strong>s (< 10 −2 ), ten<strong>do</strong>-se verifica<strong>do</strong> que o software não<br />
conseguiu, em qualquer caso, contabilizar a viscoelasticida<strong>de</strong>, isto é, apenas levava a cabo a 1 a<br />
iteração, correspon<strong>de</strong>nte ao escoamento <strong>de</strong> um flui<strong>do</strong> Newtoniano.<br />
O facto <strong>do</strong> software não conseguir implementar o processo numérico <strong>de</strong>scrito inviabilizou a<br />
realização da simulação viscoelástica integral, o que po<strong>de</strong>rá <strong>de</strong>ver-se às aproximações efectuadas<br />
2 O processo <strong>de</strong> <strong>de</strong>terminação <strong>de</strong> S ao longo <strong>do</strong> processo evolutivo é igual ao apresenta<strong>do</strong> no Capítulo 3.<br />
3 S1 = Sini + ∆Sini (ver<strong>de</strong>scrição<strong>do</strong>esquemaevolutivonoCapítulo3,pag.79.)<br />
90
ao escoamento tridimensional, isto é, <strong>do</strong>mínio geométrico consi<strong>de</strong>ra<strong>do</strong> e condições <strong>de</strong> fronteira<br />
estabelecidas. Na origem <strong>de</strong>ste problema po<strong>de</strong>rão ainda estar a malha gerada e a uma forte<br />
componente elástica <strong>do</strong> flui<strong>do</strong>.<br />
91
Capítulo 5<br />
Conclusões<br />
5.1 Conclusões<br />
Neste trabalho simulou-se numericamente o escoamento <strong>do</strong> iogurte entre duas placas <strong>de</strong> um<br />
permuta<strong>do</strong>r <strong>de</strong> calor. A simulação envolveu a resolução simultânea <strong>de</strong> <strong>do</strong>is problemas <strong>de</strong> con-<br />
dução <strong>de</strong> calor nas placas e <strong>do</strong> fluxo não-isotérmico <strong>do</strong> iogurte no canal por elas forma<strong>do</strong>. O<br />
iogurte apresentava um comportamento <strong>Não</strong>-Newtoniano e o seu escoamento processava-se em<br />
esta<strong>do</strong> estacionário. Para a simulação <strong>do</strong> problema <strong>de</strong>scrito utilizou-se o software POLYFLOW,<br />
recorren<strong>do</strong> este ao méto<strong>do</strong> <strong>de</strong> elementos finitos.<br />
O <strong>do</strong>mínio geométrico <strong>do</strong> problema foi construí<strong>do</strong> conhecen<strong>do</strong>-se as proprieda<strong>de</strong>s geométri-<br />
cas das placas, o que conduziu à implementação <strong>de</strong> uma função sinusoidal para a <strong>de</strong>scrição das<br />
corrugações existentes nas mesmas. A geometria construída era constituída por três unida<strong>de</strong>s<br />
tridimensionais: placa superior, placa inferior e canal por elas <strong>de</strong>limita<strong>do</strong>.<br />
Após <strong>de</strong>finição <strong>do</strong> <strong>do</strong>mínio proce<strong>de</strong>u-se à sua discretização, geran<strong>do</strong>-se a malha que cons-<br />
tituiu a base para a aplicação <strong>do</strong> méto<strong>do</strong> <strong>de</strong> elementos finitos. Aten<strong>de</strong>n<strong>do</strong> às características <strong>do</strong><br />
canal construí<strong>do</strong>, estrangulamentos e expansões bruscas, optou-se por construir uma malha que<br />
utiliza preferencialmente elementos tetraédricos mas, sempre que necessário, recorre a elementos<br />
hexaédricos, prismas e pirâmi<strong>de</strong>s. Por forma a testar a in<strong>de</strong>pendência <strong>do</strong>s resulta<strong>do</strong>s relativa-<br />
mente à malha gerada construiram-se malhas com a característica enunciada que diferiam entre<br />
si na distância existente entre os nós resultantes da discretização das arestas. Com este processo<br />
conclui-se que este tipo <strong>de</strong> malha se mostrava a<strong>de</strong>qua<strong>do</strong> para geometrias <strong>de</strong>sta natureza, canais<br />
convergentes/divergentes, e que uma distância <strong>de</strong> 1mm, para o canal em estu<strong>do</strong>, conduzia a uma<br />
malha que não influenciava os resulta<strong>do</strong>s obti<strong>do</strong>s, pois uma redução daquele valor para meta<strong>de</strong><br />
(simulação efectuada no corte) conduzia a resulta<strong>do</strong>s qualitativamente iguais.<br />
Por forma a caracterizar os três problemas envolvi<strong>do</strong>s neste escoamento foram leva<strong>do</strong>s em<br />
92
consi<strong>de</strong>ração valores experimentais disponíveis, o que permitiu, simultaneamente, a validação <strong>do</strong>s<br />
pressupostos e procedimentos estabeleci<strong>do</strong>s ao longo <strong>do</strong> trabalho.<br />
Uma vez que o problema fulcral a resolver diz respeito ao escoamento não-isotérmico <strong>do</strong> iogurte<br />
em esta<strong>do</strong> estacionário, foi necessário <strong>de</strong>finir as proprieda<strong>de</strong>s <strong>do</strong> flui<strong>do</strong> e as condições <strong>de</strong> fronteira<br />
necessárias à resolução das equações <strong>de</strong> Navier-Stokes.<br />
No que diz respeito às proprieda<strong>de</strong>s <strong>do</strong> iogurte, assumiram-se in<strong>de</strong>pen<strong>de</strong>ntes da temperatura,<br />
com excepção da viscosida<strong>de</strong> que é dada por uma expressão <strong>do</strong> tipo:<br />
η (˙γ,T)=η (˙γ) H(T ), (5.1)<br />
on<strong>de</strong> η (˙γ) é uma função que contabiliza a influência da taxa <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação e H(T ) oefeito<br />
da temperatura nesta proprieda<strong>de</strong> reológica. Para as condições <strong>de</strong> operação que se admitiram<br />
inicialmente existir no interior <strong>do</strong> canal, σ>6, 7Pa, e que se comprovaram posteriormente através<br />
<strong>do</strong>s resulta<strong>do</strong>s obti<strong>do</strong>s, as funções citadas tomam a forma:<br />
η (˙γ) =k2 ˙γ n−1 , (5.2)<br />
µ <br />
Ea<br />
H(T )=exp . (5.3)<br />
RT<br />
Na resolução numérica <strong>de</strong>parou-se, inicialmente, com uma situação <strong>de</strong> divergência na resolução<br />
das equações <strong>de</strong> Navier-Stokes (2.59)conjuntamente com a equação (5.1). Este facto resultava <strong>do</strong><br />
