循环流化床轴向空隙率与静压散布的数学模型及其实验验证

1、循环流化床轴向空隙率与静压散布的数学模型及其实验验证    来源: 骆驼论文网专业从事代写硕士论文效劳，并提供少量管理学硕士论文，假设有业务需求请联络网站客服人员！ 概述：基于循环流化床内颗粒运动的环核结构，提出了一维分相、分区微层控制体气固两相活植物理模型。依据牛顿第二定律区分树立了微层内颗粒相和活动气相的力学方程。经过量级分析发现，活动气相方程与颗粒相方程总体上区分呈数量级悬殊(相差三个数量级)的小量级方程与少量级方程，同时，小量级的气相方程中存在着少量级项差构成的小量级影响。基于计算数学动摇性分析实际，结合气固两相流物理分析，将气相方程中少量级差直

2、接用小量级的余项表示。后者引进Liews 压差公式的方式，其中的特征量虚拟直径经过颗粒浓度散布的极限形状分析及其King 公式直接确定。所取得的气固两相流数学模型可一致地描画全床高从密相到稀相轴向空隙率与静压的全体散布规律。两组典型床料的多组测量数据与相应实际猜测结果的对比标明，两者很好相符。最后，就子模型触及的颗粒速度假定条件停止了分析，标明满足过度合理要求的颗粒假定速度散布是不难完成的。中心词汇： 骆驼论文 循环流化床，锅炉，空隙率，静压散布，气固两相活动，物理模型，实验研讨1 前 言循环流化床气固活动结构的主要特征是沿着床高纵向(或称轴向)和沿着床内同一截面横向或称径向)活动结构的不平均

3、性。通常这一特性用空隙率参量来表示。鉴于循环流化床锅炉轴向特性主导了循环流化床的微观变化规律，因此，相关于径向空隙率的变化，轴向空隙率的变化规律惹起人们的更大关注13。循环流化床内气固两相流其它一些重要的行为特征，如两相流型、静压散布、循环倍率、操作动摇性等均与床层空隙率散布存在着清楚的关联性。而工程设计中重要的炉膛传热系数也与炉内空隙率散布直接相关。因此，空隙率变化规律的研讨成为循环流化床技术开展的重要基础。国际外为此停止过少量实验研讨，并构成了不同的物理模型。典型的有4,5:局部结构模型，一维轴向模型，环-核活动模型。这些模型从一定水平上将循环流化床的运动规律提升到半阅历的实际层次，并丰厚

4、了人们对流态化复杂现象的实质看法。有学者指出，由于效果的复杂性，到目前为止，已公布 的许多气、固活动模型，无论是阅历的还是机理的，都仍很难片面描画循环流化床气、固活动的行为，各种模型尚存在一定的局限性6。由于两相运动规律是两相之间作用的结果，因此，正确看法两相作用机理，是研讨循环流化床内气固两相活动规律的基本途径。本文从循环流化床活动现象的基本特征动身，经过对一维分相分区微层控制体力学分析，研讨循环流化床气固两相间的作用，提出了一种全新的流化床轴向空隙率和静压散布的物理模型。经多组实验验证了模型的猜测结果。模型具有实际的完整性、猜测的通用性、运用的复杂性和运用的适用性。2 两相活动基本模型循环

5、流化床中，处于湍流床与快速流化床阶段的颗粒群的活动全体上呈环核活动结构，这是一项基本的理想。即床中央的颗粒群沿着床高向下活动，而壁面左近区域存在稀疏的颗粒下降活动。循环流化床沿着床截面内径向的局部活动结构的不平均性主要指床中央区域与床边壁区域活动方式与空隙率散布的差异。在同一床截面内，两相活动结构的差异主要在于区域间的差异，区域内的差异相对较小，尤其在循环流化床锅炉中，由于床截面尺寸很大，一方面，下降流的边壁区域相对床截面很小，另一方面，中央区域上升活动在床截面内的差异更小，因此，在分区处置状况下，沿床高度各自按一维模型处置足以真实反映循环流化床的实质特征，同时也使效果的分析处置得以大幅简化。

