循環(huán)流化床軸向空隙率與靜壓散布的數(shù)學(xué)模型及其實(shí)驗(yàn)驗(yàn)證

1、循環(huán)流化床軸向空隙率與靜壓散布的數(shù)學(xué)模型及其實(shí)驗(yàn)驗(yàn)證    來源: 駱駝?wù)撐木W(wǎng)專業(yè)從事代寫碩士論文效勞，并提供少量管理學(xué)碩士論文，假設(shè)有業(yè)務(wù)需求請聯(lián)絡(luò)網(wǎng)站客服人員！ 概述：基于循環(huán)流化床內(nèi)顆粒運(yùn)動的環(huán)核結(jié)構(gòu)，提出了一維分相、分區(qū)微層控制體氣固兩相活植物理模型。依據(jù)牛頓第二定律區(qū)分樹立了微層內(nèi)顆粒相和活動氣相的力學(xué)方程。經(jīng)過量級分析發(fā)現(xiàn)，活動氣相方程與顆粒相方程總體上區(qū)分呈數(shù)量級懸殊(相差三個數(shù)量級)的小量級方程與少量級方程，同時，小量級的氣相方程中存在著少量級項(xiàng)差構(gòu)成的小量級影響?；谟?jì)算數(shù)學(xué)動搖性分析實(shí)際，結(jié)合氣固兩相流物理分析，將氣相方程中少量級差直

2、接用小量級的余項(xiàng)表示。后者引進(jìn)Liews 壓差公式的方式，其中的特征量虛擬直徑經(jīng)過顆粒濃度散布的極限形狀分析及其King 公式直接確定。所取得的氣固兩相流數(shù)學(xué)模型可一致地描畫全床高從密相到稀相軸向空隙率與靜壓的全體散布規(guī)律。兩組典型床料的多組測量數(shù)據(jù)與相應(yīng)實(shí)際猜測結(jié)果的對比標(biāo)明，兩者很好相符。最后，就子模型觸及的顆粒速度假定條件停止了分析，標(biāo)明滿足過度合理要求的顆粒假定速度散布是不難完成的。中心詞匯： 駱駝?wù)撐?循環(huán)流化床，鍋爐，空隙率，靜壓散布，氣固兩相活動，物理模型，實(shí)驗(yàn)研討1 前 言循環(huán)流化床氣固活動結(jié)構(gòu)的主要特征是沿著床高縱向(或稱軸向)和沿著床內(nèi)同一截面橫向或稱徑向)活動結(jié)構(gòu)的不平均

3、性。通常這一特性用空隙率參量來表示。鑒于循環(huán)流化床鍋爐軸向特性主導(dǎo)了循環(huán)流化床的微觀變化規(guī)律，因此，相關(guān)于徑向空隙率的變化，軸向空隙率的變化規(guī)律惹起人們的更大關(guān)注13。循環(huán)流化床內(nèi)氣固兩相流其它一些重要的行為特征，如兩相流型、靜壓散布、循環(huán)倍率、操作動搖性等均與床層空隙率散布存在著清楚的關(guān)聯(lián)性。而工程設(shè)計(jì)中重要的爐膛傳熱系數(shù)也與爐內(nèi)空隙率散布直接相關(guān)。因此，空隙率變化規(guī)律的研討成為循環(huán)流化床技術(shù)開展的重要基礎(chǔ)。國際外為此停止過少量實(shí)驗(yàn)研討，并構(gòu)成了不同的物理模型。典型的有4,5:局部結(jié)構(gòu)模型，一維軸向模型，環(huán)-核活動模型。這些模型從一定水平上將循環(huán)流化床的運(yùn)動規(guī)律提升到半閱歷的實(shí)際層次，并豐厚

4、了人們對流態(tài)化復(fù)雜現(xiàn)象的實(shí)質(zhì)看法。有學(xué)者指出，由于效果的復(fù)雜性，到目前為止，已公布 的許多氣、固活動模型，無論是閱歷的還是機(jī)理的，都仍很難片面描畫循環(huán)流化床氣、固活動的行為，各種模型尚存在一定的局限性6。由于兩相運(yùn)動規(guī)律是兩相之間作用的結(jié)果，因此，正確看法兩相作用機(jī)理，是研討循環(huán)流化床內(nèi)氣固兩相活動規(guī)律的基本途徑。本文從循環(huán)流化床活動現(xiàn)象的基本特征動身，經(jīng)過對一維分相分區(qū)微層控制體力學(xué)分析，研討循環(huán)流化床氣固兩相間的作用，提出了一種全新的流化床軸向空隙率和靜壓散布的物理模型。經(jīng)多組實(shí)驗(yàn)驗(yàn)證了模型的猜測結(jié)果。模型具有實(shí)際的完整性、猜測的通用性、運(yùn)用的復(fù)雜性和運(yùn)用的適用性。2 兩相活動基本模型循環(huán)

