（化学工程专业论文）运用全息干涉术对气液传质的研究.pdf

摘要 气液传质在化工生产中应用广泛。一百多年来，人们广泛的研究了各种气液 传质现象，提出了各种模型，试图揭示传质机理。但是由于实验条件的限制，人 们仍未能彻底的揭示气液传质的规律。 液相近界面浓度的分布情况对于传质研究是很重要的。h i b y ( 1 9 6 8 ，1 9 8 3 ) 等用 指示剂法、a s h e r 等( 1 9 8 9 ) 用激光荧光法、w o l 瞰1 9 9 1 ，1 9 9 3 ) 等用微型电极探针法 ( m i c r o e l e e t r o d e ) 分别测量了浓度边界层内浓度的分布情况。但是这些方法都会引 入干扰，使用条件也有严格限制，实用性比较差。实时激光全息干涉术正好可以 弥补这些方法的缺陷。它可以实时的、无扰动的记录的干涉条纹，通过进一步的 计算就可以得到浓度边界层内的浓度分布。 本文应用激光全息干涉系统测量了气液传质系统液相内近界面浓度的分布 情况，发现了边界层内的浓度分布基本呈现抛物线分布；同时根据得到的速度分 布，运用衡算法求得了传质系数：定义了摩擦雷诺数来反映气体对液体吹扫程度； 同时讨论了摩擦雷诺数与液相传质系数的关系，建立了一个反映它们之间关系的 关联式，并且引用文献数据证明了公式的正确性。 关键词：全息干涉术传质系数浓度分布传质理论摩擦雷诺数 a b s t r a c t i nt h el a s tm o r et h a no n eh u n d r e dy e a r s ，g a s - l i q u i dm a s st r a n s f e rh a sb e e na p p l i e dw i d e l yi n t h ec h e m i c a li n d u s t r i a lp r o c e s s e s ，e s p e c i a l l yi nt h ed i s t i l l a t i o n ，a b s o r p t i o n ，d e s o r p t i o np r o c e s s e s , a n d s oo n m a n yr e s e a r c h e r sh a v er e c o g n i z e dt h ei m p o r t a n c eo fi ta n dh a v es t u d i e da l lk i n d so f g a s l i q u i dm a s st r a n s f e rd e v i c e s , f o re x a m p l e s ，c h a n n e lf l o w ，w a v yf l o w , j e t - g e n e r a t e dt u r b u l e n t t a n kf l o wa n ds oo n ，a n dh e n c ep r o p o s e dm a n ym a s st r a n s f e rm o d e l st od e p i c tt h em a s st r a n s f e r p r o c e s s e s b e c a u s eo ft h el i m i t a t i o no fe x p e r i m e n t a t i o na n dt h ec o m p l e x i t yo ft h et r a n s p o r t s y s t e m s ，w eh a v en o tm a d ef a t a lp r o g r e s s e si nd e p i c t i n gt h eg a s - l i q u i dm a s st r a n s f e rp r o c e s s a san o n i n v a s i v ea n dp r e c i s em e t h o d ，ah o l o g r a p h i ci n t e r f e r o m e t r ys y s t e mi su s e di no u t e x p e r i m e n tt ov i s u a l i z et h ec o n c e n t r a t i o nc h a n g e si nt h ev i c i n i t yo ft h eg a s - l i q u i ds u r f a c ew h i l e t h ec a r b o nd i o x i d et r a n s f e r si n t ot h ee t h a n o la l c o h 0 1 i nt h i sp a p e r , i ti sd i s c o v e r e dt h a tt h e c o n c e n t r a t i o np r o f i l e so ft h el i q u i ds i d eb e n e a t ht h es u r f a c ei sap a r a b o l i cc u r v e t h