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6. Practical Project
Para los modelos de separación del ciclón, la distribución de la velocidad en la región cercana a la pared y la superficie control (𝐶𝑆) indicada en la figura 26 son las más importantes [19].
Capítulo 2 Marco teórico
35
La velocidad radial cerca de la pared se desprecia, y en la superficie 𝐶𝑆 se supone uniforme, dando: 𝑣𝑟𝐶𝑆 = 𝑄 𝜋𝐷𝑥𝐻𝑐𝑠= 𝑣𝑒𝑛𝑡∗𝑎∗𝑏 𝜋𝐷𝑥𝐻𝑐𝑠 (18) Donde 𝑄 es el flujo volumétrico a través del ciclón, 𝐷𝑥 el diámetro del buscador de vórtices, que es también el diámetro de la superficie 𝐶𝑆 y 𝐻𝑐𝑠 la altura de la superficie 𝐶𝑆. 𝑣𝑟 (𝑅𝑥) es la velocidad radial promedio en 𝐶𝑆. El valor absoluto de esta es 𝑣𝑟𝐶𝑆 [19].
Modelo de Barth para el cálculo de caídas de presión
Bart (1956), propuso calcular la velocidad en la pared y la velocidad tangencial en la superficie de control 𝐶𝑆 en los siguientes pasos:
Calcular la velocidad de la pared 𝑣𝜃𝑤 de la velocidad de entrada 𝑣𝑒𝑛𝑡. Usar 𝑣𝜃𝑤 para calcular la velocidad tangencial, 𝑣𝜃𝐶𝑆 de 𝐶𝑆.
En algunas geometrías la velocidad tangencial del gas puede ser significativamente más alta que la velocidad de entrada, debido a la contracción del chorro de entrada. En la figura 27 se compara el patrón de flujo de entrada de un ciclón con abertura rectangular contra una de voluta. En la primera, la entrada del chorro se comprime contra la pared, resultando un decremento en el área disponible para el flujo entrante y un incremento en la velocidad. Para esto Barth introdujo 𝛼, que es el radio del momento del gas a la entrada y el que fluye a lo largo de la pared:
𝛼 =𝑣𝑒𝑛𝑡𝑅𝑒𝑛𝑡
𝑣𝜃𝑤𝑅 (19)
Donde 𝑅𝑒𝑛𝑡 es la posición radial del centro a la entrada. Para una entrada ranurada 𝑅𝑣𝑒𝑛𝑡 =
(𝑅 −𝑏2) , 𝑏 es el ancho de la entrada y 𝑅 es el radio dentro de la pared del ciclón de la parte superior del cuerpo [19].
Figura 27. Comparación del flujo de entrada entre un de tipo rectangular y una de voluta [19].
36 𝛼 = 1 − 0.4 (𝑏
𝑅) 0.5
(20) Para el modelo de Barth se usa 𝛼 = 1 para entradas de tipo voluta.
Un balance diferencial, donde el gas pierde momento de impulso a medida que fluye sobre la superficie de fricción, conduce a la siguiente expresión para 𝑣𝜃𝐶𝑆:
𝒗𝜽𝑪𝑺 = 𝒗𝜽𝝎(𝑹 𝑹𝒙) (𝟏+𝑯𝑪𝑺𝑹𝝅𝒇𝒗𝜽𝝎 𝑸 ) (21)
Para calcular 𝑣𝜃𝐶𝑆 necesitamos el factor de fricción de pared 𝑓:
𝑓 = 𝑓𝑎𝑖𝑟𝑒+ 𝑓𝑠𝑜𝑙𝑖𝑑𝑜𝑠= 0.005 (1 + 3 √𝐶𝑜 ) (22) 𝑓𝑠𝑜𝑙𝑖𝑑𝑜𝑠= 0.015 (𝐶𝑜)1/2
𝑅𝑒𝑙𝑎𝑐𝑖ó𝑛 𝑑𝑒 𝑚𝑎𝑠𝑎 𝑑𝑒 𝑎𝑙𝑖𝑚𝑒𝑛𝑡𝑎𝑐𝑖ó𝑛 𝑑𝑒𝑙 𝑐𝑖𝑐𝑙ón = 𝐶𝑜 =
𝑐𝑎𝑟𝑔𝑎 𝑑𝑒 𝑠𝑜𝑙𝑖𝑑𝑜𝑠 𝑑𝑒𝑛𝑠𝑖𝑑𝑎𝑑 𝑑𝑒 𝑙𝑎 𝑚𝑒𝑧𝑐𝑙𝑎
Barth (1956) estimó la pérdida disipativa, es decir, la suma de la pérdida de presión estática y dinámica: 𝑝 + 12𝜌𝑣2, como contribuciones separadas de la entrada, el cuerpo del ciclón y el buscador de vórtice [19].