baixo valor <strong>do</strong> índice <strong>de</strong> comportamento <strong>de</strong> fluxo, n, e <strong>do</strong> alto valor da energia <strong>de</strong> activação, E a.<br />
De mo<strong>do</strong> a eliminar a tendência introduzida por estes <strong>do</strong>is parâmetros em (5.1), η →∞, começou<br />
por simular-se o escoamento não consi<strong>de</strong>ran<strong>do</strong> H(T ) em (5.1) e, posteriormente, fazen<strong>do</strong> uso <strong>do</strong>s<br />
resulta<strong>do</strong>s assim obti<strong>do</strong>s, simulou-se o escoamento com a viscosida<strong>de</strong> <strong>de</strong>pen<strong>de</strong>nte da temperatura.<br />
Na simulação em que a lei constitutiva se reduziu à lei da potência, equação (5.2), ométo<strong>do</strong><br />
das iterações <strong>de</strong> Picard revelou-se eficiente na resolução <strong>do</strong> problema <strong>de</strong> valor inicial associa<strong>do</strong>.<br />
Quantoà2 a etapa da resolução numérica, houve necessida<strong>de</strong> <strong>de</strong> recorrer a um processo evolutivo<br />
aplica<strong>do</strong> à energia <strong>de</strong> activação. Neste processo gerou-se uma sequência <strong>de</strong> problemas em que E a<br />
aumentava progressivamente <strong>de</strong> problema em problema até atingir o valor real.<br />
Uma vez que as equações <strong>de</strong> Navier-Stokes correspon<strong>de</strong>m a um sistema <strong>de</strong> equações diferenci-<br />
ais, a <strong>de</strong>terminação <strong>de</strong> condições <strong>de</strong> fronteira que <strong>de</strong>screvam correctamente o comportamento <strong>do</strong><br />
sistema nos seus limites é extremamente importante. Neste estu<strong>do</strong> <strong>de</strong>finiu-se o caudal volumétrico<br />
e temperatura <strong>de</strong> entrada <strong>do</strong> iogurte no sistema, valores que se obtiveram <strong>do</strong>s da<strong>do</strong>s experimentais<br />
disponíveis, e uma condição térmica que <strong>de</strong>screvia o mo<strong>do</strong> como se processa a transferência <strong>de</strong><br />
calor <strong>do</strong> iogurte para a água que circulava nos canais adjacentes ao canal visa<strong>do</strong> neste trabalho.<br />
93
Consi<strong>de</strong>rou-se que a condição que <strong>de</strong>screve <strong>de</strong> forma mais realista a transferência <strong>de</strong> calor<br />
consiste em admitir um fluxo <strong>de</strong> calor variável ao longo da superfície das placas. Com base<br />
em conceitos teóricos e da<strong>do</strong>s experimentais conheci<strong>do</strong>s, <strong>de</strong>duziu-se uma expressão que permitiu<br />
<strong>de</strong>terminar o fluxo <strong>de</strong> calor em qualquer ponto das placas,<br />
∙ µ<br />
1<br />
q(x) =U (Ti,e − Ta,s)exp Ulx −<br />
MaCp,a<br />
1<br />
MiCp,i<br />
¸<br />
, (5.4)<br />
na qual se utilizaram <strong>do</strong>is valores distintos <strong>de</strong> coeficiente global <strong>de</strong> transferência <strong>de</strong> calor, um<br />
experimental (U =777,4 Wm −2 K −1 ) e um <strong>de</strong>nomina<strong>do</strong> “teórico” (U teórico = 1160 Wm −2 K −1 ).<br />
Devi<strong>do</strong> a limitações <strong>do</strong> software, as duas expressões obtidas a partir <strong>de</strong> (5.4) para o fluxo <strong>de</strong> calor<br />
foram linearizadas, ten<strong>do</strong>-se verifica<strong>do</strong> que este procedimento introduzia um erro relativo máximo<br />
<strong>de</strong> 5%. Admitiu-se ainda, no que diz respeito ao fluxo <strong>de</strong> calor, apesar <strong>de</strong> se consi<strong>de</strong>rar que esta<br />
situação será menos realista, que este po<strong>de</strong>ria ser constante ao longo das placas.<br />
Após análise <strong>do</strong>s resulta<strong>do</strong>s das simulações efectuadas, constatou-se que o erro relativo, no que<br />
diz respeito à temperatura <strong>do</strong> iogurte à saída <strong>do</strong> canal, varia entre os 10 a 12%, o que nos parece<br />
conferir valida<strong>de</strong> ao procedimento estabeleci<strong>do</strong> neste estu<strong>do</strong> ten<strong>do</strong> em conta as aproximações<br />
envolvidas.<br />
Como seria <strong>de</strong> prever, constatou-se ainda que a temperatura <strong>de</strong> saída <strong>do</strong> iogurte no caso em<br />
que se consi<strong>de</strong>rou o valor <strong>de</strong> U teórico era mais baixa <strong>do</strong> que a obtida com o valor experimental,<br />
facto que se explica por um coeficiente global <strong>de</strong> transferência <strong>de</strong> calor mais eleva<strong>do</strong> correspon<strong>de</strong>r<br />
a uma maior eficiência <strong>do</strong> permuta<strong>do</strong>r.<br />
Os resulta<strong>do</strong>s que mais se aproximaram <strong>do</strong>s experimentais foram os obti<strong>do</strong>s na simulação em<br />
queseadmitiufluxo <strong>de</strong> calor variável ao longo das placas e o coeficiente global <strong>de</strong> transferência<br />
<strong>de</strong> calor experimental, vin<strong>do</strong> este facto <strong>de</strong> encontro ao espera<strong>do</strong>, pois este coeficiente contabi-<br />
liza eventuais perdas <strong>de</strong> energia existentes no sistema <strong>de</strong> arrefecimento e que não são tidas em<br />
consi<strong>de</strong>ração na <strong>de</strong>dução <strong>de</strong> U teórico.<br />
Nas diferentes simulações efectuadas obtiveram-se resulta<strong>do</strong>s qualitativamente iguais. Assim, a<br />
temperatura diminuiu <strong>de</strong> forma não linear ao longo <strong>do</strong> canal, conduzin<strong>do</strong> este facto a um aumento<br />
da viscosida<strong>de</strong>. Verificou-se a existência <strong>de</strong> zonas <strong>de</strong> estagnação em torno <strong>do</strong>s pontos <strong>de</strong> contacto<br />
o que conduziu à obtenção <strong>de</strong> temperaturas mais reduzidas nessas regiões.<br />
Neste estu<strong>do</strong>, tentou ainda efectuar-se a simulação viscoelástica integral <strong>do</strong> iogurte num canal<br />