5、流化床中，處于湍流床與快速流化床階段的顆粒群的活動全體上呈環(huán)核活動結(jié)構(gòu)，這是一項(xiàng)基本的理想。即床中央的顆粒群沿著床高向下活動，而壁面左近區(qū)域存在稀疏的顆粒下降活動。循環(huán)流化床沿著床截面內(nèi)徑向的局部活動結(jié)構(gòu)的不平均性主要指床中央?yún)^(qū)域與床邊壁區(qū)域活動方式與空隙率散布的差異。在同一床截面內(nèi)，兩相活動結(jié)構(gòu)的差異主要在于區(qū)域間的差異，區(qū)域內(nèi)的差異相對較小，尤其在循環(huán)流化床鍋爐中，由于床截面尺寸很大，一方面，下降流的邊壁區(qū)域相對床截面很小，另一方面，中央?yún)^(qū)域上升活動在床截面內(nèi)的差異更小，因此，在分區(qū)處置狀況下，沿床高度各自按一維模型處置足以真實(shí)反映循環(huán)流化床的實(shí)質(zhì)特征，同時也使效果的分析處置得以大幅簡化。

6、基于循環(huán)流化床內(nèi)氣固運(yùn)動現(xiàn)象、固體力學(xué)和流體動力學(xué)的基本原理，以下提出一維分相、分區(qū)微層控制體氣固兩相活植物理模型。模型分析的輔佐圖如圖13 所示。微層控制體沿著床高度劃分。同一微層分兩個區(qū)域，即床中間區(qū)與邊壁區(qū)。在中間區(qū)的顆粒相呈上升活動，邊壁區(qū)的顆粒相呈下降活動。雖然兩區(qū)接壤面的兩側(cè)顆粒相反運(yùn)動，但顆粒為團(tuán)圓相，因此，可以以為兩區(qū)顆粒沿接壤面無垂直方向作用，氣體相在垂直邊界上的剪切應(yīng)力小，異樣也可以疏忽，故兩區(qū)接壤為無垂直作用的潤滑邊界。沿爐膛高度的靜壓差只承當(dāng)中間區(qū)上升顆粒的重力與慣性力，爐膛邊壁區(qū)域的下降顆粒關(guān)于爐膛靜壓變化不發(fā)生影響。所以，以下的分析均主要針對爐膛中間區(qū)停止，除總質(zhì)量

7、方程包括邊壁區(qū)以外，一切方程均指爐膛中間區(qū)域，在控制微元段內(nèi)，由于邊壁區(qū)相對中間區(qū)截面可疏忽，故在截面積計(jì)算時，中間區(qū)的橫截面以整個爐膛截面積替代。微層氣相可劃分為顆粒面前的低速回流區(qū)與其外的活動氣體區(qū)。將氣相與顆粒相的運(yùn)動相分別，氣相與固相區(qū)分遵照單相流體力學(xué)與固體力學(xué)原理，氣固兩相之間的作用經(jīng)過摩擦力和浮力停止耦合。疏忽氣固兩相各自沿著床高度與壁面摩擦力的作用。顆粒面前的低速回流區(qū)占據(jù)的空間為顆粒體積份額的倍，其空隙率為(1-)?；顒託庀鄥^(qū)占微層整個氣相區(qū)的體積份額為?；顒託庀嗟臏p速度以微層整個氣相的平均減速度表示，并引進(jìn)減速度修正系數(shù)。3 微層氣固兩相質(zhì)量與動量微分方程沿著床高度方向樹立