e nb y s i m u l a t i n gt h eg a s - l i q u i df l o ws t a t e t h ev e l o c i t yp r o f i l e sa mo b t a i n e da n dt h e nt h el i q u i dm a s s t r a n s f e rc o c f n c i e n t sa r ec a l c u l a t e d w ea l s od e f i n et h ef r i c t i o nr en u m b e rt or e f l e c tt h ei n f l n e n c e o f t h eb l o wo f g a so nt h eg a s - l i q u i di n t e r f a c e f i n a l l yt h er e l a t i o n s h i p sb e t w e e nt h em a s st r a n s f e r c o e f f i c i e n ta n dt h ed e f i n e df r i c t i o nr en u m b e ra r ed i s c u s s e da n dw eg e tan e wc o r r e l a t i o nf o r m u l a b e t w e e ns h ，s ca n dr e ，w h i c hp r o v et ob et r u eb yt h el i t e r a t u r ed a t a k e y w o r d s ：h o l o g r a p h i ci n t e r f e r o m c t r y , m a s st r a n s f e rc o e f f i c i e n t , c o n c e n t r a t i o np r o f i l e ，m a s s t r a n s f e rt h e o r y 独创性声明 本人声明所呈交的学位论文是本人在导师指导下进行的研究工作和取得 的研究成果，除了文中特别加以标注和致谢之处外，论文中不包含其他人已经 发表或撰写过的研究成果，也不包含为获得苤鲞盘茎或其他教育机构的学位 或证书而使用过的材料。与我一同工作的同志对本研究所做的任何贡献均已在 论文中作了明确的说明并表示了谢意。 学位做作者签名躬乏班签字隰2 口寸年；月日 学位论文版权使用授权书 本学位论文作者完全了解鑫鲞盘茎有关保留、使用学位论文的规定。 特授权墨鲞盘至可以将学位论文的全部或部分内容编入有关数据库进行检 索，并采用影印、缩印或扫描等复制手段保存、汇编以供查阅和借阅。同意学 校向国家有关部门或机构送交论文的复印件和磁盘。 ( 保密的学位论文在解密后适用本授权说明) 学位论文作者签名：扬荔良杰、 签字日期：2 p 。j 年) 月f 日 导师签名：露鞫 8 呼。誓i i _ 目：_ 、鼻 签字日期：妇痧年) 月日 前言 刖吾 气液两相的传质过程在许多工业过程，如石油化工、冶金、生物工程、制药 等工业工程中都有着广泛的应用。几乎所有的化工单元操作，精馏、吸收、解吸、 蒸发等都与气液传质紧密相关；气液传质也是化工生产中耗能最大的部分之一， 所以很受研究者的重视。对传质最早有成效的研究可以追溯到g r a m h a m ( 1 8 3 3 ) 和f i c k ( 1 8 5 2 。1 9 0 3 ) ，他们早在十九世纪就为膜模型的建立奠定了基础。以后的研 究者更详细的研究了多种情况下的传质过程。为了提高传质效率，研究者们积极 的发展各种传质理论，以便指导工业生产。但是由于多年来的实验大多仅限于宏 观测量，理论研究也难以从微观上解释界面传质机理，这造成了气液传质理论进 展缓慢，现有的传质模型不能适应工业生产上越来越高的要求。 近年来，研究者观察了气液界面的各种现象如波纹、漩涡、脉冲等对传质的 影响，希望从更微观的角度理解传质的机理；同时系统的研究了有规律的震动对 传质的影响，得到了湍动频率与传质系数的关系；也越来越对界面各种现象的产 生机理感兴趣，剪应力不均匀、表面张力梯度、密度梯度等近年来都得到了深入 的研究。 近二十年计算机模拟技术在化工研究中的也得到了更广阔的应用。根据设 定的条件，利用计算机求解传质过程的连续性方程、对流扩散方程、能量方程， 可以得到传质系数。由于发展还成熟，所以和实验还是有比较大的差距的。 迄今为止，原来那种简单的关联传质系数与各种准数之间关系的做法已经 过时了。传质研究逐渐从宏观到界观，再到微观。而讨论界面传质，必须知道界 面的浓度分布，这样才能了解各种因素对传质的影响情况。 本文利用全息干涉术观察了气液传质近界面的浓度分布，获得了不同流动状 况下的近界面浓度分布，求算了传质系数，分析了近界面传质的推动力状况：同 时定义了雷诺数，分析了传质推动力以及雷诺数对传质过程的影响，建立了一定 范围内摩擦雷诺数与传质系数等之间的关系，文献数据也证明了新的关联方法的 正确性。 第一章文献综述 引言 第一章文献综述 传质过程在精馏、吸收、蒸发、萃取等化学工业操作中有着重要的地位。