convergente/divergente. Este estu<strong>do</strong> não pô<strong>de</strong> ser efectua<strong>do</strong> para o escoamento no permuta<strong>do</strong>r <strong>de</strong><br />
calor, objectivo <strong>de</strong>ste trabalho, pois o POLYFLOW não permite que sejam efectuadas simulações<br />
viscoelásticas integrais em geometrias tridimensionais.<br />
Esta simulação consistiria na resolução <strong>de</strong> um problema isotérmico bidimensional em esta<strong>do</strong><br />
94
estacionário, e tinha como objectivo avaliar a influência da elasticida<strong>de</strong> <strong>do</strong> flui<strong>do</strong> no seu escoa-<br />
mento.<br />
O <strong>do</strong>mínio geométrico foi <strong>de</strong>fini<strong>do</strong> <strong>de</strong> mo<strong>do</strong> a que o escoamento bidimensional estabeleci<strong>do</strong><br />
fosse o mais próximo possível <strong>do</strong> existente no interior <strong>do</strong> permuta<strong>do</strong>r. A sua construção foi levada<br />
a cabo, <strong>de</strong> forma análoga ao que se efectuou para a geometria tridimensional, por implementação<br />
<strong>de</strong> uma função sinusoidal.<br />
A discretização <strong>de</strong>ste <strong>do</strong>mínio consistiu na geração <strong>de</strong> uma malha bidimensional constituída<br />
por elementos quadriláteros, ten<strong>do</strong>-se efectua<strong>do</strong>, posteriormente, o teste <strong>de</strong> in<strong>de</strong>pendência <strong>de</strong><br />
resulta<strong>do</strong>s/malha <strong>de</strong> mo<strong>do</strong> a escolher a mais a<strong>de</strong>quada.<br />
O caudal volumétrico <strong>do</strong> iogurte na entrada <strong>do</strong> canal, única condição <strong>de</strong> fronteira a estabelecer<br />
nesta simulação, foi ajusta<strong>do</strong> (com base em simulações viscosas) <strong>de</strong> mo<strong>do</strong> a que se estabelecessem<br />
taxas <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação da or<strong>de</strong>m <strong>de</strong> gran<strong>de</strong>za das <strong>de</strong>terminadas para o escoamento tridimensional.<br />
A simulação <strong>de</strong>ste escoamento consistiria na resolução das equações <strong>de</strong> continuida<strong>de</strong> e conser-<br />
vação <strong>de</strong> momento juntamente com a equação constitutiva:<br />
σ =<br />
Zt<br />
−∞<br />
M(t − t 0 ³<br />
)exp −α p ´<br />
βIB +(1−β) IIB − 3 B(t − t 0 ) dt 0 . (5.5)<br />
Este mo<strong>de</strong>lo mostrou-se a<strong>de</strong>qua<strong>do</strong> para <strong>de</strong>screver reologicamente o iogurte para valores <strong>de</strong> ˙γ ><br />
10s −1 e <strong>de</strong>duziu-se consi<strong>de</strong>ran<strong>do</strong> um espectro com três tempos <strong>de</strong> relaxação.<br />
Numericamente implementou-se um processo evolutivo que tinha como objectivo converter<br />
gradualmente uma resposta viscosa em viscoelástica, o que, contu<strong>do</strong>, não permitiu alcançar re-<br />
sulta<strong>do</strong>s numéricos. Para tentar ultrapassar esta dificulda<strong>de</strong> atribuiram-se valores reduzi<strong>do</strong>s ao<br />
parâmetro evolutivo que <strong>de</strong>terminava a “velocida<strong>de</strong>” com que se efectuava a transição da resposta<br />
viscosa para a viscoelástica. No entanto, a resolução continuou a não ser efectuada.<br />
Assim, julga-se que as aproximações efectuadas ao escoamento tridimensional, isto é, <strong>do</strong>mínio<br />
geométrico consi<strong>de</strong>ra<strong>do</strong> e condições <strong>de</strong> fronteira estabelecidas, juntamente com a triangulação <strong>do</strong><br />
<strong>do</strong>mínio e a forte componente elástica <strong>do</strong> flui<strong>do</strong>, tenham si<strong>do</strong> as responsáveis pela incapacida<strong>de</strong><br />
<strong>de</strong> resolução <strong>do</strong> problema <strong>de</strong> elementos finitos apresentada pelo software.<br />
5.2 Sugestões para Trabalhos Futuros<br />
No presente trabalho não foi possível efectuar a simulação viscoelástica integral <strong>do</strong> escoamento<br />
<strong>do</strong> iogurte no permuta<strong>do</strong>r <strong>de</strong> placas <strong>de</strong>vi<strong>do</strong> a limitações <strong>do</strong> POLYFLOW. Assim sugere-se que se<br />
recorra a outro software da área <strong>de</strong> CFD que possibilite este tipo <strong>de</strong> simulações por forma a<br />
estudar a influência da componente elástica <strong>do</strong> flui<strong>do</strong> neste escoamento.<br />
95
A região <strong>de</strong> entrada das placas não foi levada em conta neste estu<strong>do</strong>. Sugere-se assim que se<br />
estu<strong>de</strong> a influência <strong>do</strong>s distribui<strong>do</strong>res nas características <strong>do</strong> escoamento, consi<strong>de</strong>ran<strong>do</strong> a totalida<strong>de</strong><br />
da placa na simulação.<br />
Sugere-se ainda que se estabeleça com base nos da<strong>do</strong>s experimentais disponíveis um perfil <strong>de</strong><br />
temperaturas nas placas, <strong>do</strong> la<strong>do</strong> da água <strong>de</strong> arrefecimento. Deste mo<strong>do</strong> po<strong>de</strong>rá efectuar-se a<br />
simulação utilizan<strong>do</strong> este perfil comocondição<strong>de</strong>fronteira.<br />
96
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98
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Chauffage/ Refroidissement d’un Fluid Visqueux à Forte Dépendance Thermorhéologique en<br />
Écoulement <strong>de</strong> Conduite en Régime Laminaire, Revue Générale <strong>de</strong> Thermique, n o 308-309,<br />
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Échangeurs à Plaques Traitant <strong>de</strong>s Produits Visqueux Newtoniens et Pseu<strong>do</strong>plastiques, The<br />
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364.<br />
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[31] Fluent , POLYFLOW 3.9 User’s Gui<strong>de</strong>, Fluent Inc., 2001.<br />
