（化学工程专业论文）气液界面传质过程不稳态对流的实验研究.pdf

中文摘要 在气液和液液的传质过程中，由于在相界面上产生表面张力梯度和密度梯 度，从而引发界面湍动。这是一种重要的流体力学不稳定现象，它能够影响传质 速率，为提高传质效率提供了一个有效的途径。由表面张力引起的界面湍动习惯 上称为m a r a n g o n i 效应。 本文建立了一套水平非稳态气液传质设备，采用光学纹影系统对丙酮水和 乙醇水体系解吸传质过程的对流结构的界面湍动进行了观察。在气液传质过程 中发生了m a r a n g o n i 对流现象。文章从m a r a n g o n i 不稳定性的角度对光学实验结 果进行了解释。 其次，本文还对传统纹影方法中光源进行了改进，通过对纹影像光强度分布 的分析和整个传质系统的标定，实现了对丙酮和乙醇解吸传质过程的浓度梯度场 进行了定量测量。定量分析表明丙酮水、乙醇水系统解吸过程中，引发界面湍 动的原因是局部较大的表面张力梯度。对浓度梯度场的分析结论很好的符合了传 质过程出现的明暗条纹更替和传质中心分裂的现象。同时这种浓度梯度的不均匀 分布引发了界面的小尺度流动，加速了表面更新率，所以m a r a n g o n i 效应的存在 可以提高传质速率。定量分析的结果很好的解释了伴随m a r a n g o n i 效应的传质过 程的混乱的对流结构，为进一步对界面湍动现象的分析提供了帮助。 关键词： m a r a n g o n i ；气液传质；定量分析；纹影法 a b s t r a c t i nt h eg a s l i q u i do rl i q u i d - l i q u i dm a s st r a n s f e rp r o c e s s ，i n t e r r a c i a lt e n s i o n g r a d i e n ta n dd e n s i t yg r a d i e n tc a l lc r e a t ei n t e r f a c i a lt u r b u l e n c e ，b yw h i c ht h em a s s t r a n s f e rc o e f f i c i e n tc a nb ei n t e n s i f i e d t h i si n t e r r a c i a lt u r b u l e n c ei sc a l l e dm a r a n g o n i e f f e c t h o r i z o n t a lu n s t a b l eg a s l i q u i dm a s st r a n s f e re x p e r i m e n t a le q u i p m e n ti ss e tu p b yu t i l i z i n gt h es c h l i c r e ns y s t e m ，i n t e r f a c i a lt u r b u l e n c eo fm a r a n g o n ic o n v e c t i o ni n t h ep h y s i c a ld e s o r p t i o no fa c e t o n ea n de t h a n o ls o l u t i o n sf r o mw a t e ra r eo b s e r v e d e x p e r i m e n t a li n v e s t i g a t i o n so f t h eo c c u l t e n c co fm a r a n g o n ic o n v e c t i o na r ep r e s e n t e d t h eo p t i c a le x p e r i m e n t a lr e s u l t sa r ee x p l a i n e db yac o m b i n a t i o no fm a r a n g o n i i n s t a b i l i t y b ye m p l o y i n gt h el i g h ts o u r c ei m p r o v e ds c h l i e r e n ，t h ec o n c e n t r a t i o ng r a d i e n t s a n dt h es u r f a c e t e n s i o ng r a d i e n t so fv i c i n i t yi n t e r f a c ed u r i n gg a s - l i q u i dm a s st r a n s f e r p r o c e s sa r c o b t a i n e dt h r o u g ha n a l y s i so ft h el i g h ti n t e n s i t yd i s t r i b u t i o no ft h e s c h l i e r e ni m a g e sa n dt h ec r i t e r i o no ft h ew