∆𝑝1𝑏𝑜𝑑𝑦 2𝜌𝑣𝑥 2
=
𝐷𝑥 𝐷(
1 ( 𝑣𝑥 𝑣𝜃𝐶𝑆− (𝐻−𝑆) 0.5𝐷𝑥𝑓) 2− (
𝑣𝜃𝐶𝑆 𝑣𝑥)
2)
(23)Barth estima la pérdida en el vórtice desde un enfoque semi-empírico. El resultado es:
1∆𝑝𝑥 2𝜌𝑣𝑥 2
= (
𝑣𝜃𝐶𝑆 𝑣𝑥)
2+ 𝐾 (
𝑣𝜃𝐶𝑆 𝑣𝑥)
4 3 (24)Donde 𝐾 se encuentra empíricamente y asume valores de 3.41 y 4.4 para el buscador de vórtice con bordes redondeados [19].
Modelo de Stairmand para el cálculo de caídas de presión
Stairmand calculó la distribución de velocidad en el ciclón por un balance de momentos y la estimación de la caída de presión en la entrada y salida combinada con la perdida de presión estática en el vórtice.
Iozia y Leith presentaron el modelo para calcular la presión en el ciclón en una forma compacta:
Capítulo 2 Marco teórico 37 1 ∆𝑝 2𝜌𝑣𝑣𝑒𝑛𝑡2 = 𝐸𝑢𝑣𝑒𝑛𝑡 = 1 + 2𝑞 2(2(𝐷−𝑏) 𝐷𝑥 − 1) + 2 ( 4𝑎𝑏 𝜋𝐷𝑥2) 2 (25) Con 𝑞 =−( 𝐷𝑥 2(𝐷−𝑏)) 0.5 +( 𝐷𝑥 2(𝐷−𝑏)+4𝐴𝑅𝐺𝑎𝑏 ) 0.5 (2𝐴𝑅𝐺 𝑎𝑏 ) (26)
Donde 𝐴𝑅 es el área total de la pared del cuerpo del ciclón. 𝐺(= 𝑓
2) es el factor de fricción en la pared, quien Stairmand estableció igual a 0.005 para condiciones que normalmente se aplican al flujo en los ciclones [19].
Modelo de Shepherd y Lapple para el cálculo de caídas de presión
Shepherd y Lapple (1940) propusieron un modelo empírico para calcular el diferencial de presión, este modelo está limitado para ciclones de entrada tangencial con bajas cargas de sólidos: ∆𝑝 = (1 2𝜌𝑣𝑒𝑛𝑡 2 ) 𝐸𝑢 𝑒𝑛𝑡= ( 1 2𝜌𝑣𝑒𝑛𝑡 2 )16𝑎𝑏 𝐷𝑥2 (27)
Modelo de Casal y Martinez para el cálculo de caídas de presión
Casal y Martinez (1983) plantearon un modelo empírico el cual está limitado para ciclones de entrada tangencial con bajas cargas de sólidos:
∆𝑝 = (1 2𝜌𝑣𝑒𝑛𝑡 2 ) 𝐸𝑢 𝑒𝑛𝑡= ( 1 2𝜌𝑣𝑒𝑛𝑡 2 ) (3.33 + 11.3 (𝑎𝑏 𝐷𝑥2) 2 (28) Modelo de Muschelknautz para el cálculo de caídas de presión
Edgar Muschelknautz trabajo en el desarrollo de un modelo más práctico para el modelado de separadores ciclónicos. Presento varias fórmulas para diseñar o evaluar un ciclón con geometría convencional (cilindro y cono) o predominantemente cilíndrico.
La diferencial de presión se puede explicar simplemente como la consecuencia de un aumento de fricción en la pared causado por los sólidos.
Para calcular el coeficiente de constricción en la entrada 𝛼:
𝛼 =1 𝜉{1 − √1 + 4 [( 𝜉 2) 2 −𝜉 2] √1 − (1−𝜉2)(2𝜉−𝜉2) 1+𝑐𝑜 } (29) Donde 𝜉 = 𝑏 (1 2𝐷) =𝑏 𝑅
38
Figura 28. Vista en planta de un ciclón típico cilindro en cono [19].