[32] Bur<strong>de</strong>n, Richard L., Faires, J. Douglas, Numerical Analysis, 7 th ed., Brooks/Cole, USA,<br />
2001.<br />
99
Apêndice A - Estrutura <strong>do</strong><br />
POLYFLOW<br />
Neste Apêndice apresenta-se um diagrama por forma a elucidar o mo<strong>do</strong> como interagem os<br />
diversos “componentes” <strong>do</strong> POLYFLOW.<br />
GAMBIT<br />
- Construção da geometria;<br />
- Geração da malha.<br />
MALHA: Ficheiro *.neu<br />
POLYDATA<br />
- Conversão da malha (*.neu *.msh);<br />
- Definição <strong>de</strong> mo<strong>de</strong>los físicos;<br />
- Definição <strong>de</strong> condições fronteira;<br />
- Definição <strong>de</strong> proprieda<strong>de</strong>s <strong>do</strong>s materiais.<br />
POLYFLOW<br />
- Resolução Numérica.<br />
DADOS: Ficheiro *.dat<br />
MALHA: Ficheiro *.msh<br />
RESULTADOS: Ficheiro *.uns<br />
FIELDVIEW<br />
- Visualização gráfica <strong>de</strong> resulta<strong>do</strong>s.<br />
Novas Aplicações<br />
Ficheiro *.res<br />
Ficheiro *.rst (proc. evolutivos)<br />
Figura A.1: Estrutura Simplificada <strong>do</strong> POLYFLOW (adapta<strong>do</strong> <strong>de</strong> [31, p. 1-3]).<br />
100
Apêndice B - Resulta<strong>do</strong>s Numéricos<br />
Neste Apêndice apresentam-se os resulta<strong>do</strong>s numéricos obti<strong>do</strong>s nas várias simulações e um<br />
exemplo <strong>de</strong> um ficheiro <strong>de</strong> listagem <strong>de</strong> resulta<strong>do</strong>s. Uma vez que os resulta<strong>do</strong>s obti<strong>do</strong>s no caso<br />
das simulações em que se consi<strong>de</strong>ra a viscosida<strong>de</strong> in<strong>de</strong>pen<strong>de</strong>nte da temperatura são iguais para os<br />
três casos estuda<strong>do</strong>s, excepto no que diz respeito à temperatura, apenas se apresentarão os perfis<br />
referentes a esta variável nos casos <strong>de</strong> fluxo <strong>de</strong> calor variável.<br />
B.1 Fluxo <strong>de</strong> Calor Constante<br />
Figura B.1: Perfil <strong>de</strong> temperatura ao longo <strong>do</strong> canal.<br />
Figura B.2: Temperatura no plano <strong>do</strong>s pontos <strong>de</strong> contacto ( y=0 )comv média = 0,0255 ms −1 .<br />
101
Figura B.3: Velocida<strong>de</strong> no plano <strong>do</strong>s pontos <strong>de</strong> contacto ( y=0 )comv média = 0,0255 ms −1 .<br />
Figura B.4: Taxa <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação no plano <strong>do</strong>s pontos <strong>de</strong> contacto ( y=0 )comv média = 0,0255 ms −1 .<br />
(a) (b)<br />
Figura B.5: Taxa <strong>de</strong> Deformação (a) e Viscosida<strong>de</strong> (b) na intersecção <strong>do</strong>s planos y=0 e z=0,02.<br />
Figura B.6: Perfil <strong>de</strong> pressão ao longo <strong>do</strong> canal.<br />
102
Figura B.7: Pressão no plano <strong>do</strong>s pontos <strong>de</strong> contacto ( y=0 )comv média = 0,0255 ms −1 .<br />
B.2 Fluxo <strong>de</strong> Calor Variável com Uteórico =1160Wm −2 K −1<br />
Viscosida<strong>de</strong> In<strong>de</strong>pen<strong>de</strong>nte da Temperatura<br />
Figura B.8: Temperatura no plano <strong>do</strong>s pontos <strong>de</strong> contacto ( y=0 )comv média = 0,0255 ms −1 ..<br />
Viscosida<strong>de</strong> Depen<strong>de</strong>nte da Temperatura<br />
Figura B.9: Perfil <strong>de</strong> temperatura ao longo <strong>do</strong> canal.<br />
103
Figura B.10:Temperatura no plano <strong>do</strong>s pontos <strong>de</strong> contacto ( y=0 )comv média = 0,0259 ms −1 .<br />
Figura B.11: Velocida<strong>de</strong> no plano <strong>do</strong>s pontos <strong>de</strong> contacto ( y=0 )comv média = 0,0259 ms −1 .<br />
Figura B.12: Taxa <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação no plano <strong>do</strong>s pontos <strong>de</strong> contacto ( y=0 )comv média = 0,0259 ms −1 .<br />
(a) (b)<br />
Figura B.13: Taxa <strong>de</strong> Deformação (a) e Viscosida<strong>de</strong> (b) na intersecção <strong>do</strong>s planos y=0 e z=0,02.<br />
104
Figura B.14: Perfil <strong>de</strong> pressão ao longo <strong>do</strong> canal.<br />
Figura B.15: Pressão no plano <strong>do</strong>s pontos <strong>de</strong> contacto ( y=0 )comv média = 0,0259 ms −1 .<br />
B.3 Fluxo <strong>de</strong> Calor Variável com U = 777,4 Wm −2 K −1<br />
Viscosida<strong>de</strong> In<strong>de</strong>pen<strong>de</strong>nte da Temperatura<br />
Figura B.16: Temperatura no plano <strong>do</strong>s pontos <strong>de</strong> contacto ( y=0 )comv média = 0,0258 ms −1 .<br />
105
B.4 Corte com Fluxo <strong>de</strong> Calor Variável, Uteórico =1160Wm −2 K −1<br />
Viscosida<strong>de</strong> In<strong>de</strong>pen<strong>de</strong>nte da Temperatura<br />
Figura B.17: Perfil <strong>de</strong> temperatura ao longo <strong>do</strong> canal.<br />
Figura B.18: Temperatura no plano <strong>do</strong>s pontos <strong>de</strong> contacto ( y=0 ).<br />
Figura B.19: Velocida<strong>de</strong> no plano <strong>do</strong>s pontos <strong>de</strong> contacto ( y=0 ).<br />
106
Figura B.20: Taxa <strong>de</strong> <strong>de</strong>formação no plano <strong>do</strong>s pontos <strong>de</strong> contacto ( y=0 ).<br />
Figura B.21: Perfil <strong>de</strong> pressão ao longo <strong>do</strong> canal.<br />
Figura B.22: Pressão no plano <strong>do</strong>s pontos <strong>de</strong> contacto ( y=0 ).<br />
107
Viscosida<strong>de</strong> Depen<strong>de</strong>nte da Temperatura<br />
Figura B.23: Perfil <strong>de</strong> temperatura ao longo <strong>do</strong> canal.<br />
Figura B.24: Perfil <strong>de</strong> pressão ao longo <strong>do</strong> canal.<br />
Figura B.25: Pressão no plano <strong>do</strong>s pontos <strong>de</strong> contacto (y =0).<br />
B.5 Exemplo <strong>de</strong> um ficheiro <strong>de</strong> listagem <strong>de</strong> resulta<strong>do</strong>s<br />
Apresenta-se, a título ilustrativo, o ficheiro <strong>de</strong> listagem <strong>de</strong> resulta<strong>do</strong>s (*.lst) relativo ao fluxo<br />
<strong>de</strong> calor variável, U = 777,4 Wm −2 K −1 e viscosida<strong>de</strong> <strong>de</strong>pen<strong>de</strong>nte da temperatura.<br />