8、坐標(biāo)軸y ，其原點(diǎn)位于布風(fēng)板上外表。在流化床某一位置沿高度取微元段爐膛中間區(qū)微元段內(nèi)氣相活動氣體(黑色區(qū)域)與顆粒相的受力分析如簡圖1、圖2 所示。其中氣相由顆粒面前的低速回流區(qū)與其外的活動氣體區(qū)組成，如圖3 所示。中間區(qū)活動氣相所受的作用力包括微層的壓差力dp、顆粒對氣體的摩擦力f、顆粒及其面前的回流區(qū)所遭到活動氣相浮力的反作用力fbs 和fbb。微元層活動氣體的重力與其自身遭到的浮力相抵消，圖中不再列入。中間區(qū)顆粒相遭到的力為，顆粒的重力、活動氣體對顆粒的摩擦力f 與浮力。3.1 氣相質(zhì)量方程中間區(qū)氣體質(zhì)量 思考 實(shí)踐活動中，活動氣體對顆粒和顆粒團(tuán)存在繞流現(xiàn)象，亦即在顆粒面前存在滯止區(qū)或低

9、速回流區(qū)，因此在式(1)中引進(jìn)了空隙率修正系數(shù) 。3.1 氣相動量方程運(yùn)用牛頓第二定律，由于氣體(包括活動氣體與滯止氣體)自身的重力與其浮力相抵消，故，關(guān)于活動氣體關(guān)于異樣的浮力項(xiàng)在氣體相與顆粒相方程所作不同處置，主要是思考 到：關(guān)于氣體相方程而言，關(guān)心的是氣體的減速(實(shí)踐為負(fù)減速)，由于氣體相力學(xué)方程中左邊的氣體慣性力為一項(xiàng)小量，而其中氣體相相對顆粒相的浮力的反作用力與氣體相慣性力屬于同一量級，故不可疏忽。在固體相力學(xué)方程中，重要的是顆粒相重力與氣體摩擦力之間的作用，兩者相關(guān)于氣體相的慣性力均為少量，故其中的小量級項(xiàng)浮力項(xiàng)可以疏忽。    3.2 氣固

10、兩相動量微分方程的簡化上式中床層壓力梯度可以援用Lewis 等壓降公式，由于Lewis 公式方式比擬復(fù)雜，故這里引薦采用。又思考 到Lewis 壓降公式原本是用在固定床與移動床中，循環(huán)床中尚未見到有文獻(xiàn)研討。關(guān)于Lewis 壓降公式如何拓展到循環(huán)流化床的效果，下面還會具體討論。顯然，微分方程的左邊項(xiàng)與左邊前四項(xiàng)相比為小量。依據(jù)計(jì)算數(shù)學(xué)實(shí)際，當(dāng)一項(xiàng)小量用兩項(xiàng)少量相減來表示時，計(jì)算方法存在不動搖性。這是處置處于密相的氣固兩相效果數(shù)學(xué)上的困難性所在。因此，可在計(jì)算數(shù)學(xué)實(shí)際的指點(diǎn)下，尋覓物理模型的適當(dāng)變換，以取得數(shù)學(xué)上動搖的氣固兩相作用方程。依據(jù)計(jì)算數(shù)學(xué)提高計(jì)算動搖性的實(shí)際，改良方法是需將方程中少量之

11、差項(xiàng)改為小量之和項(xiàng)或小量之差項(xiàng)。方程(12)標(biāo)明，循環(huán)流化床中沿著床高的壓差dp(扣除了浮力作用)的實(shí)質(zhì)在于，壓差經(jīng)過強(qiáng)迫氣體活動，一方面，經(jīng)過轉(zhuǎn)化為摩擦力的方式克制顆粒重量到達(dá)懸浮或使顆粒減速，另一方面克制由于空隙外形變化惹起的流體能量損失。上式左邊是真實(shí)的、總的壓力梯度，左邊第一項(xiàng)是總的壓力梯度扣除顆粒相重力和顆粒慣性力的剩余壓力梯度。其物理意義即為克制微層空隙外形變化形成的流體阻力損失。式(14)中，剩余壓力梯度項(xiàng)-dpF/dy 依然援用Lewis 壓差公式。由于Lewis 壓差公式本是計(jì)算流體垂直經(jīng)過嚴(yán)密堆積顆粒時的全部阻力，因此，計(jì)算式中的特征尺寸采用顆粒的實(shí)踐尺寸，這全部壓差包括了

12、一部份經(jīng)過氣固摩擦作用于顆粒的摩擦力，另一部份克制通道外形阻力損失。所以，當(dāng)Lewis 壓差公式在這里借來計(jì)算不一定嚴(yán)密接觸的顆粒間外形阻力時，公式中作為計(jì)算變量的顆粒直徑就不再是真實(shí)顆粒直徑，而采用當(dāng)量虛擬直徑。經(jīng)過上述處置后的方程式(17)中的三項(xiàng)是具有相反級別的小量級，因此，方程具有數(shù)學(xué)求解的動搖性。顯然，從方程式(17)可以看出，在循環(huán)流化床下部的密相區(qū)，尤其是當(dāng)床內(nèi)顆粒存料量較大、空截面流速較低時，氣體的負(fù)“減速”主要依托顆?？障遁^小時存在的較大剩余壓力梯度的作用，當(dāng)?shù)窖h(huán)流化床中上部時，顆粒間距擴(kuò)展，壓力梯度較小，氣體的負(fù)“減速”主要依托浮力反作用機(jī)制。4 動量微分方程的子模型4.