h o l em a s st r a n s f e rs y s t e m t h e q u a n t i t a t i v e l yr e s u l t ss h o wt h a tt h er e a s o nt h a ti n d u c e st h em a r a n g o n ic o n v e c t i o ni s t h el o c a ll a r g es u r f a c et e n s i o ng r a d i e n t sa l o n gt h ei n t e r f a c eo ft h eg a sa n dl i q u i d t h e s m a l l - s c a l ei n t e r f a c i a lf l o wi si n d u c e db yt h ea s y m m e t r i cd i s t r i b u t i o no fc o n c e n t r a t i o n g r a d i e n t , w h i c ha l s oi n c r e a s e st h es u r f a c er e n e w a lr a t e c o n s e q u e n t l y , d u et ot h e o c c u l t e n c eo ft h em a r a n g o n ie f f e c t ，t h em a s st r a n s f e rr a t ec a nb es i g n i f i c a n t l y e n h a n c e d t h eq u a n t i t a t i v er e s u l ts u c c e s s f u l l y e x p l a i n st h ec h a o t i cf l o w ，p a t t e r n s o b t a i n e di ng a s l i q u i dm a s sw a n s f e rp r o c e s sa c c o m p a n i e db ym a r a n g o n ie f f e c t t h e r e s u l ti sh e l p f u lf o rt h ef u r t h e rs t u d yo ft h ei n t e r f a c i a lt u r b u l e n c ep h e n o m e n a k e yw o r d s ：m a r a n g o n i ，g a s - l i q u i dm a s st r a n s f e r , q u a n t i t a t i v e l y a n a l y s i s ， s c h l i e r e n 天津大学硕士学位论文符号说明 符号说明 a ：气液接触面积，m 2 ； a ：粘性流理想旋涡池的速度振幅； 口：旋涡池的k o l m o g o r o v 尺度； 口：模型待定常数； b i ：b i o tn u m b e r b ：模型待定常数： c ：曳力系数； c ：浓度，m o l m 3 ； c - 模型待定常数； d ：扩散系数，m z s ： e ：能谱函数；m 2 s 层：旋涡扩散系数，m 2 s d ：直径，m ： 频率，h z ； g ：重力加速度，9 8 1 m - s 2 ； h ：h e n r e y 定律常数，p am 3 m o l ： k ：传质系数，m s ； 工：流道长度，m ； 玉是p r a n d t l 混合长度，m l m a ：m a r a n g o n i 数，无因次，d l j o ( d 1 3 1 l ) i 肌：亨利分配系数，无因次，巴； 玎：波数： 尸p ：p e l e c t 准数，即凡二当； 1 i l r ：理想气体常数： r a ：r a y l e i g h 数，d 3 a a ( d z l x l ) ； r ：曲率半径，m ； 占：表面更新率，s ； ：s c h i m i t 数，无因次； s h ：s h e r w o o d 数，无因次； 天津大学硕士学位论文 符号说明 f ：时间，s ； i g 速度，m s ； 玑无因次速度； v ：速度，m s ； 胍流道宽度，m ； w ：流道的润湿直径，m ： 工：液相摩尔组分，无因次： 工：x 方向； j ，：气相摩尔组分，无因次； j ，：y 方向； 希腊字母： 么：厚度，m ： 掣单位液体体积的能耗率，j m 3 ： 么：大涡模型旋涡的积分长度，m ； ：粘度，p a s ； 1 ，：运动粘度，m 2 s ； 6 差值函数； p ：密度，蚝m 3 ： 盯：表面张力，n m ： t ：剪切力，p a ： t ：无因次时间： t ：传质微元的停留时间，s ： 弘流函数； 下标： c r ：临界值； d ：d a n e k w e r t s 理论： d - d o p p l e r 效应： e ：旋涡； e x p ：实验测量值； h ：h i g b i e 理论； k ：k i s h i n e v s k i i 模型： 上：液相； w ：w h i t e m a n 模型； 1 4 天津大学硕士学位论文 符号说明 符号说明 c ：质量浓度，； 识液膜厚度，1 2 1 ； d ：液相溶质扩散系数，i n 2 s 。 