Figura 29. Vistas en alzado de un ciclón típico cilindro en cono que muestra varias notaciones utilizadas [19].
Conociendo a 𝛼 con 𝜈𝑒𝑛𝑡, 𝑅𝑒𝑛𝑡, y 𝑅, se calcula la velocidad de pared 𝜈𝜃𝑤 𝜈𝜃𝑤= 𝜈𝑒𝑛𝑡𝑅𝑒𝑛𝑡 𝛼𝑅 (30) Donde 𝜈𝑒𝑛𝑡= 𝑄 𝐴𝑖𝑛 = 𝑄 𝑎𝑏 (31) La velocidad axial en la pared:
𝜈𝑧𝑤 = 0.9𝑄 𝜋(𝑅2−𝑅 𝑚
Capítulo 2 Marco teórico
39
Donde 𝑅𝑚 es el radio geométrico medio = √𝑅𝑥𝑅
Muschelknautz y Trefz encontraron que aproximadamente, el 90% del flujo de entrada (𝑄), participa en la formación del vórtice interior (figura 29). Esta es la razón del factor de 0.9 en la ecuación (32).
El factor de fricción del gas se expresa como la suma de dos componentes, para pared lisa 𝑓𝑠𝑚 y una debido a la rugosidad de la pared 𝑓𝑟:
𝑓𝑎𝑖𝑟 = 𝑓𝑠𝑚+ 𝑓𝑟 (33) Para ciclones de cuerpo cónico:
𝑓𝑠𝑚= 0.323𝑅𝑒𝑅−0.623 (34)
𝑓
𝑟= (log (
𝑘𝑠 1.60 𝑟𝑎−0.000599)
2.38)
−2(1 +
2.25×105 𝑅𝑒𝑅2(𝑘𝑠 𝑟𝑎− 0.000599) 0.213)
−1(35)
Para ciclones de cuerpo cilíndrico:
𝑓𝑠𝑚= 1.51𝑅𝑒𝑅−1.0 (36)
𝑓
𝑟= (log (
1.29 𝑘𝑠 𝑟𝑎−0.000599)
2.59)
−2(1 +
2.14×105 𝑅𝑒𝑅1.64)
−1(37)
La resistencia total por fricción 𝑓, dentro de un ciclón consta de dos componentes: el arrastre de la fase gaseosa y una fricción adicional impuesta por el movimiento de sólidos que están presentes en las paredes. La fricción total se convierte en:
𝑓 = 𝑓𝑎𝑖𝑟+ 0.25 ( 𝑅 𝑅𝑥) −0.625 √𝜂𝑐𝜌𝑜𝐹𝑟𝑥𝜌 𝑠𝑡𝑟 (38) El número de Froude 𝐹𝑟𝑥 = 𝑣𝑥 √2𝑅𝑥𝑔
Donde 𝑣𝑥 es la velocidad axial superficial a través de la sección de entrada del buscador de vórtice [19].
La cantidad 𝜂 es la eficiencia total, es decir, la fracción de sólidos recogidos por el ciclón. La mayoría de los ciclones operan a eficiencias que son del orden de 0.9 a 0.99 [19]. El término 𝜌𝑠𝑡𝑟 representa la densidad aparente de la capa de sólidos en las paredes, aproximadamente 0.3 𝜌𝑚𝑎𝑠𝑎 - 0,5 𝜌𝑚𝑎𝑠𝑎, donde 𝜌𝑚𝑎𝑠𝑎 es la densidad aparente de los sólidos en reposo. A falta de información, se asume una densidad igual a 0.4 𝜌𝑚𝑎𝑠𝑎 [19].