自 从十九世纪以来，它得到了化工研究者的广泛关注。人们研究了气液传质过程， 提出了各种传质模型，如经典的双膜理论、渗透理论、更新理论及这些理论的改 进模型。这些模型简单的将影响传质的各种因素简单的归结为一个或者两个经验 的参数。这样做简化了问题的求解，但是距离实际情况太大，应用范围受到很大 的限制。 但是气液传质过程并不是一个简单的物理过程所能描述的。它是扩散、对流、 脉动等共同作用的结果，在求解物理模型的时候，需要考虑连续性方程、对流扩 散方程、动量方程、随机分布等众多方面的影响。于是近年来，气液传质过程的 研究逐渐从宏观深入到界观，特别是深入到近界面各种微观现象的研究中，希望 能够揭示气液传质的机理。 1 1气液传质基础研究的发展 1 1 1 经典的传质研究 从上个世纪初到上世纪中期，在研究气液传质的研究过程中，提出了很多初 步的传质模型，这些模型虽然比较简单，但是却是传质研究的基础，在许多情况 下还有一定的实用价值。 1 1 1 1 膜模型 w h i t m a n ( 1 9 2 3 ) 提出了双膜模型。这个模型假定传质的阻力来自于界面附近 的两相内的两层停滞膜，膜内传质主要靠分子扩散。传质系数表达为： k ：d 。 ( 1 1 ) 口 d 一扩散系数5 8 一膜厚度。 膜模型的主要缺点是没有考虑到膜中的对流传质，所以只用于稳态传质过 程，与一般实际的传质过程相差较大。 2 第一章文献综述 1 1 1 2 溶质渗透模型 h i g b i e ( 1 9 3 5 ) 提出了渗透模型。渗透模型假定来自主体的浓度均匀的流体微 元运动到界面上，与另一相接触固定时间缸；同时在界面处，另一相的浓度恒 定。在这段固定时间内，两相间发生了传质，传质速率随时间而递减，忽略对流 传质。最后得到的传质系数为 x：(竺)j1(1-2) 心 r 一停留时间。 渗透模型描述非稳态传质过程，但并没有能考虑流体微元在界面接触时间分 布的随机性，而将它们视为常数，这造成结果与实际相差很大。 1 1 1 3 表面更新模型 d a n c k w e r t s ( 1 9 5 1 ) 在渗透模型的基础上作了迸一步发展，提出了表面更新模 型。该模型认为流体微元在界面处的存在年龄分布函数的概念，认为流体微元与 界面的接触时间服从特定分布函数 一t 日 r = s e ( 1 3 1 f 一年龄为口的微元数在表面微面总数中所占的分率： s 一表面更新率，表面更新时间t 的倒数，常数，可以由实验测定。 最终得到传质系数为： k = ( s d ) “2( 1 4 ) 这个模型考虑了停留时间的随机性，所以比较接近实际情况。 经典模型均将气液传质的复杂过程假定为简单的理想状况，简化了问题，从 而可以初步的解决一些问题。这对于传质的发展具有重要意义。但是它们只将影 响传质的诸多因素归结为一个未知参数，并不能反映气液传质的机理。要想运用 这些模型解决实际问题，只有通过传质实验得到经验的或半经验的关联式，但是 这些关系式并不具有普遍性，所以在实际应用中有很大的局限性。 1 1 2 经典模型的修正和改进 1 1 2 1 膜渗透膜型 h a n r a t t y ( 1 9 5 6 ) 认为：在不同时域，流体微元所遵循的传质机理并不完全相 同。t o o r ( 1 9 5 8 ) 等人据此在渗透膜型的基础上提出了膜渗透模型：年龄大的流体 微元符合渗透模型，传质机理与渗透模型相符，而年龄小的微元传质机理与膜模 型相符，在过渡段受膜模型和渗透模型两种机理的共同作用。即根据年龄的不同， 第一章文献综述 流体微元按不同传质机理计算。 d o b b l e ( 1 9 6 4 ) 根据膜渗透理论以及流体湍流结构持性，发展了一个新模型。 该模型用到两个参数，即膜厚j 和表面停留时间f 。膜厚可以根据流体结构中 最小的涡的长度来估算，停留时间由近界面的能量衡算来估算，最后得到的传质 系数关系式。该模型比较复杂，不太适于实际应用。 1 1 2 2 涡流扩散模型 k i n g ( 1 9 6 6 ) 基于涡流扩散和表面更新提出了漩涡扩散模型。这个模型考虑了 近界面涡流扩散的连续性，认为涡流扩散系数可以由下式给出： e = a y ”+ 6( 1 5 ) y 一距界面的距离： a 、b 、n 一常数，由实验确定。 这样可以简化扩散方程为： 砉2 珈驯期 对于固液界面或表面张力较大的自由界面，疗约等于3 ； 界面， 可取大一点。a 由下式估计 口：0 0 0 6 翼 ( 1 秭 而对于一般的自由 ( 卜7 ) 式中，是单位液体体积的能耗率。对于一些结构简单的流动，如各向同性 湍流场，8 是可以直接计算的：对于较为复杂的流场，8 可以估算。 本模型是基于表面更新及涡流扩散的概念而提出的。它的特点在于考虑了自 由界面附近涡流扩散系数的连续分布。b i n 随后对这一方法进行了综述及评价， 并且进一步提出了其中的参数与流体力学特性的关系。 1 1 2 3 界面非平衡理论 人们发现在距界面0 0 1 m m 处的所传递的物质的浓度仍远离平衡，由此人们 认为界面附近存在一个极薄的传质阻力膜，膜层厚度与分子尺寸、界面结构等因 素有关，涉及到分子间力、分子分布函数等知识，迄今为止尚无成熟的理论，因 此在对其进行研究时，仍将阻力膜层视为一个浓度不连续的几何面，马友光给出 了界面浓度的表达式，对于气相到液相的传质过程： c ，= c e e g r( 1 - 8 ) 同理对于液相到气相的传质过程： c 。