Обогащение урана - Беккер Е.
Скачать (прямая ссылка):
ношение радиусов пор.
С помощью проницаемости Gs, экстраполированной к нулевому давлению, наклона GP/Gs, молекулярной проницаемости GK и начального наклона разделительной эффективности (определяющего значение as, разд. 3.4.2) можно провести сравнение результатов теории Презента — Де-Бетюна (с коэффициентами формы Рк-, рР и коэффициентами зеркального или обратного отражения f, f'), модифицированной теории Презента — Де-Бетюна [со взвешенным по формуле (3.61) коэффициентом р'к] и теории разделения бинарных смесей, развитой Маллингом [3.76] на основе уравнения Лунда Бермана для проницаемости (3.50), учитывающего неразделяющий поток скольжения при вязком течении. Наилуч-
6* 83
Рис. 3.8. Разделительная эффективность слоя шариков [3.37];
1 — экспериментальные данные по_фнльтру нз спеченных бронзовых шариков (а = 9,3 мкм);
2 — то же нз спеченных частиц никеля (а=
= 8,8 мкм); 3 — теория Бретона со вторым распределением из выражения (3.34); 4—
теория Бретона с первым распределением из выражения (3.34); 5 —теория Презента —
Де-Бетюна для длинного капилляра того же
гидравлического радиуса
шее согласие получается для мо~ дифицированной теории Презен-
^ 1 2 3 та — де-Бетюна, в которой отли-
чие вычисленных значений S/S0 от опытных составляет не более 1% при 5/5о>0,2 для всех образцов (см. рис. 3.7). Однако при этом приходится предполагать, что теоретические значения Клаузинга (см. разд. 3.1.3) для коэффициентов геометрической формы пор Рк должны быть умножены на 0,75 в случае капилляров и на 0,5 в случае параллельных пластин. В соответствии с формулой (3.66) отношение начальных наклонов кривых разделительной эффективности для двух образцов пор должно быть равно отношению их гидравлических радиусов. Однако табл. 3.2 показывает, что частное этих двух отношений R не равно единице. Отличие от единицы можно было бы приписывать различию коэффициентов аккомодации в случае двух длинных капилляров, но не в случае пор разной геометрии, где это отличие слишком велико. Такие аномалии указывают на необходимость лучшего понимания законов рассеяния молекул стенками в порах различной геометрии.
Для пористых сред в виде слоя шариков Бретон [3.37] точно измерил проницаемость и эффективность разделения изотопных (аргон, рис. 3.8) и изобарных (азот — этилен) бинарных смесей, которые соответствовали теории проницаемости и разделения [3.37, 3.125, 3.126]. Опытные значения S/S0 совпадают в пределах 1% с вычисленными значениями во всей области давлений, в которой S/S0>0,3, однако они соответствуют экспериментальному коэффициенту формы для молекулярного потока рк = 0,35, что на 20% ниже теоретического коэффициента формы для пористых фильтров, структура которых, как было показано, соответствует второму из распределений f(lw) (3.34). Различие становится еще более заметным, если коэффициент рк вычисляется непосредственно из структуры пористого фильтра, наблюдаемой под микроскопом. Эти аномалии имеют сходство с аномалиями, найденными Фейном и Брауном для капилляров. Эксперименты проводили с пористыми фильтрами из спеченных бронзовых и никелевых шариков размером 37—44 мкм, Xw=18 мкм, 6 = 0,32 при допущении, i что выполняется закон диффузного отражения. Для понимания 1 элементарных процессов газовой диффузии приходится рассматри- $ вать большое число моделей и использовать различные теоретиче- '
84
скне приближения, что объясняется чрезвычайной сложностью строения пористых сред: понятно также, насколько трудно построить теорию, охватывающую всю проблему в целом.
3.1.7. Адсорбция и поверхностный поток
Если газ находится в тепловом равновесии со стенками поры, то концентрация молекул в непосредственной близости к стенке поры будет больше, чем вдали от стенки, при условии, что средняя продолжительность жизни молекулы па стейке
т = т0ехр((2а//?Г) (3.79)
больше чем т0 — h/kT— 1,3 ¦ 10" 13 с: h — постоянная Планка; k — постоянная Больцмана [3.47, 3.129]. Адсорбция газа на поверхности происходит в изотермических условиях, сопровождаясь соответствующим потере степеней свободы уменьшением энтропии, которое выражается в формуле (3.79) теплотой адсорбции Q„ (ккал/моль). Такая адсорбция начинается тогда, когда между газом и поверхностью существует частичная аккомодация при передаче импульса и тепла (см. разд. 3.1.2).
Локализованная адсорбция. Хемосорбция приводит к образованию химического соединения сорбируемого газа с материалом поверхности стенки пор. Теплота хемосорбции • Qa равна по порядку величины теплоте химической реакции. По формуле (3.79) теплоте хемосорбции соответствует время жизни, равное нескольким годам и даже более [3.47]. Радиус поры поэтому необратимо сокращается на толщину сорбированного монослоя, если реакция на нем останавливается (пассивация); если же нет, то пора может оказаться закупоренной полностью.
Теплота физической адсорбции Qa по порядку величины равна теплоте конденсации газа в жидкость Ql. Процесс физической адсорбции происходит в основном при давлении, близком к давлению насыщенных паров PS(T), когда могут образоваться поли-молекулярные слои адсорбированного вещества. Адсорбционный моиомолекулярный или полимолекулярный слой вызывает уменьшение радиуса пор или даже полную закупорку пор в результате капиллярной конденсации, причем этот процесс может идти в обратном направлении, если давление газа станет заметно ниже Р,('П. В случае физической адсорбции действуют силы такого же типа, как при межмолекулярном взаимодействии; они зависят от природы газа и пористого материала [3.130]; между адсорбированным атомом и стенкой поры часто существуют слабые силы Ван-дер-Ваальса, например обусловленные потенциальной энергией Леннарда — Джонса с показателями степени (3—9), которые получаются, если в газе показатели степени обратного расстояния в энергии межмолекулярного взаимодействия равны (6—12) в соответствии с формулой (3.27),