正焦距，m ； g ：力加速度，9 8 1 m s - 2 ； k ：浓度随折射率变化常数； 疗：折射率； x ：x 方向； y ：y 方向； z ：z 方向； c ：常数： j ：灰度； 尼n 2 吹扫方向： y ：n 2 吹扫方向的垂直方向； m a ：m a r a n g o n i 数，无因次，d a o ( d l p 0 ： r a ；r a y l e i g h 数，无因次，d 3 a o ( d r p ) ： 希腊字母： 0 ：偏折角度t a d ； 6 ：焦点处光线偏移量，m ； ：粘度，p a s ； 盯：表面张力，n 抽； 下标： o b j ：凹面镜焦点； s ：液相： 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，也不包含为获得叁姿盘堂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。 学位做储张讯沙签字帆v 汐1 年。1 月万日 学位论文版权使用授权书 本学位论文作者完全了解苤壅盘堂；有关保留、使用学位论文的规定。 特授权丞鲞基堂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) 一魏冲侈 签字日期i 。- 7 年矿阳谚 导师签名：二蒯 签字日期叼年”所 天津大学硕士学位论文第一章文献综述 1 1 引言 第一章文献综述 传质过程中，在某些条件下，紧靠界面的液体可能产生对流，从而使传质系 数有很大的增加，这种现象称为界面湍动。界面湍动是一种重要的流体力学不稳 定现象，引起界面湍动的原因，常常是由于传质的不均匀性所造成的。大多数界 面湍动与液相内浓度或温度的变化所造成的表面张力梯度和密度梯度有关。化学 吸收在液相表面形成的新化合物，会导致表面局部浓度差别，形成密度差，由此 液体微元的挤压和浮升效应也会引起界面湍动。此外，a u s t i n 等人发现外加电压 可以诱发界面湍动，他们推测是由于电荷密度的局部变化导致了表面张力的变化 【1 1 。通常情况下认为以下情况会增强界面湍动：( 1 ) 溶质从高粘度相向外扩散； ( 2 ) 溶质从扩散力较低的相传递出去；( 3 ) 两相之间的运动粘度和溶质扩散力 相差很大；( 4 ) 近界面处较大的浓度梯度；( 5 ) 界面张力对溶质的浓度很敏感； ( 6 ) 两相的粘度和扩散系数都很小。 目前，人们将促使界面产生湍动的原因归结为r a y l e i g h b d n a r d 效应和 m a r a n g o n i 效应，所谓r a y l e i g h - b 6 n a r d 效应是在相际质量传递过程中，由于相晃 面上的传质而导致近界面处流体密度差异而引发的界面对流现象，其强度可以以 一个无因次数尺口来表征：而m a r a n g o n i 效应是由于传质过程中相界面处产生表 面张力梯度，并由此引发的界面对流现象，也称之为表面张力驱动的对流，用无 因次数m a 来表征其强度。r a 数和m a 数的定义如下： m a ：d a c r ( 1 一1 ) d u r 口：d g a p( 1 2 ) d 弘 其中：r a ：无因次r a y l e i g h 数 m a ： 无因次m a r a n g o n i 数 d ： 溶质扩散系数，m 2 s j d ： 液膜厚度，m g ：，重力加速度，9 8 1 m s 2 掣： 溶剂粘度，k g m 以s o 4t 7 ： 液相表面与主体的表面张力差，n i l l 4 天津大学硕士学位论文第一章文献综述 4p ：液相表面与主体的密度差，k g m - 3 当传质过程中液体表面张力增大，即4a o 、m a o 时，表面张力梯度将引 发m a r a n g o n i 不稳定性，同样当传质过程中液体表面密度增大，即4p o 、r a o 时，垂直方向上的密度梯度导致的重力梯度将引发r a y l e i g h b 6 n a r d 不稳定性。这 两种不稳定性均导致宏观可测的流体流动【2 1 。实际观测到的r b m 现象，往往是两 种效应综合作用的结果【3 】，而实践中r b m 现象的多样性，也预示着起因的复杂性。 事实上，只是m a ou s j 乞r a 0 并不能引发宏观的流体流动，只有胁撇口大于某一 个临界值时，宏观的r a y l e i g h b 6 n a r d - m a r a n g o n i 对流才能产生，临界值以m a c 及 只a 。代表。 由于r a y l e i g h - b 6 n a r d 效应和m a r a n g o n i 效应耦合在一起，长久以来人们在 考察界面湍动时一直试图确定界面湍动产生的真正原因。