13、1 剩余壓力梯度項(xiàng)由于兩相活動進(jìn)程的復(fù)雜性，目前尚未失掉顆粒速度的數(shù)學(xué)表達(dá)式。但本文中，顆粒速度僅用于計(jì)算剩余壓力梯度，并且，其影響局限于S 型散布流型中。關(guān)于指數(shù)型流型，其不同顆粒速度假定的影響可以疏忽不計(jì)。因此，本文對其采用了假定的處置方法。文獻(xiàn)實(shí)驗(yàn)報道標(biāo)明，在空截面流化風(fēng)速不變的狀況下，隨著床內(nèi)存料量的添加，床底部存在顆粒的極限含率，有各種不同的實(shí)驗(yàn)擬合公式。其中King 的擬合公式4最為復(fù)雜，且物理意義明白。從上看出，床底部顆粒極限含率僅僅取決于床上空截面流速。有學(xué)者以為，循環(huán)流化床鍋爐近布風(fēng)板的床層處于鼓泡態(tài)。顯然，以鼓泡態(tài)的空隙率直接作為循環(huán)流化床鍋爐爐膛底層的空隙率雖然不盡合理，

14、但是，將其作為極限空隙率倒具有一定的參考價值。故床層底部的空隙率用鼓泡態(tài)的空隙率計(jì)算。式(21)提供了一種重要的信息，即，床層底部的極限空隙率與空截面流速有關(guān)。由于本文實(shí)際模型中極限空隙率決議于當(dāng)量虛擬直徑ds，因此，經(jīng)過在一定流化風(fēng)速下，假想添加床料厚度，改動當(dāng)量虛擬直徑ds，使其取得的床層底部的極限空隙率與該流速下床層處于鼓泡態(tài)的空隙率相等條件，來確定當(dāng)量虛擬直徑ds。流化風(fēng)速不變的狀況下，當(dāng)進(jìn)一步添加床料量時，床底部將出現(xiàn)鼓泡床形狀，此時，沿著床空中隙率不變，氣流的壓差所轉(zhuǎn)化的氣固摩擦力除了抵消顆粒層的重力與顆粒的減速力以外，剩余局部提供顆粒的浮力。由此可以確定極限空隙率。從式(17)可

15、以推得，當(dāng)在顆?？p隙間的活動氣體的剩余壓頭除了提供顆粒的浮力（等于排開同體積氣體的質(zhì)量）外，還需提供活動氣體以外的、附著在顆粒面前的運(yùn)動氣體的浮力(以抵消該運(yùn)動氣體的重力)時，活動氣體才沒有減速。即方程(17)的左邊才會等于零。5 總質(zhì)量控制方程爐膛內(nèi)靜床料與空隙率沿著床高散布的約束關(guān)系必需失掉滿足，這里依據(jù)兩相流型列出 ? + ? + ?上式中是床下部濃相區(qū)顆粒質(zhì)量與爐膛中央上升顆粒質(zhì)量的比例系數(shù)。是進(jìn)入湍流流態(tài)化或快速流化形狀至氣力保送末尾點(diǎn)之間，床內(nèi)顆粒質(zhì)量與爐膛中央上升顆粒質(zhì)量的比例系數(shù)。是氣力保送點(diǎn)以上，床內(nèi)顆粒質(zhì)量與爐膛中央上升顆粒質(zhì)量的比例系數(shù)。由于如上力學(xué)分析可見，在床下部的濃