= c e e m( 1 9 ) e 为每摩尔分子越过界面所需克服的表面能，由表面张力和分子尺寸求取。 4 第一章文献综述 1 1 2 4 三膜理论 后人吸收了界面非平衡热力学和双膜理论的优点，提出了三膜理论，它的基 本假设为： ( i )气液两相界面区存在一个界面阻力膜，在界面阻力膜两侧存在两个极 薄的传质边界层，分子分别以对流或扩散方式通过这三个阻力膜层。 ( 2 ) 在气相和界面阻力膜接触的界面上，两相达到热力学平衡。 ( 3 ) 气液膜层外，两相主体中均不存在浓度梯度。 三膜模型考虑了界面阻力膜对传质的影响，也考虑了两相非平衡热力学问 题，与实际比较接近，但是问题的求解非常复杂，有待于进一步的发展。 1 1 2 5 其他改进的模型 h a r r i o t t ( 1 9 6 2 ) 和p e r l m u t t e r 等( 1 9 6 1 ) 都对经典模型作了各种各样的改进。 p e r l m u t t e r 提出了“多容器效应模型”，该模型就是将流体微元从主体到界面的流 动看成是2 个串联容量过程，给出了停留时间分布的密度函数，最后得到了传质 系数。但都不过是对原有模型进行了参数的改进，反而使原有模型更为复杂，难 以应用于实际。 1 1 3 现代气液传质基础研究的新进展 上世纪六七十年代，人们考虑了湍流对传质的影响，考虑了近界面的各种现 象如：近界面微涡( 如图1 1 ) 、界面梯度即界面倾斜现象( 如图1 2 ) 、波( 如图1 3 ) 以及界面脉冲爆发( 如图1 4 ) 等对传质的影响，更好的发展了传质研究。 o oo 界面 波 l 界面梯度= 兰 界面f 脉冲爆发 图1 1 近界面对传质有影响的几种典型现象 f i g1 - lt y p i c a lp h e n o m e n ai n f l u e n c i n gt h em a s st r a n s f e ri nt h ei m m e d i a t ev i c i n i t yo f t h e g a s - l i q u i di n t e r f a c e 第一章文献综述 普遍认为产生这些现象的原因有三个： ( 1 ) 流体与壁面之间的摩擦力不均匀； ( 2 ) 传质或者传热引起液体密度不均匀导致的r a y l e i g h b e n a r d 效应； ( 3 ) 由于界面张力不均匀所引发的m a r a n g o n i 现象； ( 4 ) 气相与液相相互作用，即气相的吹扫。 1 1 3 1 漩涡扩散模型及其发展 以对流扩散方程 等q 鲁嵋等也鲁2 比c 等+ 等+ 等 m 姗 为基础，l e v i c h ( 1 9 6 2 ) 根据流体质量传递与动量传递的类似性而提出了涡流扩散 模型，将p r a n d t l 混合长理论引入到传质理论中，这样分子扩散和对流传质必须 与“旋涡扩散”结合起来考虑，得到如下的传质系数表达式： k ：0 3 2 d u o p v 吒 f 1 1 n o r e = t y + 等m 盯一表面张力； 卜一p r a n d t l 混合长5 一平均速度。 后人假定旋涡的速度可由精确的数学表达式来表示，这样将速度表达式代入 对流扩散方程就可求得旋涡中的浓度分布。最后界面处的局部传质系数由下式求 得： k = d ( 霉) ，；。 a y 。 f 1 1 3 ) f o r t e s c u e 和p e a r s o n ( 1 9 6 7 ) 等认为大尺度的含能涡在湍流场的质量传递中起 控制作用，据此提出了大涡模型，涡的平均传质系数为： k - c l 俘 ( 1 - 1 4 ) ，一p m d t l 混合长； c l 一待定常数； u 一主体速度波动的平方根。 l a m o n t 和s c o t t ( 1 9 7 0 ) 等认为：湍流场中，对传质起控制作用的是湍流场粘 性最小的粘性耗散涡，它们能量低，但它们促进大涡的充分接触和混合，从而极 大促进了质量的传递；从而提出了小涡模型。该模型可表达为 6 第一章文献综述 t = ( v 8 ) “2 。( 1 1 5 ) 该模型认为，每个旋涡皆为理想的粘性涡，涡的速度可由谱函数来描述。传 质系数由涡的尺度和动能决定。据此得到小涡模型的传质系数： 墨u = c g s c l ”r e r _ 1 “ ( 1 1 6 ) c 。为常数，由实验确定。 m i l l s ( 1 9 7 3 ) 和l e e ( 1 9 7 7 ) 等对涡流扩散模型进行了发展，得出了比较复杂的 传质系数表达形式。他们认为气液相界面处液相侧由一连串大小不同的涡构成。 同时假定整个界面的传质为非稳态，但单个旋涡内的传质是稳态的。对于每一个 旋涡，可由统计方法求其平均速度分布，再将此分布式代入对流扩散方程，即可 求得旋涡内的浓度分布。积分即可求得旋涡的平均传质系数。但由于实际流场的 及其复杂性，要测出界面处不同尺寸旋涡的统计分布是不可能的，所以本模型在 很难用于实际过程中传质系数的预测。 