108
U_exp+LA<br />
Startup file is c:\fluent.inc\polyflow3.92\ntx86/.p3rc<br />
Polyflow running on LC1 with 1 processor<br />
Arguments of Polyflow :<br />
PPPPPP OOOOO LL YY YY FFFFFFF LL OOOOO WW WW<br />
PP PP OO OO LL YY YY FF LL OO OO WW WW<br />
PP PP OO OO LL YY YY FF LL OO OO WW WW<br />
PPPPPP OO OO LL YY YY FFFFF LL OO OO WW WW<br />
PP OO OO LL YYYY FF LL OO OO WW W WW<br />
PP OO OO LL YY FF LL OO OO WW W WW<br />
PP OO OO LL YY FF LL OO OO WWW WWW<br />
PP OOOOO LLLLLLL YY FF LLLLLLL OOOOO WW WW<br />
***********************************<br />
* *<br />
* Polyflow s.a. *<br />
* Avenue Pasteur, 4 *<br />
* B-1300 WAVRE *<br />
* BELGIUM *<br />
* *<br />
* TEL : 32-(0)10-452861 *<br />
* FAX : 32-(0)10-453009 *<br />
* *<br />
* URL : www.fluent.com *<br />
* www.polyflow.be *<br />
* *<br />
* Users Services Center : *<br />
* www.fluentusers.com *<br />
* *<br />
***********************************<br />
*************************<br />
* *<br />
* Version 3. 9. 2 *<br />
* *<br />
* *<br />
*************************<br />
*************************<br />
* *<br />
* TOPO *<br />
* *<br />
*************************<br />
root mesh<br />
Space Dim. : 3<br />
Num. of bricks: 161474<br />
Num. of faces : 337558<br />
Num. of segm. : 210456<br />
Num. of no<strong>de</strong>s : 34373<br />
Page 1
*************************<br />
* *<br />
* PROBLEMS *<br />
* *<br />
*************************<br />
Navier-Stokes 3D<br />
U_exp+LA<br />
Support : S1.<br />
Coordinates : COORDINATES<br />
Input Fields : -<br />
Output Fields : VELOCITIES<br />
TEMPERATURE<br />
PRESSURE<br />
Navier-Stokes 3D<br />
non isothermal flow problem<br />
generalized newtonian fluid<br />
no streamline upwinding in momentum equation<br />
no streamline upwinding in energy equation<br />
picard iteration for viscosity law<br />
viscosity function : visc = F(g) . H(T)<br />
shear-rate <strong>de</strong>pen<strong>de</strong>nce of the viscosity : F(g)<br />
viscosity law : power law :<br />
F(g) = fac * (tnat*g)**(expo-1)<br />
fac = 3.65000E+00 , tnat = 1.00000E+00<br />
expo = 4.20000E-01<br />
temperature <strong>de</strong>pen<strong>de</strong>nce of the viscosity : H(T)<br />
Arrhenius law :<br />
H(T) = exp( alfa/(T-T0) - alfa/(Talfa-T0) )<br />
alfa = 3.39432E+03<br />
Talfa = 2.93150E+02 , T0 = 0.00000E+00<br />
specific mass : ro = 1.06800E+03<br />
gravity field neglected<br />
inertia terms neglected in momentum equation<br />
coefficients of conductivity law :<br />
condu = a + b * (t-t0) + c * (t-t0)**2 + d * (t-t0)**3<br />
a = 5.23000E-01<br />
b = 0.00000E+00<br />
c = 0.00000E+00<br />
d = 0.00000E+00<br />
t0 = 0.00000E+00<br />
coefficients of heat capacity law :<br />
Cp = a + b * (t-t0) + c * (t-t0)**2 + d * (t-t0)**3<br />
a = 3.53000E+03<br />
b = 0.00000E+00<br />
c = 0.00000E+00<br />
d = 0.00000E+00<br />
t0 = 0.00000E+00<br />
buoyancy force (Boussinesq approximation) :<br />
coefficient of volumetric expansion : beta = 0.00000E+00<br />
reference temperature for <strong>de</strong>nsity : tbeta = 0.00000E+00<br />
viscous heating neglected<br />
compressibility neglected<br />
Page 2
Inflow<br />
U_exp+LA<br />
Support : (S1*B1).<br />
Coordinates : COORDINATES<br />
Input Fields : Flow rate<br />
Output Fields : VELOCITIES<br />
TEMPERATURE<br />
Pressure<br />
Grad P<br />
Navier-Stokes 2D and 2D 1/2<br />
non isothermal flow problem<br />
generalized newtonian fluid<br />
plane geometry<br />
channel flow<br />
no streamline upwinding in momentum equation<br />
no streamline upwinding in energy equation<br />
picard iteration for viscosity law<br />
viscosity function : visc = F(g) . H(T)<br />
shear-rate <strong>de</strong>pen<strong>de</strong>nce of the viscosity : F(g)<br />
viscosity law : power law :<br />
F(g) = fac * (tnat*g)**(expo-1)<br />
fac = 3.65000E+00 , tnat = 1.00000E+00<br />
expo = 4.20000E-01<br />
temperature <strong>de</strong>pen<strong>de</strong>nce of the viscosity : H(T)<br />
Arrhenius law :<br />
H(T) = exp( alfa/(T-T0) - alfa/(Talfa-T0) )<br />
alfa = 3.39432E+03<br />
Talfa = 2.93150E+02 , T0 = 0.00000E+00<br />
specific mass : ro = 1.06800E+03<br />
gravity field neglected<br />
inertia terms neglected in momentum equation<br />
coefficients of conductivity law :<br />
condu = a + b * (t-t0) + c * (t-t0)**2 + d * (t-t0)**3<br />
a = 5.23000E-01<br />
b = 0.00000E+00<br />
c = 0.00000E+00<br />
d = 0.00000E+00<br />
t0 = 0.00000E+00<br />
coefficients of heat capacity law :<br />
Cp = a + b * (t-t0) + c * (t-t0)**2 + d * (t-t0)**3<br />
a = 3.53000E+03<br />
b = 0.00000E+00<br />
c = 0.00000E+00<br />
d = 0.00000E+00<br />
t0 = 0.00000E+00<br />
buoyancy force (Boussinesq approximation) :<br />
coefficient of volumetric expansion : beta = 0.00000E+00<br />
reference temperature for <strong>de</strong>nsity : tbeta = 0.00000E+00<br />
viscous heating neglected<br />
compressibility neglected<br />
Neumann for 3D<br />
Support : (S1*S2).<br />
Coordinates : COORDINATES<br />
Input Fields : -<br />
Output Fields : TEMPERATURE<br />
Page 3
natural boundary conditions 3D<br />
Neumann for 3D<br />
U_exp+LA<br />
Support : (S1*S3).<br />
Coordinates : COORDINATES<br />
Input Fields : -<br />
Output Fields : TEMPERATURE<br />
natural boundary conditions 3D<br />
Navier-Stokes 3D<br />
Navier-Stokes 3D<br />
thermal problem<br />
Support : S2.<br />
Coordinates : COORDINATES<br />
Input Fields : -<br />
Output Fields : TEMPERATURE<br />
specific mass : ro = 0.00000E+00<br />
coefficients of conductivity law :<br />
condu = a + b * (t-t0) + c * (t-t0)**2 + d * (t-t0)**3<br />
a = 1.63000E+01<br />
b = 0.00000E+00<br />
c = 0.00000E+00<br />
d = 0.00000E+00<br />
t0 = 0.00000E+00<br />
coefficients of heat capacity law :<br />
Cp = a + b * (t-t0) + c * (t-t0)**2 + d * (t-t0)**3<br />
a = 0.00000E+00<br />
b = 0.00000E+00<br />
c = 0.00000E+00<br />
d = 0.00000E+00<br />
t0 = 0.00000E+00<br />
compressibility neglected<br />
Neumann for 3D<br />
Support : (S2*S1).<br />
Coordinates : COORDINATES<br />
Input Fields : -<br />
Output Fields : TEMPERATURE<br />
natural boundary conditions 3D<br />