16、相區(qū)，絕大部份的顆粒關(guān)于床內(nèi)阻力或壓降有相反的貢獻(xiàn)，顆?；旌蟿×遥词勾笈w粒出現(xiàn)下降趨向，也接受氣體的摩擦。故近似取。但是在過渡區(qū)以上，氣力保送點(diǎn)以前，存在清楚的邊壁下降顆粒。邊壁下降的顆粒關(guān)于整個上升氣流的阻力影響很小，可以疏忽不計(jì)，因此，在實(shí)際分析中的空隙率只是中央上升顆粒周圍的空隙率。在相比于整個床內(nèi)存料量，流出爐膛出口顆粒的份額為較小、或許低循環(huán)倍率的狀況下，邊壁區(qū)域下降顆粒的份額等于床中央上升顆粒的份額，則。這里，設(shè)進(jìn)入湍流流態(tài)化的條件為床內(nèi)空隙率 =0.85。氣力保送點(diǎn)的條件為 =0.98，氣力保送段， 。上式左邊的積分為上升顆粒在爐膛內(nèi)的總重量。6 邊界條件在循環(huán)流化床爐膛中，

17、從下到上，氣固兩相流區(qū)分閱歷鼓泡床、湍流床、快速床和氣力保送的進(jìn)程。前面的微分方程只反映前三種進(jìn)程，由于氣力保送形狀下，空隙率不發(fā)作變化，因此，其機(jī)制不能經(jīng)過前述微分方程來反映。氣力保送關(guān)于空隙率的影響，可以作為上述微分方程的上邊界條件來停止限定。7 軸向靜壓散布方程組的求解空隙率和靜壓散布的完整方程組由：質(zhì)量方程(27)，動量方程(17)，子模型(18)、(19)、(20)、(26)，邊界條件(28)，靜壓散布方程(29)組成。給出了求解循環(huán)流化床內(nèi)沿床空中隙率和靜壓散布的順序框圖。8 實(shí)驗(yàn)驗(yàn)證    8.1 實(shí)驗(yàn)系統(tǒng)與實(shí)驗(yàn)臺實(shí)驗(yàn)臺系統(tǒng)由鼓風(fēng)機(jī)，通風(fēng)管

18、道、控制閥、循環(huán)流化床本體等組成。循環(huán)流化床本體由布風(fēng)板、等截面矩形上升管(爐膛)、旋風(fēng)分別器、下降管和L 閥組成。鼓風(fēng)機(jī)功率為4KW，風(fēng)機(jī)型號為9-19-4A，經(jīng)過調(diào)理風(fēng)道閥門來控制一次風(fēng)的流量。實(shí)驗(yàn)用床料分硅膠樹脂和石英砂顆粒兩種。實(shí)驗(yàn)臺裝置簡圖如圖5 所示。主床由透明無機(jī)玻璃制成，床高(從布風(fēng)板到床頂)為2200mm，床截面積為150×150mm 的正方形，布風(fēng)板為多孔隔板，隔板上有25×4 個孔呈正三角形布置，孔上、下徑區(qū)分為5mm、2.5mm?？諝饨?jīng)一次風(fēng)管進(jìn)入風(fēng)室，再經(jīng)布風(fēng)板進(jìn)入主床，將主床內(nèi)物料流化?？諝鈹y帶物料進(jìn)入旋風(fēng)分別器，被分別上去的物料經(jīng)立管和回料重視

19、新回到主床。8.2 靜壓測量器與測量方法本實(shí)驗(yàn)中爐膛沿著高度的靜壓采用自制的靜壓測量儀測量。其由外圍的十字定位架和中心的金屬測量管組成，如圖6 所示。金屬測量管?10×3 外圍十字框架焊在中心金屬管上。經(jīng)過框架的自重堅(jiān)持流態(tài)化下其在爐膛內(nèi)測量位置的動搖。十字架的寬度約等于爐膛對角線長度。測量金屬管，下端封鎖，上端與橡皮管相連，下部正面開有?5 的4 個小孔。可測量爐膛中心靜壓，為防止物料顆粒進(jìn)入，開孔周邊包有金屬絲網(wǎng)。橡皮管通往爐膛頂板的小孔引出爐外。實(shí)驗(yàn)者可經(jīng)過移動橡皮管來變化測壓儀的上下位置。爐膛靜壓結(jié)合采用傾斜式微壓計(jì)和U 型管兩種儀器測量。由于爐膛上部稀相區(qū)靜壓較小，而下部密

