外文翻譯--化學工程研究與設計 中文版

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翻譯： 化學工程研究與設計 粒子間的 傳熱模型的密氣體 化 床二元混合物 北電力大學，北京， 102206，中國 東理工大學，上海， 200237，中國 江海洋學院，舟山，浙江， 316000，中國 摘要： 本文提出一個粒子的粒子碰撞傳熱模型框架中的歐拉 由納入多流體模型關閉焓方程，傳熱不同的粒子在氣體鼓泡床流化床二元混合物進 行了調查，利用計算流體力學模擬 — 規(guī)范粒子混合在文學（古柏和科羅內拉， 2005）。結果表明，粒子的粒子熱交換系數的有效 ?不同粒子班隨規(guī)模大顆粒類和超級 ?化氣速。該比率的粒子對粒子的熱量轉移到天然氣粒子傳熱范圍從 15%的不同計算條件。為了更好地理解的傳熱性能 — 因此，密集的氣體 是重要的是要考慮的粒子對粒子的傳熱 。 由 艾爾服務 公司出版保留所有的權利。 關鍵詞：碰撞；傳熱模型；流化床；二元混合物；歐拉數值模擬；計算流體力學 由于氣體 化床 床的優(yōu)良的氣體 接觸和相對均勻的溫度 /濃度，所以氣體 化床 床已廣泛應用在化學反應和物理過程中 。 介紹了流化床傳熱的很多研究的一部分已經過去。三個公司熱處理被視為在氣體流化床氣體與粒子和粒子與粒子傳熱。廣泛的實驗和理論工作已經出版了流化床和氣體與粒子傳熱 ,但研究結果的粒子之間碰撞的多相流的傳熱過程系統(tǒng)中 ,尤其是考試的直接粒子與粒子傳熱 ,但仍鮮為人知的比這兩名前熱處理過程。 粒子之間 直接傳熱被認為是氣 先生和張 (1967)似乎是第一個工人的 粒子之間 通過試驗研究了氣 果表明 ,粒子 之間 傳熱覆蓋 10全球的熱傳遞。 戴維斯 和 范德倫 (1985)發(fā)展了一種 粒子間 傳熱模型由于通過氣體層導熱熱 ,冷之間的比值顆粒和顯示 粒子之間 傳熱系數的 氣體到粒子 人能達到大約有20減少顆粒直徑從 米。麥凱納丁曉萍。 (1999)指出導電傳熱過程的大型和小型的粒子出現(xiàn)在同一反應器 ,以遏制經濟過熱的問題并且解釋為什么以前型號的傳熱烯烴聚合溫度上升的早期階段在聚合反應 。 丁曉萍表 示 ,導電傳熱有微不足道的影響顆粒和氣體的溫度和意味著僅僅影響到個人和冷、熱粒子就很重要了如果溫度每組的冷、熱粒子是 很重要的。隨著剪跨比的增加的運算能力 ,計算流體動力學 (供了一個新鮮的做法理解轉移機制的流體力學特性和多相流 。 在流態(tài)化領域，尤其是使用差價推動基本了解前沿傳輸機制使正確的理論預文辭的過程中遇到的各種宏觀現(xiàn)象流化床。 博倫 等人（ 1995）描述不同粒子對粒子碰撞的配方，在他們的流體力學動態(tài)建模方法。有歐拉 直接模擬的粒子對粒子碰撞，與隨機碰撞的拉格朗日方法模型和歐拉 接模擬方法跟蹤運動的每一個個別顆粒，并能考慮到同時出現(xiàn)的各類運動和相互作用的粒子之間的相互作用和表面的邊界。因此，此方法允許模擬的粒子對粒子碰撞的同時，研究其在 ? 影響雙方的流體力學和熱過程。