比较有代表性的还有b r u m f i e l df 1 9 7 5 ) 改进了f o r t e s c u e ( 1 9 6 7 ) 的随机更新理 论，他认为可以用函数f ( r e l 表示表面更新率，于是得到传质系数为： 吒= o 7 f ( r , ) ( d l u , 1 4 ) 0 5 ( 1 - 1 7 ) f ( t ) 一表面更新率； k 一涡的尺度。 1 1 3 , 1 近界面微观现象对传质影响的研究 在八十年代，为了更好的理解气液传质近界面的流体特征，k o r m o r i ( 1 9 8 2 ) 、 n e z u 和r o d i ( 1 9 8 6 ) 以及r a s h i d i 和b a n e r j e e ( 1 9 8 8 ) 都定量测定了气液传质近界 面的流体特性，如湍流强度、湍动频率等，揭示了伴随传质的一些微观现象。 r a s h i d i 和b a n e r j e e ( 1 9 8 8 ) 利用流场观测技术详细的测量了传质近界面区域 的流动特征，观察到了界面脉冲爆发现象，这些脉冲是由于剪应力边界层附近的 波不均匀而导致的，发现它们在传质过程中具有很大影响。并且得到了传质系数 表达式： k u = ( 石，v ) 。1 圯s c m 5( 1 - 1 8 ) 其中：珥、五分别为摩擦速度、波的频率。 同时人们意识到界面上的波及其相互作用对传质也有很大影响。h “1 9 7 9 ) ， p e r e g r i m ea n ds m i t h ( 1 9 7 9 ) ，l o n g e u t - h i g g i n s ( 1 9 8 7 ) ，p h i l l i p s ( 1 9 8 5 ) 等研究了界面 波的特征，认为短微波的传播速度、振幅、波长、以及频率都受大的长波的影响， 甚至控制。l a k e 和y u e n ( 1 9 7 8 ) 发现对于有不同频率的系列波，要么分散成振幅 极小的微波，要么叠加为振幅更大的波。r a m a m o n j i a r i s o a 和g i o v a n a n g e l i ( 1 9 7 8 ) 发现微波的频率与速度关系不大。 7 第一章文献综述 k o r m o r i ( 1 9 8 9 ，1 9 9 0 ) 研究了开放槽形流道中由网格产生的气液两相界面传 质，深入的研究了表面更新与爆发脉冲之间的关系。他认为界面更新并不会同时 发生，在界面下面有一个缓冲层，缓冲层不断产生脉冲爆发，这些脉冲向表面运 动，最终到达表面，但很快又被其他脉冲所取代，这就是表面更新的原理，同时 给出了表面更新频率与脉冲爆发频率的关系；认为大的含能漩涡是自由气液界面 传质传热的关键因素，气液界面传质可以用下面式子关联： 七( 眈v a ) “2 ( 1 1 9 ) 其中： d ，一液体中扩散系数； v 一速度尺度； a 一长度尺度。 如果大尺度含能涡是控制传质的主要因素，那么v 为湍动速度波动的平均 方差，人为积分量；否则小尺度涡为控制因素，则v 和人分别由k o l m o g o r o w 尺 度，( v e ) “4 和e ) “4 分别给出。 他还发现对于两种不同产生机理的湍流( 分别是认为控制的网格产生的和普 通湍流) ，传质系数均可以关联为如下式子： 吒= o 3 4 ( d l 工) ”( 1 - 2 0 ) 其中正为漩涡更新频率，对应于特征尺度和特征长度的比例。 m e c r e a d y ( 1 9 8 4 ) 考虑到了所有特征尺度的湍动微元，考虑到速度的波动的影 响，用一个量b 来表示，于是边界层内某一点瞬时速度可以表示为： v=(，)(jj，)(i-21) 6 一速度边界层厚度； y 一距离界面的距离。 这样，湍动微元的统计时间f 芘( ：r “。 于是可以得到屯，地= 0 7 1 ( , 8 2 ) ”4 s c 4 5 ( 1 - 2 2 ) 这一时期内，r m b 现象的研究也比较成熟，许多研究者试图将r m b 现象 对传质的影响体现在传质理论里。e r m a r k o v ( 1 9 8 8 ) ，k o n s h i n ( 1 9 8 6 ) 和m i s k o ( 1 9 8 9 ) 等把界面传质时的湍动看作混合池的对流，认为在完全湍动时，即m a 数大于临 界m a 。( 由实验求得) ，传质系数与传质推动力成正比，还认为这些混合池的存 在时间很短。这样经过简化，得到了传质系数半经验表达式： s h = s h d + b s c “5 ( m a - m a 。) ( 1 - 2 3 ) 其中，对于特定情况，s h 。、b 为常数。 r a b i n o v i c h ( 1 9 8 8 ) 和s l i n k o ( 1 9 8 3 ) 等认为近界面内的混合池是持续存在的，在 混合池形成初期，其特征长度是同一数量级的，当混合池的结构稳定后，每个混 8 第一章文献综述 合池由于不同位置特征参数是独立的。他们得到半经验方程为： sh。=bmaloscl“(1-24) 其中，对于特定情况，b 为常数。 