20、相區(qū)靜壓較大，因此，爐膛稀相區(qū)采用量程較小但測量精度較高的傾斜式微壓計(jì)測量，而密相區(qū)采用量程較大且讀數(shù)較動搖的U 型管停止測量。傾斜式微壓計(jì)及U 型管的一端用內(nèi)徑為6mm 的乳膠管銜接側(cè)壓儀，另一端和大氣相通，測出的數(shù)據(jù)即為所求的靜壓。為了提高數(shù)據(jù)的準(zhǔn)確性，實(shí)驗(yàn)對每組靜壓數(shù)據(jù)測量兩遍。爐膛出口循環(huán)流率的測量，采用瞬時關(guān)斷法測量回料量。具體做法如下：先封住L 閥到主床的入口，從物料末尾循環(huán)時末尾計(jì)時，等到物料上升到L 閥的一定高度，突然切斷L 閥的回料充氣風(fēng)，測量這前后床內(nèi)運(yùn)動料高差，得出這段時間內(nèi)經(jīng)過的循環(huán)物料量，得出顆粒循環(huán)流率。空截面流速的測量由于實(shí)驗(yàn)條件限制，直接測出空截面流速有困難，因

21、此，本實(shí)驗(yàn)采用直接法，先測出旋風(fēng)分別器后銜接收出口動壓，依據(jù)出口動壓與出口流速的關(guān)系計(jì)算出口流速，進(jìn)而推算出爐膛(主床)空截面流速。出口動壓采用畢托管直接測量。8.3 實(shí)驗(yàn)空隙率的計(jì)算方法本實(shí)驗(yàn)采用壓差法測空隙率。不思考 顆粒的減速運(yùn)動，假定顆粒在整個流化床范圍內(nèi)一直處于勻速運(yùn)動階段，所受阻力與推進(jìn)力平衡，合外力為零。壓差法存在一定誤差，但誤差在答應(yīng) 范圍內(nèi)，且操作簡便易行。據(jù)壓差法可無暇隙率： 式中：p 所研討區(qū)段的壓降，Pa；h 對應(yīng)的高度差，m；p 固體顆粒密度，kg/m3； 流化介質(zhì)在床溫下的平均密度，kg/m3； 區(qū)域段的平均空隙率。測得了沿床高的靜壓散布后，可得沿床高的壓降散布，然

22、后依據(jù)壓差法測空隙率的原理，可以取得沿床高的空隙率散布。但值得留意的是，采用相鄰兩點(diǎn)的差壓測量失掉的空隙率，由于位置測量與相應(yīng)點(diǎn)壓強(qiáng)測量的誤差會招致空隙率的誤差，而且，當(dāng)兩點(diǎn)的靜壓測量誤差反向時，兩點(diǎn)的差壓較實(shí)踐值偏大，位置點(diǎn)的測量誤差反向時，則兩點(diǎn)的距離值較實(shí)踐值偏小，如此，兩點(diǎn)的差壓與兩點(diǎn)距離值之比擬實(shí)踐比值更大。為了減小靜壓與位置測量誤差惹起的空隙率誤差，將靜壓測量值相對爐膛高度停止曲線擬合后用導(dǎo)數(shù)來替代靜壓差對距離差的比值。這關(guān)于靜壓變化相對較陡峭的區(qū)域，可清楚降低測量誤差惹起的空隙率計(jì)算誤差。但并不標(biāo)明，這樣失掉的空隙率就是嚴(yán)厲意義上的空隙率，由于，沿著爐膛高度與氣體壓差相平衡的摩擦

23、力只要當(dāng)顆粒無減速時才與測量段內(nèi)顆粒的重量相等。因此，在顆粒減速段內(nèi)，采用疏忽顆粒減速的方法計(jì)算失掉的空隙率肯定與實(shí)踐空隙率存在一定的誤差。8.4 實(shí)驗(yàn)結(jié)果對實(shí)際模型計(jì)算的檢驗(yàn)實(shí)驗(yàn)采用硅膠樹脂和石英砂兩種物料顆粒，下面將區(qū)分引見采用這兩種物料時在各個工況下測量結(jié)果與實(shí)際猜測結(jié)果的對比。在石英砂實(shí)驗(yàn)中，為了檢驗(yàn)實(shí)驗(yàn)結(jié)果的重復(fù)性，每一次實(shí)驗(yàn)爐膛靜壓的測量區(qū)分自下而上測量一次，緊接著自上而下重復(fù)測量一次。硅膠樹脂的顆粒特性參數(shù)、實(shí)驗(yàn)條件與實(shí)際模型中參數(shù)的取值如表1。應(yīng)用硅膠樹脂所作物料3 種工況的相應(yīng)參數(shù)如表1(續(xù))。其中工況1、2 顆粒在系統(tǒng)中尚未構(gòu)成循環(huán)，工況3 則已構(gòu)成循環(huán)。給出了三種工況下，