Neumann for 3D<br />
Support : (S2*B4).<br />
Coordinates : COORDINATES<br />
Input Fields : Heat flux<br />
Output Fields : TEMPERATURE<br />
natural boundary conditions 3D<br />
<strong>de</strong>nsity of boundary heat fluxes imposed<br />
Navier-Stokes 3D<br />
Support : S3.<br />
Coordinates : COORDINATES<br />
Input Fields : -<br />
Output Fields : TEMPERATURE<br />
Page 4
Navier-Stokes 3D<br />
thermal problem<br />
U_exp+LA<br />
specific mass : ro = 0.00000E+00<br />
coefficients of conductivity law :<br />
condu = a + b * (t-t0) + c * (t-t0)**2 + d * (t-t0)**3<br />
a = 1.63000E+01<br />
b = 0.00000E+00<br />
c = 0.00000E+00<br />
d = 0.00000E+00<br />
t0 = 0.00000E+00<br />
coefficients of heat capacity law :<br />
Cp = a + b * (t-t0) + c * (t-t0)**2 + d * (t-t0)**3<br />
a = 0.00000E+00<br />
b = 0.00000E+00<br />
c = 0.00000E+00<br />
d = 0.00000E+00<br />
t0 = 0.00000E+00<br />
compressibility neglected<br />
Neumann for 3D<br />
Support : (S3*S1).<br />
Coordinates : COORDINATES<br />
Input Fields : -<br />
Output Fields : TEMPERATURE<br />
natural boundary conditions 3D<br />
Neumann for 3D<br />
Flow Rate<br />
Flow Rate<br />
Support : (S3*B3).<br />
Coordinates : COORDINATES<br />
Input Fields : Heat flux<br />
Output Fields : TEMPERATURE<br />
natural boundary conditions 3D<br />
<strong>de</strong>nsity of boundary heat fluxes imposed<br />
Support : (S1*S2).<br />
Coordinates : COORDINATES<br />
Input Fields : VELOCITIES<br />
Output Fields : FLOW_RATE<br />
algebraic post-processor 2D and 2D 1/2<br />
the flow rate through the current boundary part is obtained<br />
from the integration of the velocity field<br />
plane geometry<br />
Support : (S1*S3).<br />
Coordinates : COORDINATES<br />
Input Fields : VELOCITIES<br />
Output Fields : FLOW_RATE<br />
algebraic post-processor 2D and 2D 1/2<br />
the flow rate through the current boundary part is obtained<br />
from the integration of the velocity field<br />
Page 5
Flow Rate<br />
Flow Rate<br />
Flow Rate<br />
Flow Rate<br />
Viscosity<br />
plane geometry<br />
U_exp+LA<br />
Support : (S1*B1).<br />
Coordinates : COORDINATES<br />
Input Fields : VELOCITIES<br />
Output Fields : FLOW_RATE<br />
algebraic post-processor 2D and 2D 1/2<br />
the flow rate through the current boundary part is obtained<br />
from the integration of the velocity field<br />
plane geometry<br />
Support : (S1*B2).<br />
Coordinates : COORDINATES<br />
Input Fields : VELOCITIES<br />
Output Fields : FLOW_RATE<br />
algebraic post-processor 2D and 2D 1/2<br />
the flow rate through the current boundary part is obtained<br />
from the integration of the velocity field<br />
plane geometry<br />
Support : (S1*B5).<br />
Coordinates : COORDINATES<br />
Input Fields : VELOCITIES<br />
Output Fields : FLOW_RATE<br />
algebraic post-processor 2D and 2D 1/2<br />
the flow rate through the current boundary part is obtained<br />
from the integration of the velocity field<br />
plane geometry<br />
Support : (S1*B6).<br />
Coordinates : COORDINATES<br />
Input Fields : VELOCITIES<br />
Output Fields : FLOW_RATE<br />
algebraic post-processor 2D and 2D 1/2<br />
the flow rate through the current boundary part is obtained<br />
from the integration of the velocity field<br />
plane geometry<br />
Support : S1.<br />
Coordinates : COORDINATES<br />
Input Fields : VELOCITIES<br />
TEMPERATURE<br />
Output Fields : VISCOSITY<br />
algebraic post-processor 3D<br />
the mean least square technique is applied for computing<br />
the viscosity mu(IId,t)<br />
viscosity function : visc = F(g) . H(T)<br />
Page 6
Shear rate<br />
U_exp+LA<br />
shear-rate <strong>de</strong>pen<strong>de</strong>nce of the viscosity : F(g)<br />
viscosity law : power law :<br />
F(g) = fac * (tnat*g)**(expo-1)<br />
fac = 3.65000E+00 , tnat = 1.00000E+00<br />
expo = 4.20000E-01<br />
temperature <strong>de</strong>pen<strong>de</strong>nce of the viscosity : H(T)<br />
Arrhenius law :<br />
H(T) = exp( alfa/(T-T0) - alfa/(Talfa-T0) )<br />
alfa = 3.39432E+03<br />
Talfa = 2.93150E+02 , T0 = 0.00000E+00<br />
Support : S1.<br />
Coordinates : COORDINATES<br />
Input Fields : VELOCITIES<br />
Output Fields :LOCAL SHEAR-RATE<br />
algebraic post-processor 3D<br />
the mean least square technique is applied for computing<br />
the local shear rate 'gamma-<strong>do</strong>t'<br />
Viscous heating<br />
Support : S1.<br />
Coordinates : COORDINATES<br />
Input Fields : VELOCITIES<br />
TEMPERATURE<br />
Output Fields : VISCOUS HEATING<br />
algebraic post-processor 3D<br />
the mean least square technique is applied for computing<br />
the viscous heating T:d<br />
viscosity function : visc = F(g) . H(T)<br />
shear-rate <strong>de</strong>pen<strong>de</strong>nce of the viscosity : F(g)<br />
viscosity law : power law :<br />
F(g) = fac * (tnat*g)**(expo-1)<br />
fac = 3.65000E+00 , tnat = 1.00000E+00<br />
expo = 4.20000E-01<br />
temperature <strong>de</strong>pen<strong>de</strong>nce of the viscosity : H(T)<br />
Arrhenius law :<br />
H(T) = exp( alfa/(T-T0) - alfa/(Talfa-T0) )<br />
alfa = 3.39432E+03<br />
Talfa = 2.93150E+02 , T0 = 0.00000E+00<br />
scaling factor : scalfc = 1.00000E+00<br />
Dissipated power<br />
Support : S1.<br />
Coordinates : COORDINATES<br />
Input Fields : VELOCITIES<br />
TEMPERATURE<br />
Output Fields : Dissip_Power<br />
algebraic post-processor 3D<br />
the mean least square technique is applied for computing<br />
the total power consumption<br />
Convected Heat<br />
Support : (S1*S2).<br />
Coordinates : COORDINATES<br />
Input Fields : VELOCITIES<br />
Page 7
U_exp+LA<br />
TEMPERATURE<br />
Output Fields : CONV_HEAT<br />
algebraic post-processor 2D and 2D 1/2<br />
the mean least square technique is applied for computing<br />
the convected heat flux <strong>de</strong>fined as the integral<br />
/<br />
| ro Cp V (T-Tref) dS , where :<br />
/<br />
ro (specific mass) = 1.06800E+03 ,<br />
Cp (heat capacity) =<br />
a + b * (t-t0) + c * (t-t0)**2 + d * (t-t0)**3, with<br />
a = 3.53000E+03 , c = 0.00000E+00 ,<br />
b = 0.00000E+00 , d = 0.00000E+00 , and<br />
t0 = 0.00000E+00 ,<br />