相對于直接模擬方法，隨機碰撞法考慮到碰撞的影響，隨機通過當地的碰撞的概率模型，而不是 考慮 單個粒子的運動跟。 這兩種方法已廣泛應用調查研究煤的燃 燒 （榮和堀 ， 1999 年 ;彼得斯， 2002 年，周等人， 2004 年，周等， 2009），空氣干燥（李和梅森， 2000 年， 2002 年 ）， 烯烴聚合。雖然模擬結果表明，粒子間的碰撞可能會 現(xiàn)住地 影響傳熱過程 ， 直接粒子粒子在碰撞傳熱可忽略不計 。 歐拉 固流化床顆粒粒子的傳 熱。這種方法可能比歐拉 - 拉格朗日法更快，但需要制定本構方程。顆粒流的動力學理論的基礎上，納塔拉詹和亨特（ 1998）引入顆粒相的有效導熱探討熱 轉換 碰撞效應，碰撞的只有一個長期分散在氣固相存在床，發(fā)生在內部相粒子粒子因碰撞傳熱，可以通過納塔拉詹和亨特模型納塔拉詹和 亨特 （ 1998）調查。如果在氣 ），因碰撞粒子顆粒傳熱之間也會發(fā)生不同的粒子類。不同氣體中的固體顆粒類之間的碰撞傳熱二進制粒子流化床仍是少報，需要進一步調查 研究 。 本文的重點是發(fā)展的碰撞 傳熱模型不同的粒子在稠密氣體 –固體 流化床 二進制粒子床框架中的歐拉 –歐拉方法。在此基礎上的顆粒動力學 ? 表明，隨機碰撞頻率法和熱傳導理論，直接粒子對粒子之間的傳熱模型不同粒子班在密集的氣體 –固體 流化床 床的二元混合物的建議。由納入多流體模型 ? 關閉焓方程，歐拉 –歐拉計算流體動力學模型的一個氣體 –起泡固體 流化床 床包含二進制粒子 （ 內組）成立。的粒子對粒子的熱轉讓行為在這樣一個 流化床 床這樣的調查通過使用商業(yè)計算流體力學軟件包（流利 利用計算流體力學模擬的粒子混合在一個二進制 流化床 床庫和科羅內拉（ 2005）。 影響顆粒的性質和操作條件下的傳熱進行了預測，為深入的設計和優(yōu)化的氣 –固體 流化床二進制粒子床 . 在這項工作中，多流體模型基于歐拉 是擴展的雙流體模型為基礎的二進制粒子流化床中的傳熱行為。通過顆粒流，粘滯力，固體壓力和不同顆粒類之間的碰撞頻率的動力學理論可以作為一個所謂的顆粒溫度的功能，以研究在流體力學和熱調氣力好固流化床的二進制粒子。歐拉符號方程如下（用戶指南， 2005年）。 氣體（ g）和每個固體 (s)的 質量守恒方程 ： 氣體和固體的動 量守恒方程： 氣體和固體的焓守恒方程： 每個固相的動力學能量方程： 流固動量交換系數，β 那波爾， 1992） ， 固相動量交換系數 ， β 階段間的熱交換系數（ （ 6） （ 7）），將在下一節(jié)中討論。氣相應力張量（馬蒂森等， 2000）： 每個固相的應力張量（馬蒂森等， 2000） ： 出如下（馬蒂森等， 2000）粒子的混合物： 粒子壓力由碰撞和動力學的部分組成馬蒂森等人 ， 2000 年 ； 孫 立新 人， 2005 年）： 其中 S 和 P 之間的碰撞所帶來的壓力，并有表達： 顆粒散裝粘度（馬蒂森 ， 2005 年）： 顆粒相剪切粘度（馬蒂森 2005 年。） ： 碰撞耗散的能量波動： 顆粒相能量波動的擴散系數為： 流動能量的交換 ： 相傳熱交換模型 由于之間的氣體和粒子階段和兩個不同的粒子類之間的碰撞熱交換的換熱耦合焓余額的存 在 （ 6）和 。