24、實(shí)驗(yàn)測定的爐膛靜壓及其據(jù)此推出的爐膛空隙率沿著爐膛高度的散布與本文實(shí)際模型計(jì)算曲線的對比。本文中除特殊 指出外，一實(shí)在驗(yàn)工況對應(yīng)實(shí)際模型中顆粒速度us 散布取為式(20)。系數(shù)。在各模型中kc=0.5，kv=0.8 不變。9.5 實(shí)驗(yàn)與實(shí)際模型計(jì)算結(jié)果的比擬分析經(jīng)過與實(shí)驗(yàn)結(jié)果的比擬，確定顆粒面前的低速回流區(qū)與顆粒體積之比的系數(shù)，其取值范圍為=0.51.0(實(shí)踐上，當(dāng)0.5 后，值對模型結(jié)果影響已很小，故，亦可取=0.5)。同時也標(biāo)明，疏忽這一修正則實(shí)際與實(shí)驗(yàn)的靜壓散布在密相到稀相過渡區(qū)將出現(xiàn)較大的偏向。因此，顆粒面前回流區(qū)的浮力作用機(jī)制關(guān)于構(gòu)建密相到稀相過渡區(qū)段的動力模型是不可疏忽的。圖9 反

25、映了這一狀況(圖中kc 即符號)。(2) 活動氣體相的減速度修正系數(shù)的取值范圍，依據(jù)與實(shí)驗(yàn)結(jié)果的對比確定為0.81.0。這一系數(shù)的影響相對較小，從圖9 中可見，即使不修正，誤差也已不大。從以上實(shí)驗(yàn)的靜壓散布對比來看，實(shí)際模型與實(shí)驗(yàn)結(jié)果兩者總體吻合得很好。依照兩點(diǎn)靜壓差與兩點(diǎn)距離測量失掉的空隙率散布，數(shù)據(jù)的團(tuán)圓度相當(dāng)大，尤其是離布風(fēng)板越近處，由于靜壓變化梯度更大，因此，測量誤差惹起的空隙率誤差也更大。經(jīng)過對靜壓測量數(shù)據(jù)先擬合的方法，大幅度減小了空隙率數(shù)據(jù)的團(tuán)圓性，但仍不能很好控制測量推出的布風(fēng)板左近空隙率的誤差。值得留意的是，在實(shí)驗(yàn)中，直接測定的是爐膛靜壓，而空隙率是由前者推得的，其中疏忽了顆粒

26、的減速力。而實(shí)際模型中兩者是獨(dú)立變量，并且先解空隙率散布，然后求得爐膛靜壓散布的。因此，雖然實(shí)際空隙率散布可以由實(shí)驗(yàn)中靜壓散布推得的空隙率散布來對照，但思考 到實(shí)驗(yàn)取得的空隙率散布自身不夠嚴(yán)厲，因此，僅將其作為參考，而實(shí)際靜壓散布經(jīng)受實(shí)驗(yàn)測量靜壓散布的檢驗(yàn)則具有嚴(yán)厲意義。    假設(shè)兩者吻合，則實(shí)際模型計(jì)算的空隙率散布也就肯定具有猜測實(shí)驗(yàn)結(jié)果的準(zhǔn)確性靜壓散布的實(shí)際模型與實(shí)驗(yàn)結(jié)果的吻合驗(yàn)證了本文實(shí)際模型的合理性。關(guān)于實(shí)際模型中顆粒速度假定關(guān)于計(jì)算結(jié)果影響的討論由于流化床內(nèi)氣固兩相流的復(fù)雜性，招致目前尚無描畫流化床內(nèi)顆粒速度散布的普通性表達(dá)式。這給本文實(shí)際模

27、型的完整性帶來一定的影響。但由于顆粒速度僅用于計(jì)算剩余壓力梯度，并且，其影響局限于密相區(qū)和密稀相過渡區(qū)，因此，本文對其采用了假定的處置方法。這里，對顆粒速度假定處置對模型的影響停止討論。下面調(diào)查三種不同顆粒速度散布對空隙率區(qū)分呈S 形和指數(shù)形散布的氣固兩相流態(tài)猜測的影響，并停止對比分析。顆粒速度us 取散布式(20)。系數(shù)，kc，kv 作不同變化。9 總 結(jié)循環(huán)流化床鍋爐軸向空隙率散布與靜壓散布規(guī)律關(guān)于了解循環(huán)流化床活動微觀現(xiàn)象，關(guān)于流化床設(shè)備的設(shè)計(jì)與運(yùn)轉(zhuǎn)有著嚴(yán)重的意義，學(xué)術(shù)界對這一流態(tài)化范圍公認(rèn)的世界性難題停止了臨時的探求，雖然取得了一定的停頓，但停頓緩慢，且大多停留在適用范圍狹窄的閱歷公式