s a n g a l l i ( 1 9 9 2 ) 等研究了气液传质界面的波的特性，如振幅、存在时间等与 r e 之间的关系。 w a n g ( 1 9 9 4 ) 等将更新理论引入到非稳态双膜理论，根据对流扩散方程得到 了比较复杂的方程。实际意义不大。 l o r e n c e z ( 1 9 9 7 ) 等运用光色效应示踪法( p h o t o c h r o m i cd y ea c t i v a t i o n ) 和热线 风速仪( h o t - w i r ea n e m o m e t r y ) 研究了液体为层流状态下的，波形界面的气液传质 情况。他研究了界面附近湍流结构，认为不仅在近界面，而且在整个流体层内存 在漩涡流，发现界面剪应力的分布很不均匀，导致界面变形，这是产生波的原因 之一。同时肯定了界面脉冲和界面波动对传质有强化作用，但是否认了近界面微 涡的存在。 z h a n g 等( 2 0 0 3 ) 实时记录了倾斜界面上短波的运动及变化，用短波跟踪法和 一致性分析法确定了界面短波的传播规律，进一步证实和发展了短波向微波蜕化 的规律，从而强化了气液传质。 1 1 4 统计理论与计算机模拟 p e t t y ( 1 9 7 5 ) 根据流体微元的统计特性，提出了界面质量传递的统计理论， 他认为考虑速度波动对传质影响的同时，也应当考虑浓度波动的影响。他引入了 湍动理论，定义了远离界面的湍动强度。，认为 = ( 矿) ( 1 2 3 ) 然后化简对流扩散方程得到无因次的方程， = 三+ p e r o v c = v 2 c n 2 4 ) 并且用时均值代替平均值，将空间分解为一个零均值的随机平稳函数和一个 平滑函数，最终得到一个比较复杂的解： 跏：掣f 等 s c 2 芦 m ：， 石i肌!j 7 、。 其中m 、刀为常数，p e t t y 给出了不同情况下的行、m 和r 定义。 m c c r e a d y 等( 1 9 8 6 ) 和b a c k 等( 1 9 8 8 ) 通过计算机模拟了随机的非平均对流扩 散方程。通过利用求解o r r - s o m m e r f e l d 方程得到的随时间变化的速度分布，比 较准确的给出了传质系数。结果表明传质系数取决于与界面垂直方向的速度波动 9 第一章文献综述 幅度和频率。 1 2 界面浓度场测量方法的发展 气液传质近界面的浓度变化情况是人们非常感兴趣的研究内容之一。 h i b y ( 1 9 6 8 ，1 9 8 3 ) 等首先在六十年代用酸和碱性气体以及p h 指示剂来观察近 界面浓度分布。p h 指示剂溶在酸溶液，上面通入碱性气体，溶液中吸收的碱的 情况可以通过观察溶液的颜色来辨别，从而计算出浓度分布来。 a s h e r ( 1 9 8 9 ) 等用激光荧光法测定了气液传质搅拌池里近界面液相内的浓度 分布情况，这种方法近来被广泛应用于液相浓度分布测量中。 上述两种方法虽然能够测量浓度分布，但是它们有很大局限性： 1 都需要引入第三种物质，会对测量造成误差； 2 只能测量低浓度的溶液； 3 必须在特定条件下在能应用。指示剂法只能测量酸性和碱性物质，荧光法 只能测不会与荧光剂起反应的物质。 w o l f f 0 9 9 1 ，1 9 9 3 ) 等用微型电极探针( m i c r o e l e c t r o d e ) 狈4 量了氧气在浓度边界 层内的分布，求得了平均传质系数。这个方法虽然不会引入新的物质，但是探针 会扰动传质体系，所以会对测量造成误差。 利用不同浓度的溶液对光的吸收率不同的原理，k o m o r i ( 1 9 8 9 ) 等用发光二 极管和光敏二极管以及转换器，将反映了浓度变化的光信号记录下来，再通过软 件分析也得到了浓度分布。但是这种方法很容易受到干扰，从而造成较大的误差。 f e m h n d e z - s e m p e r e ( 2 0 0 4 ) 等将全息干涉术用于测量超滤膜附近的溶液浓度 分布情况，得到了比较好的结果。这个方法属于非接触式测量，这是它的优点。 但是也有很大的局限性。它只能用于静止的测量中，否则干涉条纹很不清楚，无 法计算浓度。m 锄丘司p e r t l e r ( 1 9 9 5 ) 等用激光全息技术研究了液液传质界面的湍 动，他发现近界面的漩涡加速了传质过程，使界面更快的达到稳定状态。 l o 第二章实时激光全息干涉术测量浓度分布的 第二章实时激光全息干涉术测量浓度分布的原理 自从激光出现以来，由于激光良好的相干性，它被广泛的应用于全息技术中， 特别是应用于全息测量领域。首先用于测量长度、倾斜度等恒定物理量，随后逐 渐被引入到热物理量的测量中，如温度( c h a d w i c k ，1 9 9 0 ) 、扩散系数 ( g a b e l m a n n g r a y , 1 9 7 9 ) 和浓度( f e m a n d e z - s e m p e r e ，2 0 0 4 ) 等。由于温度对折射 率的影响比较大，所以用全息干涉术测量温度比较容易实现，也比较准确。全息 干涉术应用于扩散系数的测量也是比较成功的。