（ 7）的體積相間的傳熱系數，即跨階段熱交換系數。 體和粒子之間的熱交換模型 氣體和粒子之間的熱交換模型 間相之間的氣體和顆粒階段的熱交換系 數（ 界面交換的特定區(qū)域和氣體粒子的傳熱系數（ 產品。基于幾何方面的考慮 ，可以執(zhí)行下列轉換： 氣體粒子的傳熱系數 在本文中，表達從耿氏（ 1978）是用來估計的努塞爾數： 這種關聯(lián)性是有效的，廣泛的粒子體積分數，因此其應用上的模擬冒泡流化床是合理的。 同顆粒類之間的碰撞熱交換模型。 熱建模中遇到的一個根本性的問題二元混合物在一個密集的氣 暫的，這導致在確定碰撞頻率的難度的議案，接觸面積，傳熱系數。幸運的是，在碰 撞過程中的隨機碰撞頻率和直接熱傳導，由于彈性變形相結合，密集的二元混合物的氣 根據密集的分子動力學（查普曼 1970 年）和顆粒流的動力學理論為半徑的兩個粒子類（ 杰森 1983），碰撞頻率（即每單位體積和時間的碰撞） J 和數量濃度 和 J（每單位體積的粒子）給予 : 粒子粒子碰撞過程中的傳熱可以根據兩種型號：計算單次碰撞，無論是通過氣體鏡頭“（ 戴維斯 和 范德倫 ， 1985）由于彈性變形過程中的影響（太陽和陳， 1988），或直接傳導的傳導為主 ，在這個文件中，碰撞據估計，粒子顆粒傳熱根據撞擊太陽和陳（ 1988）粒子的熱傳導分析。他們的理論是基于對球的彈性變形分析，因為他們的聯(lián)系。根據這些作者，球指數 i 和 j，定義平均半徑， R，平均質量，米，平均彈性模量 ， G， 其中 材料的泊松比和楊氏模量?？偨佑|時間為基礎的兩個領域，小傅立葉數字和接觸問題的地區(qū)，可近似由兩個接觸的無限板，熱交換給由 Q： 結合隨機碰撞頻率（式（ 26））和直接傳導 ,由于彈性變形在一個單一的沖擊（式（ 27） 形在一個單一的沖擊（式（ 27））， 擊（ 式（ 27）），顆粒間碰撞傳熱的可以獲得和顯示在式（ 28）： 相應地 ,這些粒子對粒子的熱交換系數可以計算根據式（ 29）： 由式（ 29），它可以被發(fā)現(xiàn)的粒子粒子之間不同的粒子類的熱交換系數是密切依賴流體力學和二進制粒子氣 子粒子的熱交換系數與粒子濃度的增加，粒子的湍流強度和粒子碰撞的速度增加。也隨粒徑，粒子密度，粒子的比熱容和熱導熱增加，然而，隨著粒子的彈性模量降低。 模擬代碼和數值算法 這些微分方程代表二進制粒子在氣體 –固體流化床是解決了一個有限體積 法。這些方程離散迎風差分格式在使用有限體積，并解決了計算流體力學商業(yè)代碼軟件 個仿真進行 了 40 秒的時間。時間平均分布的變量計算為期 30 - 40 s. 真系統(tǒng) 相同的模擬庫和科羅內拉（ 2005），模擬鼓泡床 流化床 是一個二維平面，矩形床高和寬 的先鋒，含 22 毫米氣體射流在床的底部 的區(qū)域 。網格大小不均勻在水平即使在垂直方向。沿水平方向的網格大小的變化，從 3 毫米附近墻和在中心周圍，到 2 毫米的飛機。在垂直方向，網格尺寸毫米 ， 總 單元格 8000。 