28、或許尚不能適用化的機(jī)理探求階段。本文采用經(jīng)典的動力學(xué)分析方法，探求循環(huán)流化床氣固兩相活動力學(xué)機(jī)制，經(jīng)過有效的簡化、合理的變換處置，自以為已可使十分復(fù)雜而臨時困擾人們的循環(huán)流化床空隙率散布的難題初步失掉數(shù)學(xué)物理方面的定量描畫。本文的研討自2002 年始，主要實(shí)際模型在一年內(nèi)完成，但驗(yàn)證實(shí)際的實(shí)驗(yàn)方法的嘗試閱歷了三年，爾后，依據(jù)與實(shí)驗(yàn)的對比又對實(shí)際模型停止了重復(fù)修正，恍然已歷8 年多，雖未盡滿意，但因近年手頭事情日益增多，也就只能就此拿出與同道分析?，F(xiàn)將全文分析方法作如下總結(jié)：1.采用分相、分區(qū)的分析方法：將氣相與顆粒相分別，兩者又劃分為顆粒上升活動的爐膛中央?yún)^(qū)與顆粒下降的邊壁區(qū)，且兩區(qū)域邊界沿著

29、爐膛高度是變化的。這一分區(qū)反映了循環(huán)流化床在湍流床與快速床階段存在環(huán)核活動結(jié)構(gòu)的實(shí)踐，因此是接近爐膛內(nèi)顆粒運(yùn)動的真實(shí)狀況的。2.在爐膛中央的上升區(qū)，采用空隙率變化的一維模型，即疏忽空隙率沿徑向的變化。關(guān)于工業(yè)循環(huán)流化床鍋爐而言，由于爐膛相對尺寸大，這一簡化是接近實(shí)踐的。3.在爐膛高度上的微層控制體樹立的氣固兩相動力學(xué)方程給出了各微層的控制方程。4.分析標(biāo)明，氣相動力學(xué)方程(2)中，存在量級懸殊的物理量，如少量級的有：氣體相的壓差力、顆粒相關(guān)于氣體相的摩擦力，小量級的為：顆粒相遭到氣體相的浮力的反作用力，以及氣體相的慣性力。少量級與小量級物理量相差三個量級。在同一方程中出現(xiàn)的少量級與小量級物理量

30、，還不能復(fù)雜地經(jīng)過量級比擬而疏忽小量級物理量。這正是流化床氣固兩相流自身固有的特點(diǎn)氣固密度的少量級差決議的。因此，關(guān)于循環(huán)流化床研討中小量級物理量的處置必需格外慎重。5.顆粒相力學(xué)方程(8)中，異樣存在量級懸殊的物理量，如少量級的有：氣體相關(guān)于顆粒相的摩擦力，顆粒相的重力，小量級的為：顆粒相遭到氣體相的浮力，以及能夠?yàn)樯倭恳材軌驗(yàn)樾×康念w粒相的慣性力。少量級與小量級物理量的也異樣能夠相差兩至三個量級?？傮w上看，顆粒相方程是一個少量級方程，因此，在這樣一個少量級方程中，作為小量級的浮力可以疏忽。理想上，為了在循環(huán)流化床動力分析中，確保氣體相方程中浮力項(xiàng)的反作用項(xiàng)可以分別出來，在顆粒相方程中的異樣大小的浮力項(xiàng)必需疏忽。而將其影響包括進(jìn)摩擦力項(xiàng)中。6.在氣體相動力學(xué)方程中，引進(jìn)了顆粒相空隙之間活動氣體占據(jù)的等效空間系數(shù)，顆粒面前低速回流區(qū)相關(guān)于顆粒空間體積系數(shù)及氣相減速度修正系數(shù)、，。這是基于初步模型計(jì)算結(jié)果與實(shí)驗(yàn)及實(shí)爐實(shí)例對比后，經(jīng)過重復(fù)思考 所發(fā)現(xiàn)的具有物理意義的修正系數(shù)。其關(guān)于提高實(shí)際模型計(jì)算結(jié)果的精度，是重要的修正系數(shù)。7.將方程(12)中氣體