r a y l e i g h b d n a r d 效应是 由于密度差异导致的地球引力差异而产生，因此可以通过消除重力影响来考察没 有r a y l e i g h b d n a r d 效应的界面湍动现象。在太空航天器中微重力条件下进行的 相际传热r a y l e i g h - b 6 n a r d - m a r a n g o n i 效应实验中，人们依然观察到了相界面上 产生的界面湍动对流结构【4 】，这说明了在相际传热中表面张力差异导致的 m a r a n g o n i 效应是界面湍动的一个独立起因。同样在实际情况有重力场存在时， 考察质量传递过程中相界面上产生的界面湍动现象，尽管没有直接的实验证实， 但可以预见m a r a n g o n i 效应和r a y l e i g h - b d n a r d 效应是界面湍动现象的两个独立的 原因。 在热量传递过程中，由于热量的传递，流体的表面张力及密度也发生变化， 同样引发r a y l e i g h b 6 n a r d m a r a n g o n i 对流。实际传质过程中，不可避免的伴随着 热量传递，因此传质过程中产生的界面湍动现象，是浓度梯度驱动和温度梯度驱 动的r b m 效应综合作用的结果。在实际情况下考察传质过程界面湍动时，只有 全面考察浓度梯度驱动和温度梯度驱动的r b m 效应，才能取得与实际情况一致 的结果。 对比于传热r b m 对流，传质过程中r b m 对流吸引了较少的注意力。由于 传质过程的复杂性，已有的研究大多致力于由于r b m 效应而增强的传质速率的 测量以及各种理论、半理论模型的建立上。在应用中，人们认识到r b m 对流能 增强传质速率，为提高传质效率提供了一个有效的途径，一些研究者已在吸收、 萃取、精馏等单元操作中如何有效地利用r b m 效应开展了研究。近年来，实验 方法和非线性数学理论的发展，为r b m 效应提供了新的研究手段；另外，随着 传质问题研究转向微观尺度和理论预测，对在传质中发生的r b m 现象的完整解 释已经不可避免，这两者促进了r b m 现象的理论研究的深入，同时在这一领域 也展现了诱人的研究前景。 2 天津大学硕士学位论文第一章文献综述 1 2 传质理论 m a r a n g o n i 效应导致界面流体力学不稳定，产生相际界面流体的流动。相际 界面运动的流体力学不稳定性对传质过程有着显著的影响，特别是涉及到传质过 程的微观机理，对其的认识必然增强对界面传递现象的理解。但是如何具体说明 微观上的不稳定性，以及随之导致的界面流体流动的自然表征以及进化过程，单 纯采用实验手段是无法回答的，需要使用理论工具来说明，这样才能完整的了解 m a r a n g o n i 效应的本质。 1 2 1 早期经典传质理论 自上个世纪初叶，在气液传质研究领域中出现了一些简单的传质模型，直至 今日它们仍然是传质研究的基础，在许多情况下还具有一定的实用价值。其中， 早期传质理论的典型代表主要包括双膜理论、渗透理论及表面更新理论。 1 2 1 1 双膜理论 1 9 2 3 年，w h i t e m a n t 5 】提出传质双膜模型，基本理论假是： ( 1 ) 在传质过程中，在相际之间存在一个稳定的相界面，并且在界面两侧分 别存在一个很薄的停滞膜层，传质阻力集中在停滞膜中； ( 2 ) 在界面膜层内溶质以分子扩散的形式进行质量传递； ( 3 ) 在相际界面处，气液两相处于平衡状态。 ( 4 ) 在气液两相主体中，浓度均匀一致。 ， 传质系数的计算式为： n k 坍= ( 1 - 3 ) 式中，k l ，w 是w h i t e m a n 传质系数，d l 是液相扩散系数。硫是静止流体表面薄层 的厚度。w h i t e m a n 认为液相传质系数k l 和扩散系数珧之间的成一次方比例关, w 系，传质速率的计算形式十分简单。模型参数籼l 可以通过实验测量确定，也可 以经验估算。但是，如果采用实验测量的方法，那么难于确定和该测量结果相应 d l 的适用范围：而如果采取经验估算的方法，那么除非在表面上覆盖有表面活性 物质或者不溶物质，否则难于确定界面薄层的存在。此外，双膜模型对传质过程 的假设比较简单，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，特别是不存在固定相界面的传质设备( 例如，填料 塔) ，双膜模型并不能反映出传质的真实情况，具体表现为传质系数k l 和扩散 系数d l 之间并不遵守一次方的比例关系。, w 天津大学硕士学位论文第一章文献综述 双膜模型为传质过程的模型研究奠定了基础。在具有固定相界面的系统以及 流体流速不高的传质过程中，双膜理论的模型描述与实际情况大体符合。因此， 根据双膜模型确定的传质速率关系，至今仍是某些传质设备设计的主要依据。 1 2 1 2 渗透理论 1 9 3 5 年，h i 曲i e 【6 】提出非稳态渗透模型，基于表面更新的理论假设对双膜理 论进行了改进。模型认为来自主体的浓度均匀的流体微元运动到传质界面，在界 面发生了不稳定传质，该过程发生于时间臼内。随后该流体微元被另一个微元结 构取代而回到液相主体。传质系数的计算形式也较为简单： = 2 辱 ( 1 4 ) 式中，t h 是停留时间。