6、基于循环流化床内气固运动现象、固体力学和流体动力学的基本原理，以下提出一维分相、分区微层控制体气固两相活植物理模型。模型分析的辅佐图如图13 所示。微层控制体沿着床高度划分。同一微层分两个区域，即床中间区与边壁区。在中间区的颗粒相呈上升活动，边壁区的颗粒相呈下降活动。虽然两区接壤面的两侧颗粒相反运动，但颗粒为团圆相，因此，可以以为两区颗粒沿接壤面无垂直方向作用，气体相在垂直边界上的剪切应力小，异样也可以疏忽，故两区接壤为无垂直作用的润滑边界。沿炉膛高度的静压差只承当中间区上升颗粒的重力与惯性力，炉膛边壁区域的下降颗粒关于炉膛静压变化不发生影响。所以，以下的分析均主要针对炉膛中间区停止，除总质量

7、方程包括边壁区以外，一切方程均指炉膛中间区域，在控制微元段内，由于边壁区相对中间区截面可疏忽，故在截面积计算时，中间区的横截面以整个炉膛截面积替代。微层气相可划分为颗粒面前的低速回流区与其外的活动气体区。将气相与颗粒相的运动相分别，气相与固相区分遵照单相流体力学与固体力学原理，气固两相之间的作用经过摩擦力和浮力停止耦合。疏忽气固两相各自沿着床高度与壁面摩擦力的作用。颗粒面前的低速回流区占据的空间为颗粒体积份额的倍，其空隙率为(1-)。活动气相区占微层整个气相区的体积份额为。活动气相的减速度以微层整个气相的平均减速度表示，并引进减速度修正系数。3 微层气固两相质量与动量微分方程沿着床高度方向树立

8、坐标轴y ，其原点位于布风板上外表。在流化床某一位置沿高度取微元段炉膛中间区微元段内气相活动气体(黑色区域)与颗粒相的受力分析如简图1、图2 所示。其中气相由颗粒面前的低速回流区与其外的活动气体区组成，如图3 所示。中间区活动气相所受的作用力包括微层的压差力dp、颗粒对气体的摩擦力f、颗粒及其面前的回流区所遭到活动气相浮力的反作用力fbs 和fbb。微元层活动气体的重力与其自身遭到的浮力相抵消，图中不再列入。中间区颗粒相遭到的力为，颗粒的重力、活动气体对颗粒的摩擦力f 与浮力。3.1 气相质量方程中间区气体质量 思考 实践活动中，活动气体对颗粒和颗粒团存在绕流现象，亦即在颗粒面前存在滞止区或低

9、速回流区，因此在式(1)中引进了空隙率修正系数 。3.1 气相动量方程运用牛顿第二定律，由于气体(包括活动气体与滞止气体)自身的重力与其浮力相抵消，故，关于活动气体关于异样的浮力项在气体相与颗粒相方程所作不同处置，主要是思考 到：关于气体相方程而言，关心的是气体的减速(实践为负减速)，由于气体相力学方程中左边的气体惯性力为一项小量，而其中气体相相对颗粒相的浮力的反作用力与气体相惯性力属于同一量级，故不可疏忽。在固体相力学方程中，重要的是颗粒相重力与气体摩擦力之间的作用，两者相关于气体相的惯性力均为少量，故其中的小量级项浮力项可以疏忽。    3.2 气固

10、两相动量微分方程的简化上式中床层压力梯度可以援用Lewis 等压降公式，由于Lewis 公式方式比拟复杂，故这里引荐采用。又思考 到Lewis 压降公式原本是用在固定床与移动床中，循环床中尚未见到有文献研讨。关于Lewis 压降公式如何拓展到循环流化床的效果，下面还会具体讨论。显然，微分方程的左边项与左边前四项相比为小量。依据计算数学实际，当一项小量用两项少量相减来表示时，计算方法存在不动摇性。这是处置处于密相的气固两相效果数学上的困难性所在。因此，可在计算数学实际的指点下，寻觅物理模型的适当变换，以取得数学上动摇的气固两相作用方程。依据计算数学提高计算动摇性的实际，改良方法是需将方程中少量之