Tref (surrounding temperature) = 0.00000E+00<br />
plane geometry<br />
Convected Heat<br />
Support : (S1*S3).<br />
Coordinates : COORDINATES<br />
Input Fields : VELOCITIES<br />
TEMPERATURE<br />
Output Fields : CONV_HEAT<br />
algebraic post-processor 2D and 2D 1/2<br />
the mean least square technique is applied for computing<br />
the convected heat flux <strong>de</strong>fined as the integral<br />
/<br />
| ro Cp V (T-Tref) dS , where :<br />
/<br />
ro (specific mass) = 1.06800E+03 ,<br />
Cp (heat capacity) =<br />
a + b * (t-t0) + c * (t-t0)**2 + d * (t-t0)**3, with<br />
a = 3.53000E+03 , c = 0.00000E+00 ,<br />
b = 0.00000E+00 , d = 0.00000E+00 , and<br />
t0 = 0.00000E+00 ,<br />
Tref (surrounding temperature) = 0.00000E+00<br />
plane geometry<br />
Convected Heat<br />
Support : (S1*B1).<br />
Coordinates : COORDINATES<br />
Input Fields : VELOCITIES<br />
TEMPERATURE<br />
Output Fields : CONV_HEAT<br />
algebraic post-processor 2D and 2D 1/2<br />
the mean least square technique is applied for computing<br />
the convected heat flux <strong>de</strong>fined as the integral<br />
/<br />
| ro Cp V (T-Tref) dS , where :<br />
/<br />
ro (specific mass) = 1.06800E+03 ,<br />
Cp (heat capacity) =<br />
a + b * (t-t0) + c * (t-t0)**2 + d * (t-t0)**3, with<br />
a = 3.53000E+03 , c = 0.00000E+00 ,<br />
b = 0.00000E+00 , d = 0.00000E+00 , and<br />
t0 = 0.00000E+00 ,<br />
Tref (surrounding temperature) = 0.00000E+00<br />
plane geometry<br />
Page 8
Convected Heat<br />
U_exp+LA<br />
Support : (S1*B2).<br />
Coordinates : COORDINATES<br />
Input Fields : VELOCITIES<br />
TEMPERATURE<br />
Output Fields : CONV_HEAT<br />
algebraic post-processor 2D and 2D 1/2<br />
the mean least square technique is applied for computing<br />
the convected heat flux <strong>de</strong>fined as the integral<br />
/<br />
| ro Cp V (T-Tref) dS , where :<br />
/<br />
ro (specific mass) = 1.06800E+03 ,<br />
Cp (heat capacity) =<br />
a + b * (t-t0) + c * (t-t0)**2 + d * (t-t0)**3, with<br />
a = 3.53000E+03 , c = 0.00000E+00 ,<br />
b = 0.00000E+00 , d = 0.00000E+00 , and<br />
t0 = 0.00000E+00 ,<br />
Tref (surrounding temperature) = 0.00000E+00<br />
plane geometry<br />
Convected Heat<br />
Support : (S1*B5).<br />
Coordinates : COORDINATES<br />
Input Fields : VELOCITIES<br />
TEMPERATURE<br />
Output Fields : CONV_HEAT<br />
algebraic post-processor 2D and 2D 1/2<br />
the mean least square technique is applied for computing<br />
the convected heat flux <strong>de</strong>fined as the integral<br />
/<br />
| ro Cp V (T-Tref) dS , where :<br />
/<br />
ro (specific mass) = 1.06800E+03 ,<br />
Cp (heat capacity) =<br />
a + b * (t-t0) + c * (t-t0)**2 + d * (t-t0)**3, with<br />
a = 3.53000E+03 , c = 0.00000E+00 ,<br />
b = 0.00000E+00 , d = 0.00000E+00 , and<br />
t0 = 0.00000E+00 ,<br />
Tref (surrounding temperature) = 0.00000E+00<br />
plane geometry<br />
Convected Heat<br />
Support : (S1*B6).<br />
Coordinates : COORDINATES<br />
Input Fields : VELOCITIES<br />
TEMPERATURE<br />
Output Fields : CONV_HEAT<br />
algebraic post-processor 2D and 2D 1/2<br />
the mean least square technique is applied for computing<br />
the convected heat flux <strong>de</strong>fined as the integral<br />
/<br />
| ro Cp V (T-Tref) dS , where :<br />
/<br />
ro (specific mass) = 1.06800E+03 ,<br />
Cp (heat capacity) =<br />
a + b * (t-t0) + c * (t-t0)**2 + d * (t-t0)**3, with<br />
a = 3.53000E+03 , c = 0.00000E+00 ,<br />
b = 0.00000E+00 , d = 0.00000E+00 , and<br />
t0 = 0.00000E+00 ,<br />
Tref (surrounding temperature) = 0.00000E+00<br />
Page 9
plane geometry<br />
*************************<br />
* *<br />
* SOLVERS *<br />
* *<br />
*************************<br />
U_exp+LA<br />
===> Starting Evolution<br />
at S-ini = 0.1000000E+00<br />
=================================<br />
*************************************<br />
*** Starting Step 1 ***<br />
*************************************<br />
Evolution parameter = 0.1000000E+00<br />
Parameter alfa = 339.432000000000<br />
Parameter alfa = 339.432000000000<br />
Parameter alfa = 339.432000000000<br />
Parameter alfa = 339.432000000000<br />
Parameter alfa = 339.432000000000<br />
Parameter alfa = 339.432000000000<br />
Parameter alfa = 339.432000000000<br />
Parameter alfa = 339.432000000000<br />
Parameter alfa = 339.432000000000<br />
Parameter alfa = 339.432000000000<br />
Parameter alfa = 339.432000000000<br />
Solver : Preprocessors<br />
Convergence assumed : Rel. var. LT 0.1000000E-03<br />
Solver : F.E.M. Task 1<br />
Buffering on Disk in C:\DOCUME~1\carla\LOCALS~1\Temp<br />
Alternate path: $TMPDIR (unix) or %TMP% (Win<strong>do</strong>ws)<br />
Convergence assumed : Rel. var. LT 0.1000000E-03<br />
Solver : Postprocessors<br />
Convergence assumed : Rel. var. LT 0.1000000E+09<br />
Flow rates<br />
Flow rate = 0.0000000E+00 on (S1*S2).<br />
Flow rate = 0.0000000E+00 on (S1*S3).<br />
Flow rate = -0.2494000E-05 on (S1*B1).<br />
Flow rate = 0.2494000E-05 on (S1*B2).<br />
Flow rate = 0.0000000E+00 on (S1*B5).<br />
Flow rate = 0.0000000E+00 on (S1*B6).<br />
Convected heat<br />
Convected heat = 0.0000000E+00 on (S1*S2).<br />
Convected heat = 0.0000000E+00 on (S1*S3).<br />
Page 10
U_exp+LA<br />
Convected heat = -0.2953789E+04 on (S1*B1).<br />
Convected heat = 0.2826165E+04 on (S1*B2).<br />
Convected heat = -0.1961818E-43 on (S1*B5).<br />
Convected heat = 0.0000000E+00 on (S1*B6).<br />
Solver : Postprocessors<br />
Solver : Postprocessors<br />
Solver : Postprocessors<br />
Solver : Postprocessors<br />
Total dissipated power<br />
Dissipated power = 0.1762748E-01 on S1.<br />
*************************<br />
* *<br />
* Post-Processors *<br />
* *<br />
*************************<br />
Total flux<br />
Flux on (S1*S2).<br />
flux = 0.5331271E+02<br />
Flux on (S1*S3).<br />
flux = 0.5257889E+02<br />
Flux on (S1*B1).<br />
flux = 0.4648662E+00<br />
Flux on (S1*B2).<br />
flux = 0.0000000E+00<br />
Flux on (S1*B5).<br />
flux = 0.0000000E+00<br />
Flux on (S1*B6).<br />
flux = 0.0000000E+00<br />
Page 11
*** Step size information : ***<br />
===============================<br />
S = 0.1000000E+00, step # 1<br />