该模型传质系数丸h 与分子扩散系数仇的平方根成j e l l 。 在许多气液系统中，虹和扩散系数d l 的平方根之间的具有统一的函数关系 7 1 。相 对双膜理论而言，渗透模型更能准确的描述气液对流传质过程，可以描述非稳态 传质过程。 但是，模型参数f h 没有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，并且由于模型参数求算较为困难，所以其结果与一些实际应用过程 相差较大，其应用范围因而也受到一定的限制。 1 2 1 3 表面更新模型 1 9 5 1 年，d a n c k w e r t s 8 】对h i 曲i e 的渗透模型进行了修正，提出了表面更新模 型。在渗透模型的基础上，d a n c k w e r t s 认为液体表面的流动微元具有不同气液接 触时间，因而采用表面更新时间的随机分布函数，模型中引入了表面更新率s d ( 表 面更新时间f 的倒数) ，得到如下的传质系数计算式： k l d = 见 ( 1 5 ) 由于该模型考虑了停留时间的随机性，所以和实际情况比较接近。但是，表面更 新模型也面临和渗透模型同样的问题。随机模型参数( f h 和s d ) 必须通过实验测 量或者理论推导获得。但是，表面停留时间f h 和表面时间分布率s d 难以采用实验 方法准确测定，因此很少有直接测量啊和勋的文献报道。此外，经验或半经验关 联式不具有普遍性，所以在实际应用中有很大的局限性。因此，一些研究者【9 ，1 0 】 在改进的模型中应用表面更新的概念。 上述三种经典理论是最早提出的理论模型，也是目前最简单实用的模型。它 们均将气液传质的复杂过程假定为简单的理想状况，简化了问题的求解，从而可 以初步的在传质系数和扩散系数之间建立了联系，这对于传质理论研究的发展具 4 天津大学硕士学位论文 第一章文献综述 有重要意义。但是由于模型参数的限制，所以往往不能直接用于计算传质系数， 其应用范围受到一定的限制。 1 2 2 经典传质模型的发展 一些研究者 u - 1 4 】对双膜理论、渗透理论和表面更新理论进行了实验验证研 究，但是，研究者往往必须相应的增加模型的复杂性才能合理的解释各自的实验 结果。 1 2 2 1 膜渗透理论 k i s h i n e v s k i i t l 5 1 6 1 提出了稳态现象方法，引入旋涡扩散系数d e 。k i s h i n e v s k i i 认为在充分发展的流动中d e d ，所以传质系数丸k 符合如下关联式： k k xo c d + d 4 d e ( 1 - 6 ) 旋涡扩散系数珧可以通过实验测量，是流场位置的函数，通常随着和界面之间距 离的增加而增加，在界面处为零，因此，在这种情况下不必假设界面更新。t o o r 和m a r c h e l l 0 1 9 】进一步的研究认为流体微元在到达相际界面之际，产生非稳态传 递，属于渗透机理。流体微元不随着表面暴露时间的延长而增大，溶质没有积累 效果，最终形成稳定传递过程，属于膜机理。在传质过程的中间阶段，兼具渗透 传递和膜传递两种机理。 d o b b i n 1 7 ，1 8 】也根据膜渗透理论进行了类似的传质行为研究，他结合湍流 结构特性，提出了一个包含两个模型参数( 即，膜厚况和表面停留时间r ) 的 传质理论。其中，膜厚况依据湍流结构中最小的k o l m o g o r o f p , ) 呙的长度来估算， 停留时间坝u 根据近界面的能量衡算来估算。依据d o b b i n 的研究结果，传质系 数的表达式为： 驴孵c o s 0 - 7 ) 式中c l 、c 2 为经验参数，通过实验测量来确定。在传质微元的停留时间非常长的 情况下，d o b b i n 模型可以简化为膜模型。然而，由于该模型比较复杂，难于进行 进一步的应用研究。 1 2 2 2 修正表面更新模型 d a n c k w e r t s 的模型研究中假设大多数的流体微元在主体流动中的停留时间 分布密度为零，这是和实际传质过程不一致的。许多研究者在d a n c k w e r t s 的研 究基础上对他的模型进行了不同程度的修正。 天津大学硕士学位论文 第一章文献综述 p e r l m u t t e r t l o 】提出了多容器效应模型。p e r l m u t t e r 认流体微元从液相主体到 相接界面的流动是2 个串联的容量过程，相应的停留时间分布的密度函数是： 巾，= 去 d ) 一d ) ( 1 - 8 ) 式中，f l 、z 2 分别是第1 容量及第2 容量的停留时间。通过对停留时间分布密度函 数的修正，从而停留时间为零的流体微元的概率也为零，和实际的传质过程相吻 合。但是这些相关的研究结果是对以往理论的模型参数进行了修正改进，往往使 原有模型更为复杂，难以应用于实际。 1 2 2 3 普遍化渗透模型 上世纪6 0 年代以来，一些研究者从对流传质项的角度出发，提出了普遍化 的渗透模型，通过求解如下的对流扩散方程： 尝+ 材g 戊f ) 塞+ v g 朋f ) 骞= d 嘉 ( 1 - 9 ) 很明显，求解上式要有速度甜和，的表达式。然而，流体力学发展至今，仍然采 用近似或经验关联式，尚未有准确的速度表达式来描述相际界面的速度场。