系統(tǒng)是通過使用氣相和二個顆粒狀階段描述的，該系統(tǒng)的描述，通過使用一個單一的氣相和 即模擬工作的古柏和科羅內拉（ 2005） 。 物理屬性的氣體和固體階段 分別由 表 1 和表 2 給出 。 在床底部的噴嘴被指定為速度入口，氣流方向是正常的表面。指定了 /秒的噴嘴速度匹配庫珀和 納爾 （ 2005）的實驗，表觀氣速的流體力學和傳熱的影響是通過改變這個速度在模擬調查。在床的上方邊界條件是固定在一定的參考價值（大氣）的壓力邊界。其他地方的邊界條件指定為墻，都設置為無滑移邊界條件的氣體 和粒子階段 。 最初的固體床被裝在床的底部 50<<<你的先鋒和 50×<初始條件的補丁，在完全混合固體?？煽诳蓸罚ù箢w粒）被認為占 64%的固體量，和金紅石（小顆粒相平衡（ 36%））。初始速度的固相被設置為零。表 3 總結了數值參數的模擬。 進制粒子流化床的流體力學 量特性 圖 1顯示瞬時固體流動模式的二進制在 s 的表觀氣速的顆粒。 圖一 最初，二進制粒子充分混合和他們的速度設置為零。在時間小于 泡的形式在進氣口，通過流化床開始上升。固體體積 分數已經減少在這些地區(qū)。同時，床開始擴大。隨后，氣泡長大，從床上，造成大量的。攪拌在。 圖 2 圖二 在最初的 5秒，顆粒相分散迅速在密相流化床，雖然它的體積分數是在床的底部高。一段約 30秒后，實現(xiàn)宏觀動態(tài)的平衡狀態(tài)。床擴大其初始 個床局部地區(qū)大顆粒體積分數高于平均水平的密相存在，同樣，小顆粒濃度低是顯而易見的 。 這似乎是合理的混合 。 軸向床密度分布 圖二是金紅石和焦炭顆粒，這是從時間的平 均值繪制預測的體積分數分布曲線。圖三是金紅石作為總固體含量的垂直床高度的功能。 圖 3 - 模擬金紅石總分數型材固體。 圖三 固體體積分數降低第一和接近在密相常數，則在急劇下降稀相床?？赡懿粫涣骰泊?，金紅石和焦炭顆粒底部存在，因為只有兩個氣喉充分，往往會沉積在床的底部，從而在一個較高的體積分數值在底部區(qū)域。鼓泡流化床中，顆粒很少夾帶固體的體積分數在稀相幾乎是零。不過，總體而言，在 流化 床上 的混合 相當充分可見一 班 。 傳熱特性 熱交換系數 圖 4顯示的時間平均覆蓋 30 5顯示的時間平均碰撞頻率的個人資料，作為床高度的功能。表觀氣速，使用的是 秒。 圖四 圖 4（ a）顯示，氣體粒子的熱交換系數首次下降，接近一個常數，在密相然后稀相再次急劇下降。這是在軸向分布固體線圖 2。在這種氣體流化床中，由于高流速氣體射流，金紅石和焦炭粒子加速向上和固體的體積分數顯示在頂部高床底部和低密相。單分散粒子（蔡和岑， 1985年 ） 鼓泡流化床的傳熱，在先前的研 究報告可以發(fā)現(xiàn)，它的粒子氣體的熱交換系數和固體軸向分布含率（固體體積分數）也有類似的趨勢，也有氣體粒子的熱交換系數和冒泡的二進制粒子流化床中的顆粒濃度之間存在密切的關系。 圖 4（ A）還表明，氣相和小顆粒相（金紅石）之間的熱交換系數是遠遠比之間的氣相和大顆粒相（焦炭）。二進制粒子流化床中氣 小的粒子顯示了較高的重于一體的大型和 。因此，一個更大的氣體粒子的熱交換系數出現(xiàn)。