但是对浓度场的测量却有很大局 限，目前主要用在没有宏观流动的传质研究中，如研究界面现象、电极的电镀等， 而对于流体的浓度的测定，难度很大，这主要是由于流体流动对光波干涉的影响 太大了，很多时候我们很难屏蔽流动、压力、温度等的影响。所以我们只能测量 低流速下的流体的浓度。这这种条件下，界面附近浓度变化大，流动的影响也比 较小，干涉条纹也比较稳定，容易实现激光全息测量。 本文主要用实时全息干涉术测量层流状态下，浓度边界层内的浓度分布。在 层流时，可以认为存在浓度边界层和流动主体，在流动主体内，浓度基本上是相 同的，所以我们可以根据条纹的偏移量求得浓度。 2 1 实时激光全息干涉术介绍： 2 1 1 光的干涉条件 两束光必须满足的光的相干条件： ( 1 ) 两束光的频率相同，有固定的相位差； ( 2 ) 两束光的振幅比较接近； ( 3 ) 两束光的光程差不能超过光的相干长度，实际应用中应当尽量小，接 近零。对于氦氖激光器，它发出光的相干长度为1 2 e m 。 2 1 2 实时全息干涉术的原理 如图2 - 1 所示，同一束激光被分为物光波和参考光波，如果物光波与参考波 的干涉情况被记录在干板上，当参考光再次通过全息干板时，物光波便会被再现。 当再现的物光波与变化后的物光波相遇后，便会发生干涉，这便是全息干涉术。 如果当物体折射率发生变化，则物光就会发生相应的变化，干涉条纹能够同时显 第二章实时激光全息干涉术测量浓度分布的 出相应的变化，这便是实时全息干涉术。如果我们再利用c c d 相机实时拍下干 涉图像，将结果保存在计算机里，利用专业软件处理图像，便可以得到实时测量 的量。 劫光 圈 彭 ，j ， 图2 1 激光实时全息干涉原理示意图 f i g2 - 1s c h e m a t i cd i a g r a mo f r e a l - t i m el a s e rh o l o g r a p h i ci n t e f f e r o m e t r y 2 1 3 实时全息干涉术的优点 实时全息干涉术的优点有： ( 1 ) 是非接触式测量方法，可以避免测量过程的干扰。 ( 2 ) 有较高的灵敏度。对于透射型干涉图像，一个波长的光程差就能得到一 条干涉条纹。以氦氖激光器为例，波长为6 3 2 8 纳米，那么其精度可达o 3 0 5 微米。 ( 3 ) 全息干涉测量过程不需要基准物，只需要确定实验条件下浓度与折射率 的关系即可，比较简单。 ( 4 ) 它可以实时局部测量。在干板上拍下原始状态的像后，就可以测量某一 部分的温度、浓度等，不再需要花费时间，可以用于在线测量。 2 1 4 实时全息干涉术的缺点： 实时全息干涉术的缺点有： ( 1 ) 对环境的要求高。必须保持空气干净无尘，尽量避免振动，必须保持环 境温度稳定。 ( 2 ) 维护调节很费时费力。要定期调节光路，拭擦镜片。 ( 3 ) 仪器造价比较昂贵。 第二章实时激光全息干涉术测量浓度分布的 2 - 2实时全息干涉术测量浓度场的原理 2 2 1 折射率与浓度的关系 l o r e n t z 等提出了液体的折射率与密度之间的关系式： 赫叫舢 川， 式中，( 五) 为折射率差度，它是光波长和物质的函数。对于一定的物质，在一 定的光波长下，当恒温恒压下，( a ) 是常数。 在恒温恒压下，二元理想溶液的密度和摩尔百分比有以下关系： 土：蔓+ 兰 pn 岛 ( 2 2 ) 又因为： 薯+x2=1(2-3) 将方程( 2 3 ) 代入方程( 2 2 ) ，可以得到： 土：彳+ 丑t p(2-4) 式中a 、b 皆为常数。 将方程( 2 - 4 ) 代入( 2 - 1 ) ，可得： 碧柏甄 ， 结合式( 2 1 ) 和( 2 - 5 ) ，可得溶液折射率的表达式： 栉5 f c 2 ，五) ( 2 6 ) 可以看出，在恒温恒压下，溶液折射率是波长和溶液浓度的函数。当我们采 用一定的激光时，溶液的折射率只是溶液浓度的函数。于是我们便可以通过测量 折射率的变化来测定浓度的变化了。 2 2 2 有限条纹干涉度量术 我们首先用通过气液界面的物光波和参考光波同时照射干板，那么干板上的 全息图像记录了原始的物光波的信息，所以其再现光波可以表示为： e l = a e x p i 0 1 化力+ 研】 ( 2 - 7 ) 同时： 巾。( 而y ) ：孚厶( t y ) 第二章实时激光全息干涉术测量浓度分布的 厶( x ，力= i n ( x ，y ) d l ( 2 - 9 ) 光的频率很高，可以不用考虑时间t 的影响，故： 巨= 4 e x p 【f 竿卜( x ，y ) d g “(2-10、 在以上四式中，各符号的意义为： a 一振幅； m 。j ，) 一相位； 厶( x ，力一光程； n ( x ，y ) 一折射率。 当气液两相发生传质后，界面附近的液相浓度发生了变化，其折射率发生变 化，物光波也变化为： ，开 e l = b e x p i - 一7i n ( 工，y ) d l n 。 ( 2 - 1 1 ) 当变化后的物光波和再现的物光波发生干涉后，干涉条纹光强为： l ( x ，y ) 刊局+ 易1 2 ( 2 - 1 2 ) 如果a - - - - b ，那么 l ( x ，j ，) 爿置+ 易1 2 = 2a 1 2 1 + c o s 浮阻 ，y ) 比】 ( 2 1 3 ) z 图2 2 参考条纹示意图 f i g2 - 2s c h e m a t i cd i a g r a mo f r e f e r e n c ef r i n g e s 如上图2 - 2 所示为参考条纹示意图。