11、差项改为小量之和项或小量之差项。方程(12)标明，循环流化床中沿着床高的压差dp(扣除了浮力作用)的实质在于，压差经过强迫气体活动，一方面，经过转化为摩擦力的方式克制颗粒重量到达悬浮或使颗粒减速，另一方面克制由于空隙外形变化惹起的流体能量损失。上式左边是真实的、总的压力梯度，左边第一项是总的压力梯度扣除颗粒相重力和颗粒惯性力的剩余压力梯度。其物理意义即为克制微层空隙外形变化形成的流体阻力损失。式(14)中，剩余压力梯度项-dpF/dy 依然援用Lewis 压差公式。由于Lewis 压差公式本是计算流体垂直经过严密堆积颗粒时的全部阻力，因此，计算式中的特征尺寸采用颗粒的实践尺寸，这全部压差包括了

12、一部份经过气固摩擦作用于颗粒的摩擦力，另一部份克制通道外形阻力损失。所以，当Lewis 压差公式在这里借来计算不一定严密接触的颗粒间外形阻力时，公式中作为计算变量的颗粒直径就不再是真实颗粒直径，而采用当量虚拟直径。经过上述处置后的方程式(17)中的三项是具有相反级别的小量级，因此，方程具有数学求解的动摇性。显然，从方程式(17)可以看出，在循环流化床下部的密相区，尤其是当床内颗粒存料量较大、空截面流速较低时，气体的负“减速”主要依托颗粒空隙较小时存在的较大剩余压力梯度的作用，当到循环流化床中上部时，颗粒间距扩展，压力梯度较小，气体的负“减速”主要依托浮力反作用机制。4 动量微分方程的子模型4.

13、1 剩余压力梯度项由于两相活动进程的复杂性，目前尚未失掉颗粒速度的数学表达式。但本文中，颗粒速度仅用于计算剩余压力梯度，并且，其影响局限于S 型散布流型中。关于指数型流型，其不同颗粒速度假定的影响可以疏忽不计。因此，本文对其采用了假定的处置方法。文献实验报道标明，在空截面流化风速不变的状况下，随着床内存料量的添加，床底部存在颗粒的极限含率，有各种不同的实验拟合公式。其中King 的拟合公式4最为复杂，且物理意义明白。从上看出，床底部颗粒极限含率仅仅取决于床上空截面流速。有学者以为，循环流化床锅炉近布风板的床层处于鼓泡态。显然，以鼓泡态的空隙率直接作为循环流化床锅炉炉膛底层的空隙率虽然不尽合理，

14、但是，将其作为极限空隙率倒具有一定的参考价值。故床层底部的空隙率用鼓泡态的空隙率计算。式(21)提供了一种重要的信息，即，床层底部的极限空隙率与空截面流速有关。由于本文实际模型中极限空隙率决议于当量虚拟直径ds，因此，经过在一定流化风速下，假想添加床料厚度，改动当量虚拟直径ds，使其取得的床层底部的极限空隙率与该流速下床层处于鼓泡态的空隙率相等条件，来确定当量虚拟直径ds。流化风速不变的状况下，当进一步添加床料量时，床底部将出现鼓泡床形状，此时，沿着床空中隙率不变，气流的压差所转化的气固摩擦力除了抵消颗粒层的重力与颗粒的减速力以外，剩余局部提供颗粒的浮力。由此可以确定极限空隙率。从式(17)可

15、以推得，当在颗粒缝隙间的活动气体的剩余压头除了提供颗粒的浮力（等于排开同体积气体的质量）外，还需提供活动气体以外的、附着在颗粒面前的运动气体的浮力(以抵消该运动气体的重力)时，活动气体才没有减速。即方程(17)的左边才会等于零。5 总质量控制方程炉膛内静床料与空隙率沿着床高散布的约束关系必需失掉满足，这里依据两相流型列出 ? + ? + ?上式中是床下部浓相区颗粒质量与炉膛中央上升颗粒质量的比例系数。是进入湍流流态化或快速流化形状至气力保送末尾点之间，床内颗粒质量与炉膛中央上升颗粒质量的比例系数。是气力保送点以上，床内颗粒质量与炉膛中央上升颗粒质量的比例系数。由于如上力学分析可见，在床下部的浓