這一結果表明，粒徑減少，氣體粒子的熱交換系數增大。 圖 4（ b）所示，小和大顆粒類之間的碰撞熱交換系數逐漸減小，在密相流化床床，床底部區(qū)域除外。在床面，碰撞熱交換系數的急劇增加和達到最大值。稀相碰撞的熱交換系數幾乎是零，因為小和大很少顆粒進入流化床稀相夾帶。因此，由于碰撞的粒子顆粒傳熱僅發(fā)生在密相流化床二進制粒子床。 在密相流化床，顆粒物濃度（見圖 2）和他們的碰撞頻率（見圖 5）床高度的增加逐漸減小，導致粒子粒子的熱交換系數下降。在床面，氣泡突破。顆粒夾帶氣泡飛濺和回落，造成強烈的湍流運動和密集的大，小顆粒之間的碰撞。因此，粒子，粒子的熱交換系數急劇增加達到最大值。在床底部的演變，可以歸因于高速氣體射流的影響。 圖五 圖 6顯示了粒子粒子在氣 - 固熱交換系數的瞬時分布情況流化床二進制粒子在 35秒的時間。 圖六 可以發(fā)現(xiàn)，粒子，粒子的熱交換系數是在流化床徑向不均勻，表現(xiàn)出更高的價值在墻上的地區(qū)，并在床中心的價值較低。在墻上的地區(qū)，顆粒移動向下和向上移動附近的碰撞，加強湍流運動和大和小顆粒之間的碰撞。因此，會出現(xiàn)更大的熱交換系數。 圖 7粒子粒子的熱交換系數廓線大顆粒階段的各種尺寸。 圖七 粒徑粒子，粒子的熱效應 ,交換系數 大型粒子對粒子粒子的熱交換系數（焦炭）的大小的影響見圖 0000米。小顆粒的大小仍然是 用的氣體速度是 秒。 圖 7表明粒子的大小起著重要的作用熱交換系數的有效碰撞之間的小大顆粒。隨著規(guī)模的大顆粒的增加 300 米到 355 近 400 米，平均換熱系數 ?系數之間的大顆粒和小顆粒在密相增加 立方米）對 方米）和 立方米），分別。這種演變來自兩個 相反的效果：增加粒子的大小，一方面，減少大顆粒的濃度，造成碰撞頻率下降（見圖 8（一）。）。另一方面，在一個單一的碰撞（見圖 8（ B））造成更大的傳熱。后者彌補了前者的效果。因此，碰撞熱交換系數的增加，在這個二進制粒子氣 - 固流化床大顆粒大小的增加。 圖八 此外，它可以被發(fā)現(xiàn)的粒子，粒子的熱交換系數達到最大值，在床面。在這個地區(qū)，泡沫破裂。顆粒夾帶氣泡飛濺和回落，造成密集顆粒相的湍流運動。在一個單一的碰撞傳熱大幅增加（見圖 8（ b）條）。此外，碰撞頻率略有增加（見圖 8（ a）條）。因此，最大的熱交換系數出現(xiàn)在床 表面 。 圖第 8（ a）軸向剖面粒子粒子碰撞大顆粒相各種規(guī)格的頻率。 （二）軸向為各種單次碰撞過程中傳熱的個人資料大顆粒相的尺寸。 觀氣速對粒子粒子的熱交換系數 表觀氣速對粒子粒子的熱交換系數的影響如圖所示 9. 圖九 表觀氣速使用 s 和 s 的，除了以前使用的 秒。表觀氣速下降從 s 的到 s 和 秒，在茂密的小和大顆粒之間的交流碰撞熱系數相增加 187, /（立方米 K） 204, /（立方米 K 表） 254 800 W /（立方米· K），分別。增加了表觀氣速加劇的湍流運動的粒子，從而導致更高的碰撞頻率（見圖 10（ a）條），在一個單一的碰撞（見圖 10（ b）項）碰撞傳熱，雖然粒子濃度在密相流化床可能減少。