因而， 该理论的进一步发展和应用也受到了一定的限制。 1 2 2 4 旋涡扩散模型 磁n 一1 9 1 研究认为在气液界面的液相一侧的流体速度梯度不如固液界面大，因 此由速度梯度引起的物质传递较小，主要应考虑的是分子扩散和湍流扩散，并且 这二种扩散具有可加性。湍流扩散系靴由下式得出 e = a y ”+ b( 1 - 1 0 ) 式中，y 是距自由界面的距离，a 、b 、以为常数。由于在气液界面处存在表面张力， 其对旋涡扩散起阻尼作用。可以认为在y = 0 时，e 应为0 ，故一般取b = 0 。这样 扩散方程为 砉= 珈训刳 其中，对于固液界面或表面张力较大的自由界面，n s o 等于3 ，而对于般的自由 界面，刀可取大一点。a 由下式估计 口= 0 0 0 6 等 ( 2 ) “。 天津大学硕士学位论文第一章文献综述 式中，是单位液体体积的能耗率。对于一些结构简单的流动( 例如，各向同性 湍流场) ，s 是可以直接计算的，即使是较为复杂的流场，s 亦可估算。k i n g 的研 究是基于表面更新及涡流扩散的概念而提出的，考虑了自由界面附近涡流扩散系 数的连续分布。 1 2 2 5 旋涡池模型 以对流扩散方程为基础，l e v i c h 2 0 】根据流体质量传递与动量传递的类似性提 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，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： ”o 3 2 璧 ( 1 - 1 3 ) 咿等 ( 1 - 1 4 ) 式中，仃是表面张力；，是p r a n d t l 混合长度；万是平均速度。如果旋涡速度可以 由精确的数学表达式来表示，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。 1 2 2 6 大涡模型 f o r t e s e u e 和p c a r s o n e 2 1 1 研究认为大尺度的含能涡在湍流场的质量传递中起控 制作用，因此质量传递的平均特性可以通过一串规则的平方滚筒池模型模拟。这 些滚筒池沿着界面方向以局部平均表面速度流过。滚筒池旋涡特性以及参数也和 流体力学湍流特性相联，涡的速度分量由下式给出 材= as i n ( 冗x a ) c o s ( a y 人) ，= - a c o s ( y x 人) s i n ( n y 人) 僦( 半尸2 人= j c c 警 ( 1 1 5 ) ( 1 - 1 6 ) ( 1 - 1 7 ) ( 1 - 1 8 ) 式中，a 为旋涡的积分长度，即大涡尺度。将上述速度式代入对流扩散方程，加 上适当的边界条件，就可得到滚筒状旋涡的传质系数k ： 珏一吴f ( 钥，：。出 ( 1 一1 9 ) 天津大学硕士学位论文第一章文献综述 整个气液接触距离三上的平均传质系数为 j i 工= 手托o ) d x ( 1 - 2 0 ) 与普遍化渗透模型相比，大涡模型的独特之处在于将模型中的常数与湍流的微观 结构相联系，将传质理论的研究推向一个新的阶段。根据湍流理论，湍流场的微 观尺度与相关性是都是可以实验测量的，这就避免了由实验数据回归确定模型常 数。虽然从流体力学发展状况来看仅有少数几种流动状况研究的比较成熟，大部 分的流动场尚待进一步去完善，但对研究物质传递的化学工程工作者而言，大涡 模型的提出为进一步的理论研究和生产实际提供了可以借鉴的范例。 1 2 2 7 小涡模型 l a m o n t 和s c o t t t 6 】提出了小涡摸型，他们认为在湍流场中，气液界面附近的大 尺度旋涡上重叠着许多小尺度旋涡，并且没有尺度更小的旋涡叠加在它的上面。 最小的粘性耗散涡( k o l m o g o r o v 涡) 能量低，促进了大涡的充分接触和混合，从 而极大促进了质量的传递，对传质起控制作用。模型假定每个旋涡池均是一理想 的平方粘性旋涡池，其速度分量由流函数决定，其流函数具有如下形式： 沙= 训 0 0 2 8 2 - - y c o s h ( & y ) - 0 11 7 s i n h ( l - y ) c o s ( - - x )( 1 - 2 1 ) _ 式中，y 为主体内部距相界面的距离：工为平行界面方向的距离；彳为粘性流理想 旋涡池的速度振幅；口为旋涡池的k o l m o g o r o v 尺度乜求解上述流函数，从而得到 流场的速度分量，进而可以求解对流扩散方程，最终得到传质系数： 掣：0 4 4 5 p e t 2 (1-22) d ， 式中，忍为p e l e c t 准数，即尸匆= 罟。在实际过程中，在气液界面的液相侧存在 能谱函数e ( n ) ( 刀为波数) ，如果仅仅考虑y 方向的一维谱以疗) ： e ( n ) = 0 4 5 c 2 3 n 一5 3( 1 2 3 ) 式中，8 是单位质量流体的能量耗散率。由上式可得： ao c ，压( 聍) = 占怕力一班( 1 - 2 4 ) 代入传质系数方程得： k 上o cdz12占16hi3(1-25) 天津大学硕士学位论文 第一章文献综述 和大涡模型进行比较，小涡模型扩展了大涡的概念，充分考虑了湍流结构中不同 波数的旋涡对液相传质系数的影响，并且用传耗率嘲液相传质系数l ( l 相关联。 