40
La velocidad tangencial del gas en el radio del núcleo interno 𝑅𝐶𝑆 se deduce de la expresión:
𝑣𝜃𝐶𝑆= 𝑣𝜃𝑤 (𝑅 𝑅𝑥) [1+𝑓𝐴𝑅𝑣𝜃𝑤√ 𝑅 𝑅𝑥 2𝑄 ] (39)
𝐴𝑅 es el área total dentro del ciclón que contribuye a la resistencia de rozamiento. Por lo tanto:
𝐴𝑅 = 𝐴𝑡𝑒𝑐ℎ𝑜+ 𝐴𝑐𝑖𝑙𝑖𝑛𝑑𝑟𝑜+ 𝐴𝑐𝑜𝑛𝑜+ 𝐴𝑏𝑢𝑠𝑐𝑎𝑑𝑜𝑟 𝑑𝑒 𝑣𝑜𝑟𝑡𝑖𝑐𝑒𝑠
= 𝜋[𝑅2− 𝑅𝑥2+ 2𝑅(𝐻 − 𝐻𝑐) + (𝑅 + 𝑅𝑑)√𝐻𝑐2+ (𝑅 − 𝑅𝑑)2+ 2𝑅𝑥𝑆] (40) La pérdida en el cuerpo del ciclón, está dada por:
∆𝑝𝑐𝑢𝑒𝑟𝑝𝑜 =
𝑓𝐴𝑅𝜌(𝑣𝜃𝑤𝑣𝜃𝐶𝑆)1.5
2×0.9𝑄 (41) La pérdida en el núcleo y en el buscador de vórtices está dada por:
∆𝑝𝑥 = [2 + ( 𝑣𝜃𝐶𝑆 𝑣𝑥 ) 2 + 3 (𝑣𝜃𝐶𝑆 𝑣𝑥 ) 4 3 ]1 2𝜌𝑣𝑥 2 (42)
Si aplicamos el balance de energía entre un punto situado en la región de baja velocidad y un punto en la región de alta velocidad obtenemos para la pérdida de presión por aceleración:
∆𝑝𝑎𝑐𝑐= (1 + 𝑐𝑜)
𝜌(𝑣22−𝑣12)
2 (43) Donde (1 + 𝑐𝑜) 𝜌 es la densidad de la mezcla de gas-sólido al someterse a una aceleración desde la velocidad aguas arriba 𝑣1 a la velocidad aguas abajo 𝑣2.
Por lo tanto, la pérdida de presión total es la suma de la pérdida por la pared del ciclón y el buscador de vórtices, así como la pérdida por aceleración:
∆𝑝 = ∆𝑝𝑐𝑢𝑒𝑟𝑝𝑜+ ∆𝑝𝑥+ ∆𝑝𝑎𝑐𝑐 (44) 2.6 Eficiencia de separación en ciclones
A continuación se describen modelos matemáticos para el cálculo de la eficiencia de separación de los ciclones.
Capítulo 2 Marco teórico
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Modelo de Barth para el cálculo de eficiencia en ciclones
Este modelo se basa en un balance de fuerzas de una partícula que se encuentra rotando en 𝐶𝑆 y en el radio 𝑅𝑥 = 1
2𝐷𝑥. En este equilibrio la fuerza centrífuga dirigida hacia fuera es equilibrada contra el arrastre interno causado por el gas que fluye a través y normal a la superficie de 𝐶𝑆 y en la parte interior del vórtice, figura 30(a).
La fuerza centrífuga es proporcional a la masa de la partícula y por lo tanto a 𝑥3, mientras que el arrastre es proporcional a 𝑥. El tamaño de partícula para el equilibrio de fuerzas se toma como 𝑥50, que es el tamaño de partícula que tiene una posibilidad de 50-50 de ser capturada [19].
Figura 30. Concepto del modelo a) Barth b) Rosin [19].
Las fuerzas que actúan sobre una partícula que gira en 𝐶𝑆 son:
La fuerza centrífuga actuando hacia el exterior (𝜋𝑥3 6 𝜌𝑝) El arrastre que actúa hacia el interior ( 3𝜋𝑥𝜇𝑣𝑟𝑐𝑠)
Igualando estas fuerzas para encontrar el tamaño de corte 𝑥50 da:
𝑥
50= √
𝑣𝑟𝑐𝑠9𝜇𝐷𝑥
𝜌𝑝𝑣𝜃𝐶𝑆2
(45)
Se calcula 𝑣𝑟𝑐𝑠 y 𝑣𝜃𝑐𝑠 de las ecuaciones (18) y (21).
Una vez que tenemos el tamaño del corte, se puede ajustar la curva de grado de eficiencia, para obtener:
𝜂(𝑥) =
1 1+(𝑥50𝑥 )6.4(46)
La ecuación (46) representa una forma funcional para la representación de la curva de grado de eficiencia (GEC). El exponente 6.4, es un poco más grande que los valores
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observados en algunos ciclones a gran escala, comerciales y en algunos a pequeña escala mal diseñados, el exponente típicamente se encuentra entre 2 y 4 [19].