dSnew = 0.3750000E+00, okincr : T<br />
tests = 0.5665340E-04<br />
U_exp+LA<br />
*************************************<br />
*** Starting Step 2 ***<br />
*************************************<br />
Evolution parameter = 0.4750000E+00<br />
Parameter alfa = 1612.30200000000<br />
Parameter alfa = 1612.30200000000<br />
Parameter alfa = 1612.30200000000<br />
Parameter alfa = 1612.30200000000<br />
Parameter alfa = 1612.30200000000<br />
Parameter alfa = 1612.30200000000<br />
Parameter alfa = 1612.30200000000<br />
Parameter alfa = 1612.30200000000<br />
Parameter alfa = 1612.30200000000<br />
Parameter alfa = 1612.30200000000<br />
Parameter alfa = 1612.30200000000<br />
Solver : Preprocessors<br />
Convergence assumed : Rel. var. LT 0.1000000E-03<br />
Solver : F.E.M. Task 1<br />
Buffering on Disk in C:\DOCUME~1\carla\LOCALS~1\Temp<br />
Alternate path: $TMPDIR (unix) or %TMP% (Win<strong>do</strong>ws)<br />
Convergence assumed : Rel. var. LT 0.1000000E-03<br />
Solver : Postprocessors<br />
Convergence assumed : Rel. var. LT 0.1000000E+09<br />
Flow rates<br />
Flow rate = 0.0000000E+00 on (S1*S2).<br />
Flow rate = 0.0000000E+00 on (S1*S3).<br />
Flow rate = -0.2494000E-05 on (S1*B1).<br />
Flow rate = 0.2494000E-05 on (S1*B2).<br />
Flow rate = 0.0000000E+00 on (S1*B5).<br />
Flow rate = 0.0000000E+00 on (S1*B6).<br />
Convected heat<br />
Convected heat = 0.0000000E+00 on (S1*S2).<br />
Convected heat = 0.0000000E+00 on (S1*S3).<br />
Convected heat = -0.2953789E+04 on (S1*B1).<br />
Convected heat = 0.2826863E+04 on (S1*B2).<br />
Convected heat = -0.1821688E-43 on (S1*B5).<br />
Convected heat = 0.0000000E+00 on (S1*B6).<br />
Page 12
Solver : Postprocessors<br />
Solver : Postprocessors<br />
Solver : Postprocessors<br />
Solver : Postprocessors<br />
Total dissipated power<br />
U_exp+LA<br />
Dissipated power = 0.1510290E-01 on S1.<br />
*************************<br />
* *<br />
* Post-Processors *<br />
* *<br />
*************************<br />
Total flux<br />
Flux on (S1*S2).<br />
flux = 0.5328769E+02<br />
Flux on (S1*S3).<br />
flux = 0.5259461E+02<br />
Flux on (S1*B1).<br />
flux = 0.4691833E+00<br />
Flux on (S1*B2).<br />
flux = 0.0000000E+00<br />
Flux on (S1*B5).<br />
flux = 0.0000000E+00<br />
Flux on (S1*B6).<br />
flux = 0.0000000E+00<br />
Page 13
U_exp+LA<br />
*** Step size information : ***<br />
===============================<br />
S = 0.4750000E+00, step # 2<br />
dSnew = 0.5250000E+00, okincr : T<br />
tests = 0.8714375E-04<br />
*************************************<br />
*** Starting Step 3 ***<br />
*************************************<br />
Evolution parameter = 0.1000000E+01<br />
Parameter alfa = 3394.32000000000<br />
Parameter alfa = 3394.32000000000<br />
Parameter alfa = 3394.32000000000<br />
Parameter alfa = 3394.32000000000<br />
Parameter alfa = 3394.32000000000<br />
Parameter alfa = 3394.32000000000<br />
Parameter alfa = 3394.32000000000<br />
Parameter alfa = 3394.32000000000<br />
Parameter alfa = 3394.32000000000<br />
Parameter alfa = 3394.32000000000<br />
Parameter alfa = 3394.32000000000<br />
Solver : Preprocessors<br />
Convergence assumed : Rel. var. LT 0.1000000E-03<br />
Solver : F.E.M. Task 1<br />
Buffering on Disk in C:\DOCUME~1\carla\LOCALS~1\Temp<br />
Alternate path: $TMPDIR (unix) or %TMP% (Win<strong>do</strong>ws)<br />
Convergence assumed : Rel. var. LT 0.1000000E-03<br />
Solver : Postprocessors<br />
Convergence assumed : Rel. var. LT 0.1000000E+09<br />
Flow rates<br />
Flow rate = 0.0000000E+00 on (S1*S2).<br />
Flow rate = 0.0000000E+00 on (S1*S3).<br />
Flow rate = -0.2494000E-05 on (S1*B1).<br />
Flow rate = 0.2494000E-05 on (S1*B2).<br />
Flow rate = 0.0000000E+00 on (S1*B5).<br />
Flow rate = 0.0000000E+00 on (S1*B6).<br />
Convected heat<br />
Convected heat = 0.0000000E+00 on (S1*S2).<br />
Convected heat = 0.0000000E+00 on (S1*S3).<br />
Convected heat = -0.2953789E+04 on (S1*B1).<br />
Convected heat = 0.2827838E+04 on (S1*B2).<br />
Convected heat = -0.1541428E-43 on (S1*B5).<br />
Convected heat = 0.0000000E+00 on (S1*B6).<br />
Solver : Postprocessors<br />
Solver : Postprocessors<br />
Page 14
Solver : Postprocessors<br />
Solver : Postprocessors<br />
Total dissipated power<br />
U_exp+LA<br />
Dissipated power = 0.1233204E-01 on S1.<br />
*** Step size information : ***<br />
===============================<br />
S = 0.1000000E+01, step # 3<br />
dSnew = 0.5000000E+00, okincr : T<br />
tests = 0.8600392E-04<br />
===> Sfin has been reached. Stop.<br />
=================================<br />
*************************<br />
* *<br />
* Post-Processors *<br />
* *<br />
*************************<br />
Total flux<br />
Flux on (S1*S2).<br />
flux = 0.5325966E+02<br />
Flux on (S1*S3).<br />
flux = 0.5261197E+02<br />
Flux on (S1*B1).<br />
flux = 0.4782420E+00<br />
Flux on (S1*B2).<br />
flux = 0.0000000E+00<br />
Flux on (S1*B5).<br />
flux = 0.0000000E+00<br />
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Flux on (S1*B6).<br />
flux = 0.0000000E+00<br />
U_exp+LA<br />
Memory information :<br />
Total Memory requirement : 431. Mbytes<br />
Memory requirement for buffering : 585. Mbytes<br />
Memory requirement for active matrices : 34. Mbytes<br />
Cost information :<br />
Maximum elimination cost : 147804. * 1E+06 floating operations<br />
Time information :<br />
CPU time : 43834.1 sec.<br />
Elapsed time : 43834.0 sec.<br />
Stop. Normal end of Polyflow<br />
Polyflow running on LC1 with 1 processor<br />
Arguments of Polyflow :<br />
********************************<br />
* Summary of the simulation *<br />
********************************<br />
The computation succee<strong>de</strong>d.<br />
**********************************************************<br />
* Expert tool advice in or<strong>de</strong>r to optimize the simulation *<br />
**********************************************************<br />
During the evolution no step has failed. The next time you run a<br />
similar calculation, maybe it could be interesting to start the<br />
evolution with a larger initial step size and a larger maximum step<br />
size.<br />
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