16、相区，绝大部份的颗粒关于床内阻力或压降有相反的贡献，颗粒混合剧烈，即使大批颗粒出现下降趋向，也接受气体的摩擦。故近似取。但是在过渡区以上，气力保送点以前，存在清楚的边壁下降颗粒。边壁下降的颗粒关于整个上升气流的阻力影响很小，可以疏忽不计，因此，在实际分析中的空隙率只是中央上升颗粒周围的空隙率。在相比于整个床内存料量，流出炉膛出口颗粒的份额为较小、或许低循环倍率的状况下，边壁区域下降颗粒的份额等于床中央上升颗粒的份额，则。这里，设进入湍流流态化的条件为床内空隙率 =0.85。气力保送点的条件为 =0.98，气力保送段， 。上式左边的积分为上升颗粒在炉膛内的总重量。6 边界条件在循环流化床炉膛中，

17、从下到上，气固两相流区分阅历鼓泡床、湍流床、快速床和气力保送的进程。前面的微分方程只反映前三种进程，由于气力保送形状下，空隙率不发作变化，因此，其机制不能经过前述微分方程来反映。气力保送关于空隙率的影响，可以作为上述微分方程的上边界条件来停止限定。7 轴向静压散布方程组的求解空隙率和静压散布的完整方程组由：质量方程(27)，动量方程(17)，子模型(18)、(19)、(20)、(26)，边界条件(28)，静压散布方程(29)组成。给出了求解循环流化床内沿床空中隙率和静压散布的顺序框图。8 实验验证    8.1 实验系统与实验台实验台系统由鼓风机，通风管

18、道、控制阀、循环流化床本体等组成。循环流化床本体由布风板、等截面矩形上升管(炉膛)、旋风分别器、下降管和L 阀组成。鼓风机功率为4KW，风机型号为9-19-4A，经过调理风道阀门来控制一次风的流量。实验用床料分硅胶树脂和石英砂颗粒两种。实验台装置简图如图5 所示。主床由透明无机玻璃制成，床高(从布风板到床顶)为2200mm，床截面积为150×150mm 的正方形，布风板为多孔隔板，隔板上有25×4 个孔呈正三角形布置，孔上、下径区分为5mm、2.5mm。空气经一次风管进入风室，再经布风板进入主床，将主床内物料流化。空气携带物料进入旋风分别器，被分别上去的物料经立管和回料重视

19、新回到主床。8.2 静压测量器与测量方法本实验中炉膛沿着高度的静压采用自制的静压测量仪测量。其由外围的十字定位架和中心的金属测量管组成，如图6 所示。金属测量管?10×3 外围十字框架焊在中心金属管上。经过框架的自重坚持流态化下其在炉膛内测量位置的动摇。十字架的宽度约等于炉膛对角线长度。测量金属管，下端封锁，上端与橡皮管相连，下部正面开有?5 的4 个小孔。可测量炉膛中心静压，为防止物料颗粒进入，开孔周边包有金属丝网。橡皮管通往炉膛顶板的小孔引出炉外。实验者可经过移动橡皮管来变化测压仪的上下位置。炉膛静压结合采用倾斜式微压计和U 型管两种仪器测量。由于炉膛上部稀相区静压较小，而下部密

20、相区静压较大，因此，炉膛稀相区采用量程较小但测量精度较高的倾斜式微压计测量，而密相区采用量程较大且读数较动摇的U 型管停止测量。倾斜式微压计及U 型管的一端用内径为6mm 的乳胶管衔接侧压仪，另一端和大气相通，测出的数据即为所求的静压。为了提高数据的准确性，实验对每组静压数据测量两遍。炉膛出口循环流率的测量，采用瞬时关断法测量回料量。具体做法如下：先封住L 阀到主床的入口，从物料末尾循环时末尾计时，等到物料上升到L 阀的一定高度，突然切断L 阀的回料充气风，测量这前后床内运动料高差，得出这段时间内经过的循环物料量，得出颗粒循环流率。空截面流速的测量由于实验条件限制，直接测出空截面流速有困难，因