对于不同的湍流结构，是不同的。对于一些简单的流场，已经具有及e ( n ) 表达 式。对于复杂的流场结构，随着科学技术的发展，采用先进的测试设备( 例如， 热线热膜仪、激光多普勒仪等等) 可以所测得的脉动速度，从而有可能得到及 e ( n ) 的信息。因此，在一定意义上小涡模型是一种比较完善的湍流传质理论模型， 该模型对高度湍动下的质量传递尤为适用，而在这种流动情况下，经典的传质模 型是往往是不太适宜的。其中，p r a s h e r i 2 2 1 采用小涡模型研究了湍流液体中气体的 吸收。 1 2 2 8 统计理论 根据流体微元的统计特性，p e t t y 【2 3 1 认为近界面传质过程不仅是涡流扩散的 流体力学现象，而且与界面物理化学因素有关。因而，p e t t y 提出速度波动和浓度 波动的时间关联，引入了一个时空关联的概念： z l i ( 量，f ) 甜l ( 主o ，尹o ) ) e - ( 宝，曼。，7 一f 。) = j i 一( 1 - 2 6 ) 式中，二i 为远离界面的湍流强度，其定义为，：“：。= ( 0 。) 2 】1 ，2 利用下列无因次对流扩散方程： 要+ 凡阳c 二v 2 c ( 1 - 2 7 ) 新 7 p e c l e t 数由下式定义。 心= 乒材二d ( 1 2 8 ) = f 巩( f ，尹= o ) 蟛( 1 - 2 9 ) 用时均值代替平均，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： c = ( c ) + c ( 1 3 0 ) v = ( y ) + ， ( 1 3 1 ) ( ) 表示时均项，最后得到下列关联式： 天津大学硕士学位论文第一章文献综述 黝：掣掣降 唯 ( 1 3 2 ) 其中所、刀为常数，p 蝴出了不同情况下的肌m * ny 定义。m c g r e a d y 等) l t 矧通 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 t 言 程 得到的随时间变化的速度分布，得到了相关的传质系数。但是该模型研究的形式 过于复杂，模型参数也不易测量，因而深入进行应用研究的难度较大。 1 3 相际传质的实验研究 a u s t i n 和b a n c z y k 等【2 5 】曾研究了在水一异丁醇液液系统中加电场后诱发其界 面湍动的现象。由于电场的存在，促使水与异丁醇界面发生物质交换，从而在界 面附近出现较大的界面张力梯度，而发生湍动现象。他们发现，随着电压的升高， 此种湍动愈发剧烈。o r e u 和w e s t w a t e r 【2 6 】以及b a k k e r i 2 7 】等对乙二醇一乙酸一乙酸 乙酯三组分液液萃取系统的相界面湍动也进行了观察，发现随着两相之间的接 触，其界面发生了滚筒形波纹结构的湍动现象。 在气液传质过程中，e l l i s 和b i d d u l p h 2 8 】以丙酮水溶液从空气中吸收c 0 2 作为 实验体系进行观察，发现气液界面呈现连续稳定的波纹结构，波距为2 3 m m 。s u n 和y u t 2 9 l 亦采用有机溶剂吸收和解吸c 0 2 的实验研究了其界面湍动行为。 i m a i s h i t 捌在湿壁塔中进行甲醇、乙醚、丙酮和三乙醇胺等物质从水中解吸实 验，发现m a r a n g o n i 湍动有助于强化传质效果，并提出如下经验关系式作为过程 强化系数的计算式 r = ( 。) 。 n = 0 4 0 1 莆 m a 。= f ( b i ) b i = 聊必g i c o 口：p g m l o lm ： ( 1 - 3 3 ) ( 1 - 3 4 ) ( 1 3 5 ) ( 1 - 3 6 ) ( 1 3 7 ) 而l u 等对不同碳链脂肪醇水溶液吸收二氧化碳过程进行研究，对此类溶液 m a ，接近一个常数 m a 。= 2 5 0 0 和l g ( m a 。) = 3 4 ( 1 - 3 8 ) 其放大因子为 r = - 4 8 2 + i 7 2 l g ( m a )( 1 3 9 ) l o 天津大学硕士学位论文第一章文献综述 m a ：婴 ( 1 _ 4 0 ) p l d l 、 1 在材料工业中，为了使液相冷却固化过程中生成的晶体材料表面具有高光洁 度和高水平度，就需要克服m 猢g o i l i 对流现象造成的干扰。k u w a h a r a 乘l k e i i c h i 3 2 】 在常规重力场情况下对液相结晶过程的观察表明，圆柱形容器结晶体的自由表面 由于轴向温差的存在引起了其表面各点张力的变化，而产生t m a r a n g o n i 对流现 象，这种现象的存在使得最终结晶体的表面出现不规则和不平度。因此，他们将 该过程置于太空中在微重力情况下进行，在同样的结晶条件和同样存在轴向温差 情况下，却没有再出现m a r a n g o n i 对流现象，从而得到了预期的理想结晶体。 长期以来传质专家和工程师非常重视对塔器传质元件以及过程分离工艺的 研究，以达到提高分离效率、节约操作费用的目的。