因此，碰撞之間的小型和大型的顆粒相的增加熱交換系數。 圖十 氣體粒子的相對貢獻和粒子顆粒傳熱 在本文二進制粒子模擬流化床氣 - 固，氣體粒子的傳熱和粒子粒子碰撞傳熱是負責為全球的傳熱過程。在此前公布的（ 拉瑟爾 和 貝倫， 2001; 畢佳特 等人， 2008年）的文獻中，由于粒子的粒子碰撞的碰撞傳熱被認為是小 和微不足道。在本節(jié)中，氣體粒子和粒子粒子全球熱過程的傳熱流化床中的相對貢獻二進制粒子進行了分析。 圖 10（一）粒子對粒子碰撞的軸向剖面各種表觀氣速的頻率。（二）軸向為各種單次碰撞過程中傳熱的個人資料表觀氣速。 因此可以檢查通過比較粒子粒子碰撞的熱交換系數和氣體粒子之間的氣體和大顆粒的熱交換系數，氣體粒子和粒子顆粒傳熱的相對貢獻階段。熱交換表 4所示系數和其各種計算條件下的相對貢獻。因此可以檢查通過比較粒子粒子碰撞的熱交換系數和氣體粒子之間的氣體和大顆粒的熱交換系數氣體粒子和粒子顆粒傳熱的相對貢獻階段。熱交換表 4所示系數和其各種計算條件下的相對貢獻 。 表 4表明，大顆粒類，碰撞傳熱氣體粒子的傳熱范圍從 在各種條件下的比值。隨著大顆粒類的大小比例增加，因為碰撞的熱交換系數增加，而氣粒子的熱交換系數降低。表觀氣速率的影響是相似的粒徑。表觀氣速增加，比率增加。 粒子粒子的熱傳遞模型的歐拉 立隨機碰撞頻率和影響過程中的彈性變形的直接導因。該模型表明，粒子，粒子的熱交換系數接近依賴于在氣 粒子粒子因碰撞傳熱只發(fā)生在一個二進制粒子流化床密相 它在密相流化床逐漸減小，然后急劇增加，達到最大的床表面。熱交換系數也非均勻流化床徑向方向，在更高的墻在床中心區(qū)域和低 。 粒子粒子的熱交換系數的增加與這個氣 各種粒子顆粒傳熱氣體粒子的傳熱范圍從 比例條件。的比例增加，大顆粒大小和表觀氣速增加比例是相似的粒徑。 參考 書籍 計算流體力學模擬流體力學和傳熱流化床反應堆 5， 357– 368。 驗證粒子間的碰撞基于渦流關閉的模式模擬 聯(lián)儲 ,氣體粒子流 228，359蔡中央 浙江大學 19， 82查普曼 ,整流罩 數學理論非均勻氣體。劍橋大學出版社，倫敦 . 理查德森 ,裝或流化床）大得多的粒子。化工科學 59， 4613古柏 ,美國 ,科羅內拉 ,倉頡 ,粉末技術 151， 27– 36. 流體 的用戶指南 公司 ， 2005. 岡恩 ,1978年 國際期刊傳熱傳質 21,467詹金斯 ,30， 187金子 . 擬流化床氣相烯烴聚合 4， 5809稠密氣體，固體建模反應混合物在流化床生物質熱解床。國際多相流雜志 27 ，2155年至 2187年。 李石 粉體技術 112,273李石 干技術 20,255 馬吉德 ,哈桑 ,圣地亞哥 ,2002年 固流動的粒子碰撞 3,792馬蒂森 ,索伯格 國際多相雜志流26,387麥肯納 ,施皮茨 拉卡托斯 固系統(tǒng)轉 換 7,1325年至1334年 . 納塔拉詹 帕坦克 半球，華盛頓 ,直流 . 彼得斯 擬燃燒的床個別顆粒燃料 32離散元模擬半焦燃燒在流化床 爾本，澳大利亞 ,65里亞爾 ,等人 混合物在鼓泡流化床 739