21、此，本实验采用直接法，先测出旋风分别器后衔接收出口动压，依据出口动压与出口流速的关系计算出口流速，进而推算出炉膛(主床)空截面流速。出口动压采用毕托管直接测量。8.3 实验空隙率的计算方法本实验采用压差法测空隙率。不思考 颗粒的减速运动，假定颗粒在整个流化床范围内一直处于匀速运动阶段，所受阻力与推进力平衡，合外力为零。压差法存在一定误差，但误差在答应 范围内，且操作简便易行。据压差法可无暇隙率： 式中：p 所研讨区段的压降，Pa；h 对应的高度差，m；p 固体颗粒密度，kg/m3； 流化介质在床温下的平均密度，kg/m3； 区域段的平均空隙率。测得了沿床高的静压散布后，可得沿床高的压降散布，然

22、后依据压差法测空隙率的原理，可以取得沿床高的空隙率散布。但值得留意的是，采用相邻两点的差压测量失掉的空隙率，由于位置测量与相应点压强测量的误差会招致空隙率的误差，而且，当两点的静压测量误差反向时，两点的差压较实践值偏大，位置点的测量误差反向时，则两点的距离值较实践值偏小，如此，两点的差压与两点距离值之比拟实践比值更大。为了减小静压与位置测量误差惹起的空隙率误差，将静压测量值相对炉膛高度停止曲线拟合后用导数来替代静压差对距离差的比值。这关于静压变化相对较陡峭的区域，可清楚降低测量误差惹起的空隙率计算误差。但并不标明，这样失掉的空隙率就是严厉意义上的空隙率，由于，沿着炉膛高度与气体压差相平衡的摩擦

23、力只要当颗粒无减速时才与测量段内颗粒的重量相等。因此，在颗粒减速段内，采用疏忽颗粒减速的方法计算失掉的空隙率肯定与实践空隙率存在一定的误差。8.4 实验结果对实际模型计算的检验实验采用硅胶树脂和石英砂两种物料颗粒，下面将区分引见采用这两种物料时在各个工况下测量结果与实际猜测结果的对比。在石英砂实验中，为了检验实验结果的重复性，每一次实验炉膛静压的测量区分自下而上测量一次，紧接着自上而下重复测量一次。硅胶树脂的颗粒特性参数、实验条件与实际模型中参数的取值如表1。应用硅胶树脂所作物料3 种工况的相应参数如表1(续)。其中工况1、2 颗粒在系统中尚未构成循环，工况3 则已构成循环。给出了三种工况下，

24、实验测定的炉膛静压及其据此推出的炉膛空隙率沿着炉膛高度的散布与本文实际模型计算曲线的对比。本文中除特殊 指出外，一实在验工况对应实际模型中颗粒速度us 散布取为式(20)。系数。在各模型中kc=0.5，kv=0.8 不变。9.5 实验与实际模型计算结果的比拟分析经过与实验结果的比拟，确定颗粒面前的低速回流区与颗粒体积之比的系数，其取值范围为=0.51.0(实践上，当0.5 后，值对模型结果影响已很小，故，亦可取=0.5)。同时也标明，疏忽这一修正则实际与实验的静压散布在密相到稀相过渡区将出现较大的偏向。因此，颗粒面前回流区的浮力作用机制关于构建密相到稀相过渡区段的动力模型是不可疏忽的。图9 反

25、映了这一状况(图中kc 即符号)。(2) 活动气体相的减速度修正系数的取值范围，依据与实验结果的对比确定为0.81.0。这一系数的影响相对较小，从图9 中可见，即使不修正，误差也已不大。从以上实验的静压散布对比来看，实际模型与实验结果两者总体吻合得很好。依照两点静压差与两点距离测量失掉的空隙率散布，数据的团圆度相当大，尤其是离布风板越近处，由于静压变化梯度更大，因此，测量误差惹起的空隙率误差也更大。经过对静压测量数据先拟合的方法，大幅度减小了空隙率数据的团圆性，但仍不能很好控制测量推出的布风板左近空隙率的误差。值得留意的是，在实验中，直接测定的是炉膛静压，而空隙率是由前者推得的，其中疏忽了颗粒