但关于被分离物系本身性质 对分离效率的影响却没有得到相应的重视。z u i d e r w e g t 3 3 1 ，b a i n b r i d g e 3 4 1 ， f a n e l 3 5 1 ，m e d i n e 3 6 1 ，t d c k e t t t 3 7 】等从2 0 世纪5 0 年代起就已经注意到m a r a n g o n i 效应 对板式塔效率的影响，但他们的研究结论几乎没有被用于工业实际过程。 p o h o r e c k i t 3 8 】等人用偏振光法测得了筛板塔s 0 2 空气、c 0 2 空气、h c i 一空气、 n h 3 空气四种混合物体系用水作溶剂进行的吸收解吸过程的有效相界面积，表 明正体系的有效传质面积最大，中性体系次之，负体系最小。 m a r a n g o n i 效应影响有效传质面积的机理可以通过塔板上两种典型的操作状 态一泡沫态和喷射态得以说明。泡沫态下液体大多呈液膜状存在于气泡之间。根 据气泡分散理论，气泡的破裂是由于其受到波动的压力挤压发生变形造成的。当 破裂的两个小气泡相互靠近时，它们之间的液层将受到挤压，使得挤压处的液膜 比其周围的要薄，因此当气泡与液膜之间发生传质时，较薄处的液膜将率先达到 平衡，轻组分浓度最低。这时，对于正体系，液相表面张力随轻组分浓度的增加 而减小，从而造成较薄处表面张力最高，进而从客观上阻止气泡发生聚并的倾向， 这就有利于小气泡的稳定。因而在整个传质层中，小气泡数量就相对较多，从而 使得有效传质面积增大。当体系为负体系时，情况正好相反，较薄处的液膜受到 外向的拉力，从而有利于两个小气泡的靠近和发生聚并，使气泡数量变少，导致 有效传质面积下降。 在喷射状态下，从塔板孔中高速上升的气流将液体破碎成高度湍动的液滴群 或液片，液体由连续相转变为分散相，气体变成连续相。理论上两相间的传质面 积为液滴群或液片表面积之和。这时m a r a n g o n i 效应的作用结果与泡沫态下完全 相反。当易挥发组分从液相逸出或溶质从气相中被吸收入液相时，液滴较薄处首 先接近平衡。对于正体系，较薄处的表面张力较其他部分高，产生了较大收缩力， 使液层具有增厚的趋势而不易被气流破碎，导致有效相界面积降低；而对于负体 系，较薄处由于表面张力较小而使液膜连续扩展减薄直至断裂破碎，从而形成多 天津大学硕士学位论文第一章文献综述 个小液滴，使得有效相界面积增大，传质效率提高。这一结论被z u i d e n e 一3 3 】的 精馏试验证实。 2 0 世纪7 0 年代m o e n s 3 1 1 深入研究表面张力梯度与传质推动力对散堆填料精 馏塔传质过程的影响。他分析认为，对于正体系，沿液相流动方向形成的正表面 张力梯度使液膜有被向下牵拉的趋势，从而有利于液膜的稳定和更新；对于负体 系，液膜的受力方向则向上，液膜厚度较大，从而有效传质面积和传质效率受到 影响。 1 4 发展前景 传质过程中的m a r a n g o n i 效应引发的界面湍动、加强了对流传质，对精馏、 吸收、萃取等化工分离过程有很大的影响，由于界面湍动的存在提高了传质效率， 使m a r a n g o n i 效应成为强化分离过程的一个有效手段。此外，发生在界面处的 m a m n g o n i 效应对于空间科学、材料科学、流体力学等学科的研究也都有着重要 ，的影响，对m a r a n g o n i 效应的深入研究为其在各个领域的应用奠定了基础。总之， 深入了解m a r a n g o n i 效应对于完善传质理论，促进其在各个领域的实际应用都具 有十分重要的意义。 天津大学硕士学位论文 第二章传质过程中界面湍动现象的实验观察 第二章传质过程中界面湍动现象的实验观察 2 1 激光纹影仪工作原理以及对现有纹影仪的改进 2 1 1 激光纹影仪的工作原理 由于利用纹影仪可以观测流场折射率的细微变化，同时光对流动介质无干 扰，对所研究的区域无影响，并可借助于摄影设备拍摄或连续记录流体细微流动， 所以纹影仪被广泛用来研究流体流动。纹影法是在光学分析方法中常用的刀口法 基础上发展而来的，其工作原理是当光通过透明介质时，如果介质中存在物化性 质的不均匀性，如浓度、温度、密度等的不均匀性，则介质中各处对光的折射率 也不同；光线通过介质后，会发生不同角度的偏转，使原来能全部通过刀口的部 分光线被刀口遮断，加之光线的衍射、干涉等作用，在屏幕上会出现明暗不均的 纹影图像，其中图像的亮部对应介质折射率大的部分，暗部对应折射率小的区域， 这就是纹影仪的工作原理【- j 引。 图2 - l 纹影法几何光学原理 f i g 2 - 1t h eg e o m e t r i co p t i c sd i a g r a mo ft h es c h l i e r e nm e t h o d 纹影法的几何光学原理如图2 1 所示，中心在o 点的球面波前a 、b 、c 三点 发出的光将通过置于o 点处的刀o h 照在接受屏幕s 上，将呈现均匀亮度的图像 a 、b 、c 。当光波通过非均匀介质时，球面波前将会有某种变形m ，此变形由 虚线表示的两条法线确定，由图可以看出，刀口遮挡从凸起m 下