假设y - z 平面为界面，光线沿z 方向通 过，折射率在x y 平面内变化。引入垂直界面的参考条纹，相当于在y 方向上引 入了一个微小的相位差a o ，光的波长为丸，参考条纹间距为s ，则： m ：2 1 r y s ( 2 - 1 4 ) 于是，式( 2 1 3 ) 可以写成： m 川- 2 | 们+ c o s 【等扣舭+ 争) 1 4 第二章实时激光全息干涉术测量浓度分布的 当气液发生传质后，近界面附近浓度发生变化，条纹就会发生偏移。如图2 3 所示，图中的b 点，条纹向上偏移。而没有传质的主体部分，浓度不变，条纹 仍旧为直的，如图中a 点以右部分。 z 图2 - 3条纹偏移示意图 f i g2 - 3 s c h e m a t i cd i a g r a mo f t h ed e f l e c t e df r i n g e s 在任一条纹上取两点a 点和b 点，如图2 3 所示。a 点浓度没有变化，b 点浓度发生变化。根据干涉原理，同一条纹上的所有点都是等相位的，因此a 、 b 两点应该满足下列关系： 孚阻( x ，y ) d z + 丝：车( x o ，y o ) 出4 2 r y o j s ( 2 1 6 ) 对于a 点，折射率与浓度没有变化前相比没有变化，所以 a n ( x o ，y o ) = 0 代入式( 2 1 6 ) 得： ( x , y ) d z ：型旯 如果在浓度仅仅在x 方向上发生变化，在y 方向上均匀分布， 为： i n ( x ) 一n o l l ：y o - - - - - z y ；t 令h = y 一，那么可得： i n ( x ) - n o j l ：一旦五 删= n o 一警 上面各式中，各符号意思为： n ( x ，y ) 一待测截面处的折射率； 一未发生浓度变化时的折射率； s 一条纹间距； h 一条纹偏移量； ( 2 - 1 7 ) ( 2 1 8 ) 则上式可以变 ( 2 一1 9 ) r 2 - 2 0 ) ( 2 - 2 1 ) 第二章实时激光全息干涉术测量浓度分布的 l 一光通过的液体的距离，在本实验中是实验用的模拟盒的厚度。 2 3光学角度的实验误差分析 对于计算公式( 2 2 1 ) ，根据误差理论： 荆= 鲰+ 兰胡+ 等蚺彬- a z 蚴， 如果：n o = 1 3 6 0 0 0 h = 2 m m l = 1 5 m m s 2 l m m z = 6 3 2 8 x 1 0 4 a l i a h = o 0 1 m m l = o 5 m m a s = 0 1 m m n o = o 那么栉( x ) = 1 1 6 7 x 1 0 0 则相对误差为： a n ( x ) ：8 5 8 1 0 。 可见折射率误差是非常小的，几乎可以忽略。 1 6 第三章实验装置与步骤 3 1 实验装置 3 1 1 实验光路 第三章实验装置与步骤 在本实验中，要想得到比较清晰的全息像，光路系统必须满足以下条件： ( 1 ) 物光与参考光光强比在l ：3 与l ：1 之间，我们采用的为1 ：2 ； ( 2 ) 物光与参考光的偏振方向一致； ( 3 ) 曝光时间应当尽量的短，这样才能减少振动的影响，我们采用的曝光时 间为0 7 秒； 单波长实时全息干涉系统是由天津大学精仪学院叶志生教授研制。其流程图 如图3 1 所示： 图3 - 1光路系统示意图 f i g3 - 1s c h e m a t i cd i a g r a mo f o p t i c a ls y s t e m 1 氦氖激光器2 反射镜3 半波片4 曝光定时器5 分束镜 6 扩束镜7 准直镜8 模拟盒9 放大镜1 0 液门 1 1 干板1 2 接受屏1 3 c c d 相机 从氦氖激光器( 1 ) 发出的光先通过半波片( 3 ) 和曝光控制器( 4 ) ，再通过分束器 ( 5 ) 被分为两束光：参考光和物光。两束光分别通过扩束器( 6 ) 和准直镜( 7 ) ，变成 相干性非常好的平行光。然后物光再通过模拟盒( 8 ) 和放大镜( 9 ) ，和参考光汇聚 在干板( 1 1 ) 上拍下全息像。用参考光再现出的物光就会和变化的物光发生干涉， 产生干涉条纹。我们在干板后面用毛玻璃( 1 2 ) 接受干涉条纹，用c c d 相机( 1 3 ) 接受图像存储在电脑里。就可以用软件处理图像得到浓度分布。干板放在液f j ( 1 0 ) 1 7 第三章实验装置与步骤 里面，显影、定影等步骤都是在液门内完成的。 必须尽量避免震动，保证系统的稳定，这对成像质量十分重要。 3 1 2 气液传质系统 4 气体管路 一液体管路 图3 - 2 气液传质系统 f i g3 - 2 s c h e m a t i cd i a g r a mo f g a s - l i q u i dm a s st r a n s f e rs y s t e m i 二氧化碳气瓶2 恒温槽3 水泵4 高位槽5 模拟盒