26、的减速力。而实际模型中两者是独立变量，并且先解空隙率散布，然后求得炉膛静压散布的。因此，虽然实际空隙率散布可以由实验中静压散布推得的空隙率散布来对照，但思考 到实验取得的空隙率散布自身不够严厉，因此，仅将其作为参考，而实际静压散布经受实验测量静压散布的检验则具有严厉意义。    假设两者吻合，则实际模型计算的空隙率散布也就肯定具有猜测实验结果的准确性静压散布的实际模型与实验结果的吻合验证了本文实际模型的合理性。关于实际模型中颗粒速度假定关于计算结果影响的讨论由于流化床内气固两相流的复杂性，招致目前尚无描画流化床内颗粒速度散布的普通性表达式。这给本文实际模

27、型的完整性带来一定的影响。但由于颗粒速度仅用于计算剩余压力梯度，并且，其影响局限于密相区和密稀相过渡区，因此，本文对其采用了假定的处置方法。这里，对颗粒速度假定处置对模型的影响停止讨论。下面调查三种不同颗粒速度散布对空隙率区分呈S 形和指数形散布的气固两相流态猜测的影响，并停止对比分析。颗粒速度us 取散布式(20)。系数，kc，kv 作不同变化。9 总 结循环流化床锅炉轴向空隙率散布与静压散布规律关于了解循环流化床活动微观现象，关于流化床设备的设计与运转有着严重的意义，学术界对这一流态化范围公认的世界性难题停止了临时的探求，虽然取得了一定的停顿，但停顿缓慢，且大多停留在适用范围狭窄的阅历公式

28、或许尚不能适用化的机理探求阶段。本文采用经典的动力学分析方法，探求循环流化床气固两相活动力学机制，经过有效的简化、合理的变换处置，自以为已可使十分复杂而临时困扰人们的循环流化床空隙率散布的难题初步失掉数学物理方面的定量描画。本文的研讨自2002 年始，主要实际模型在一年内完成，但验证实际的实验方法的尝试阅历了三年，尔后，依据与实验的对比又对实际模型停止了重复修正，恍然已历8 年多，虽未尽满意，但因近年手头事情日益增多，也就只能就此拿出与同道分析。现将全文分析方法作如下总结：1.采用分相、分区的分析方法：将气相与颗粒相分别，两者又划分为颗粒上升活动的炉膛中央区与颗粒下降的边壁区，且两区域边界沿着

29、炉膛高度是变化的。这一分区反映了循环流化床在湍流床与快速床阶段存在环核活动结构的实践，因此是接近炉膛内颗粒运动的真实状况的。2.在炉膛中央的上升区，采用空隙率变化的一维模型，即疏忽空隙率沿径向的变化。关于工业循环流化床锅炉而言，由于炉膛相对尺寸大，这一简化是接近实践的。3.在炉膛高度上的微层控制体树立的气固两相动力学方程给出了各微层的控制方程。4.分析标明，气相动力学方程(2)中，存在量级悬殊的物理量，如少量级的有：气体相的压差力、颗粒相关于气体相的摩擦力，小量级的为：颗粒相遭到气体相的浮力的反作用力，以及气体相的惯性力。少量级与小量级物理量相差三个量级。在同一方程中出现的少量级与小量级物理量

30、，还不能复杂地经过量级比拟而疏忽小量级物理量。这正是流化床气固两相流自身固有的特点气固密度的少量级差决议的。因此，关于循环流化床研讨中小量级物理量的处置必需格外慎重。5.颗粒相力学方程(8)中，异样存在量级悬殊的物理量，如少量级的有：气体相关于颗粒相的摩擦力，颗粒相的重力，小量级的为：颗粒相遭到气体相的浮力，以及能够为少量也能够为小量的颗粒相的惯性力。少量级与小量级物理量的也异样能够相差两至三个量级。总体上看，颗粒相方程是一个少量级方程，因此，在这样一个少量级方程中，作为小量级的浮力可以疏忽。理想上，为了在循环流化床动力分析中，确保气体相方程中浮力项的反作用项可以分别出来，在颗粒相方程中的异样大小的浮力项必需疏忽。而将其影响包括进摩擦力项中。6.在气体相动力学方程中，引进了颗粒相空隙之间活动气体占据的等效空间系数，颗粒面前低速回流区相关于颗粒空间体积系数及气相减速度修正系数、，。这是基于初步模型计算结果与实验及实炉实例对比后，经过重复思考 所发现的具有物理意义的修正系数。其关于提高实际模型计算结果的精度，是重要的修正系数。7.将方程(12)中气体