6.2. Смешение в потоке

Смешение в потоке – это слияние нескольких потоков веществ в общий поток.

Давление вещества в месте смешения должно быть ниже минимального или равно минимальному давлению смешивающихся потоков, т.е. в расчетах оно должно быть задано. Рассмотрим пример адиабатного смешения потоков в трубопроводах (рис. 6.2). О бозначим расходы смешивающихся потоков как G₁, G₂,..., G_n.

Предположим, что известны массовые расходы потоков, параметры смешивающихся потоков и давление смеси. Воспользуемся для этого процесса смешения уравнением первого закона термодинамики для потока при отсутствии теплообмена системы с внешней средой (q=0) и отсуисивии технической работы (l_т=0):

. (6.11)

В технических устройствах кинетическая энергия потоков, а соответственно и её изменение в процессе смешения, очень малы по отношению к энтальпиям смешивающихся веществ, поэтому обычно условно принимают, что c₁=c₂=···=c_n=c_см, а так как G_см=G₁+G₂+...+G_n, то уравнение первого закона термодинамики для потока будет иметь вид

(6.12)

или, используя массовые доли компонентов смеси , получим выражение 6.12 в виде

. (6.13)

Давление Р_см и энтальпия h_см определяют состояние смеси вещества заданного состава. Определение других параметров смеси реальных веществ ведётся по таблицам термодинамических свойств отдельных компонентов. Проще выполняется определение параметров смеси потоков веществ с одинаковыми физическими свойствами (например, воды и водяного пара). В этом случае используются таблицы термодинамических свойств данного вещества.

Ещё проще по Р_см и h_см определяются все остальные параметры смеси идеальных газов. Для идеальных газов, приняв начало отсчета энтальпии от 0 ^оС и используя ее постоянные изобарные теплоемкости, уравнение (6.13) можно представить в виде

. (6.14)

Все преобразования энтальпий идеальных газов в уравнении (6.14) аналогичны преобразованиям внутренних энергий для случая смешения в объёме. Температура смеси, выраженная из (6.14), определяется как

. (6.15)

Выражение (6.15) справедливо и при подстановке в него всех температур по абсолютной шкале Кельвина.

По Р_см и t_см для идеальных газов могут быть определены все другие параметры смеси, например:

,

где – .

Необратимость процесса смешения в потоке оценивается по увеличению энтропии системы аналогично смешению в объёме по формуле (6.9). Для идеального газа изменение энтропии каждого потока смешения определяется по температуре и давлению до смешения, и по температуре смеси и парциальному давлению этого компонента смеси (6.10). Например, для первого потока

,

где – , а объемная доля данного компонента смеси газа может быть определена через массовую долю как

.

Потеря эксергии при смешении в потоке определяется, как во всех случаях, по формуле Гюи-Стодолы [1].

Изменение параметров при смешении в потоке и необратимость этого процесса можно наглядно показать в h,s- диаграмме. Наиболее просто это можно сделать для процессов смешения потоков одного и того же вещества с разными начальными состояниями. Такие процессы широко используются в технике, например: смешиваются в общем паропроводе два потока пара; вспрыски воды в паропроводы для регулирования перегрева пара; смешение в эжекторах, струйных насосах и т.д..

Рассмотрим смешение двух потоков одного и того же газа с различными начальными параметрами, определяемыми точками 1 и 2 в диаграмме h,s (рис. 6.3).

В соответствии с формулой (6.13) для двухкомпонентной смеси ее энтальпия определяется как

, (6.16)

учитывая, что g₁+g₂=1 или g₁=1-g₂, получаем из (6.16) соотношения для массовых долей смеси:

,

или отношение массовых расходов:

. (6.17)

Таким образом, графическое определение энтальпии смеси сводится к делению отрезка прямой 2'-1' – точка М' или 1-2 – точка М_о пропорционально массовым долям смешивающихся потоков. Аналогично энтальпии смеси в точке M_о энтропия этой точки соответствует значению

s* = g₁s₁ + g₂s₂ . (6.18)

Действительная энтропия смешивающихся потоков находится правее точки M_о на линии постоянной энтальпии h_см и соответствует точке M, т.к. процесс смешения необратим и характеризуется увеличением энтропии системы на величину

. (6.19)

Прямая 1-2 называется прямой обратимого смешения. Она позволяет графически показать увеличение энтропии системы в процессах смешения потоков.

Приведём некоторые типичные процессы смешения потоков и их графическое представление в h,s- диаграммах.

На рис. 6.3 показан процесс смешения двух потоков одного газа с одинаковыми давлениями и разными температурами. До смешения состояние газов соответствовало точкам 1 и 2 , после смешения – точке M. Все точки лежат на одной изобаре. Проведя прямую 1-2, на пересечении её с h_см найдём точку M_о. Разница энтропий точек M и M_о соответствует увеличению энтропии системы в данном процессе смешения потоков газа.

Н а рис. 6.4 представлен процесс смешения двух потоков одного газа при разных давлениях и температурах. При этом давление смеси равно меньшему давлению одного из потоков, т.е. Р₂>Р₁=Р_см. Возрастание энтропии за счёт необратимости процесса смешения в этом случае вызывается не только необратимостью теплообмена между потоками, но и дросселированием второго потока до давления первого.

Н а рис. 6.5 представлен процесс смешения двух потоков одного газа при разных давлениях и температурах. При этом давление смеси меньше давления меньшего из смешивающихся потоков, т.е. Р₂>Р₁>Р_см.

На практике возможно частичное использование располагаемой работы потока высокого давления для повышения давления потока с низким давлением в специальных устройствах смешения – эжекторах. На рис. 6.6 и приведена схема такой установки, а на рис. 6.7 изображён идеальный процесс смешения потоков одинаковых веществ в эжекторе.

Для пояснения этого процесса его можно условно разбить на три составляющие: адиабатное необратимое дросселирование первого потока через кольцевой зазор В до давления в камере смешения (процесс 1-1’) и процесс необратимого адиабатного истечения газа через сопло А второго потока (процесс 2-2’), оба эти процесса идут до давления P_min в камере смешения С, которое ниже давления смеси и давления Р₁. Далее идёт процесс смешения этих потоков при постоянном давлении P_min до состояния, соответствующего точке 3, после чего в диффузорной части эжектора D идёт процесс необратимого адиабатного торможения потока до давления Р_см (процесс 3M).

Увеличение энтропии системы в этом случае определяется также с помощью прямой 1-2 в виде отрезка прямой М_оМ.

Основные потери эжектора обусловлены необратимостью перемешивания в камере смешения двух потоков с разными параметрами и разными скоростями.