Un ciclón mal diseñado o uno que está en malas condiciones mecánicas tenderán a mostrar bajos valores de 𝑚 .Otra forma funcional para la GEC es:
𝜂(𝑥) = 1 − exp [𝑙𝑛(0.5) (𝑥𝑥
50) 𝑚
] (47) Típicamente, 𝑚 tiene un valor entre 2 y 4, los valores más altos se asocia con ciclones bien diseñados, que se encuentran en buenas condiciones mecánicas [19].
Cuando no se produce retromezclado de cualquier tipo, la forma de la GEC se convierte en: 𝜂(𝑥) = 0.5 (𝑥𝑥
50) 𝑚
para 𝜂(𝑥) ≤ 1 (48) Modelo de Rosin para el cálculo de eficiencia en ciclones
En el modelo de Rosin, se planteó que si una partícula inyectada en alguna posición lateral en la entrada, tenía el tiempo para llegar a la pared del ciclón y ser recogida antes de llegar a la parte inferior del ciclón, Figura (30b). Rosin comparó el tiempo requerido para que una partícula inyectada a la entrada, en alguna posición radial, llegue a la pared del ciclón. El consideró que 𝑥50 era el tamaño de partícula más pequeño que puede atravesar el ancho del chorro de entrada antes de llegar al fondo del ciclón, como un tamaño de partícula crítica. La longitud total de la ruta para una partícula del remolino cerca de la pared (cilíndrica) es: 𝜋𝐷𝑁𝑠, donde 𝑁𝑠 es el número de espirales que gira la partícula en su camino hacia la parte inferior del ciclón [19].
El tamaño crítico de partícula es:
𝑥50= √
9𝑏𝜇
𝜋𝑁𝑠𝑣𝑒𝑛𝑡(𝜌𝑝−𝜌) (49) Para determinar 𝑁𝑠, Zenz dio un gráfico para 𝑁𝑠, como una función de la velocidad de entrada, con base en la experiencia. Del ajuste de este gráfico de una función simple da: 𝑁𝑠 = 6.1(1 − 𝑒−0.066𝑣𝑒𝑛𝑡) (50) Modelo de Rietema para el cálculo de eficiencia en ciclones
Rietema consideró la migración de una partícula a la pared como se muestra en la figura 30-b, usando la geometría idealizada de un ciclón cónico. Asume que la velocidad axial en la que las partículas se mueven, 𝑣𝑧𝑤, es constante. El modelo de Rietema para determinar 𝑥50 en un ciclón es:
Capítulo 2 Marco teórico 43 𝐶𝑦50≡ 𝑥502 (𝜌𝑝−𝜌) 𝜇 𝐻 ∆𝑝 𝜌𝑄= 3.5 (51) Donde 𝑄 = 𝑎𝑏𝑣𝑖𝑛. Por experimentación 𝐶𝑦50= 3.5, el cual solo depende de la geometría [19].
Modelo de Muschelknautz para el cálculo de eficiencia en ciclones
Para cálculo del punto de corte del diámetro del vórtice interior, se calcula 𝐴𝑅 y 𝑣𝜃𝐶𝑆 de la ecuación 39 y 40:
𝑥50= 𝑥𝑓𝑎𝑐𝑡√
18𝜇(0.9𝑄) 2𝜋(𝜌𝑝−𝜌)𝑣𝜃𝐶𝑆2 (𝐻−𝑆)
(52)
El término 𝑥𝑓𝑎𝑐𝑡, es un factor de corrección que se puede aplicar, para forzar que el punto de corte calculado coincida con la observada en la práctica. Normalmente cae dentro del rango de 0.9 a 1.4 [19].
La ecuación (52) es válida sólo cuando el tamaño de las partículas que se calculan, se establecen en el régimen de la ley de Stokes. Uno puede comprobar que este es el caso, calculando el número de Reynolds de la partícula:
𝑅𝑒𝑝= 𝜌𝑈𝑡50´
𝜇 (53) Donde 𝑈𝑡50´ es la velocidad máxima de corte del tamaño de la partícula que gira en 𝐶𝑆:
𝑈𝑡50´ = 𝑣𝑟𝐶𝑆 = 𝑄
2𝜋𝑅𝑥𝐻𝐶𝑆 (54)
Si 𝑅𝑒𝑝 < 0.5, se aplica la ley de Stokes. En el caso de que no lo haga, se puede utilizar:
𝑥50= 5.18 𝜇0.375𝜌0.25𝑈𝑡50´0.875 [(𝜌𝑝−𝜌)𝑣𝜃𝐶𝑆 2 𝑅𝑥 ] 0.625 (55)