流化床內(nèi)流動(dòng)特性的DEM數(shù)值模擬研究

摘要流化床燃燒技術(shù)作為一種清潔煤燃燒技術(shù)，已經(jīng)被廣泛應(yīng)用于生產(chǎn)。但由于流化床內(nèi)流動(dòng)的復(fù)雜性，人們對(duì)其工作機(jī)理并沒有清楚全面的認(rèn)識(shí)。為更深入研究流化床氣固流動(dòng)機(jī)理，本文采用數(shù)值模擬方法對(duì)不同射流孔數(shù)流化床流動(dòng)特性進(jìn)行模擬。氣固兩相流數(shù)值模擬技術(shù)可以分為兩大類：即歐拉—?dú)W拉顆粒擬流體模型和歐拉—拉格朗日離散顆粒模型。本文采用歐拉—拉格朗日模型從顆粒水平上建立流化床內(nèi)氣固流動(dòng)數(shù)學(xué)模型，并對(duì)流化床內(nèi)流動(dòng)過程進(jìn)行模擬,對(duì)氣固流動(dòng)特性進(jìn)行了分析。首先采用離散單元法對(duì)床內(nèi)流動(dòng)特性進(jìn)行了數(shù)值模擬，分別模擬得到單孔、雙孔分布板中氣泡的形成、上升、破裂的過程，同時(shí)給出了不同入射流速對(duì)流動(dòng)特性的影響。模擬結(jié)果表明：顆粒隨氣體的運(yùn)動(dòng)而運(yùn)動(dòng)，氣體運(yùn)動(dòng)是顆粒運(yùn)動(dòng)的主要?jiǎng)恿υ矗鄬?duì)單噴口系統(tǒng)，由于相鄰氣泡之間存在橫向和縱向雙方向的的聚并，擠壓，破裂等現(xiàn)象，因此雙噴口系統(tǒng)中床層內(nèi)顆粒的運(yùn)動(dòng)和擴(kuò)散作用也更加強(qiáng)烈。隨后，在單雙噴口模擬的基礎(chǔ)上，對(duì)多噴口射流流化床系統(tǒng)進(jìn)行模擬，通過分析噴口個(gè)數(shù)、噴口位置、進(jìn)氣速度、顆粒密度、彈性系數(shù)等對(duì)氣固流動(dòng)的影響，對(duì)比單雙噴口系統(tǒng)，認(rèn)為進(jìn)氣孔數(shù)的增加時(shí)，彈性系數(shù)是顆粒之間的“互鎖”現(xiàn)象的主要影響因子；隨著進(jìn)氣孔數(shù)的增大，顆粒與氣體的混合作用也就越強(qiáng)烈，流化床進(jìn)入充分流化階段的時(shí)間也越短；同時(shí)，噴氣孔密集程度對(duì)氣固垂直、水平速度也有較大的影響，速度隨密集程度的增大而增大，氣固流動(dòng)程度隨密集程度的增大而加深。關(guān)鍵詞：循環(huán)流化床；流動(dòng)特性；多孔；數(shù)值模擬華北電力大學(xué)碩士學(xué)位論文AbstractAsanewclean-burningtechnology,circulatingfluidizedbed(CFB)hasbeingwidelyusedintheproduction.Butbecauseofitscomplexnature,peopledon’thaveclearandcomprehensiveunderstandingoffluidizationmechanism.Togetamorein-depthstudyofthemechanismoffluidizedbed,hydrodynamicscharacteristicsoffluidizedbedwithdifferentnozzlecountwasresearchedwithnumericalsimulationmethodinthispaper.Numericalsimulationtechnologyfordensegas-solidflowcouldbedividedintotwocategories:theEuler-Eulerparticlesquasi-fluidmodelandEuler-Lagrangiandiscreteparticlemodel.Inthispaper,thediscreteelementmethodwasused,adescriptionofthefluidizedbedgas-solidflowwasbuild,andsimulatedtheprogressofgas-soildflow,analysisthedynamiccharacteristics.First，discreteelementmethodwasproposedtoimplementnumericalsimulationofflowcharacteristicsinfluidizedbed,throughthesimulation,theprograssofconformation,ascensionandburstofbubblewasobtained,theeffectofflowcharacteristicsindifferententrancevelocitywasalsorevealed.Numericalsimulationresultsshowthatparticlemovewithgas,themotionofgaswasthemainpowersourceofparticle,relativetosingle-nozzlesystem,becauseofthemergence,extrusionandburstbetweencongenialbubbles,themotionandthediffusionwasmorefierceindouble-nozzlessystem.Secondly,onthebasisofthesingleanddoublenozzlessimulation,themulti-nozzlefluidizedbedsystemwassimulated,throughtheanalysisoftheimpactofthenozzlenumber,thenozzleposition,thegasvelocity,particledensity,thecoefficientofelasticityofsolidflow,contrastwithsingleanddoublenozzlesystem,withtheincreaseinthenumberofnozzle,thecoefficientofelasticitywasthemainfactorsaffectingthephenomenonof"interlock"betweenparticles;withtheincreaseofthenumberofinletholes,thetimeofchangingintofullflowstagewasshorter;also,theintensiveofnozzlesimpactedtheverticalandthehorizontalvelocityoftheparticlesandgas,thedegreeofgas-solidflowintensityandthevelocityincreasewiththeincreaseofintensive.Keywords:circulatingfluidizedbed;dynamiccharacteristics;multi-nozzle;numericalsimulation目錄目錄摘要 IAbstract II目錄 III第1章緒論 51.1選題背景及意義 51.2氣固流態(tài)化系統(tǒng)的組成及其分類 61.3氣固流態(tài)化的研究方法 61.3.1兩相模型 71.3.2歐拉方法的顆粒相擬流體模型 71.3.3歐拉-拉格朗日法的顆粒軌道模型 81.4流化床DEM法研究進(jìn)展 91.5本文主要研究?jī)?nèi)容 11第2章流化床氣固兩相流動(dòng)DEM模擬數(shù)學(xué)模型 122.1離散單元法原理 122.1.1時(shí)間步長(zhǎng)的確定 122.1.2顆粒運(yùn)動(dòng)控制方程 132.1.3顆粒碰撞力學(xué)模型 142.1.4碰撞對(duì)象的搜索算法 152.2流體相數(shù)學(xué)模型及求解方法 162.2.1流體相數(shù)學(xué)模型 162.2.2流體相控制方程組的求解 192.3氣固兩相相互作用力分析 232.3.1氣體對(duì)顆粒的作用力 232.3.2顆粒對(duì)流體的反作用力 252.4本章小結(jié) 26第3章循環(huán)流化床氣固流動(dòng)特性的數(shù)值模擬 273.1自由堆積過程模擬 273.2單孔射流流化床流動(dòng)過程模擬 303.3雙孔射流流化床流動(dòng)過程模擬 34第4章多噴口流化床氣固流動(dòng)特性模擬 394.1三孔射流模擬對(duì)象及參數(shù)設(shè)定 394.1.1彈性系數(shù)對(duì)流動(dòng)情況的影響模擬 404.1.2不對(duì)稱噴口布置對(duì)流動(dòng)過程影響模擬 454.2四孔射流流化床模擬 504.2.1模擬對(duì)象及參數(shù)設(shè)定 504.2.2四孔射流模擬結(jié)果 514.3本章小結(jié) 54第5章全文總結(jié)及展望 565.1全文工作總結(jié) 565.2下一步工作展望 56參考文獻(xiàn) 58攻讀碩士學(xué)位期間發(fā)表的學(xué)術(shù)論文及其它成果 62華北電力大學(xué)碩士學(xué)位論文第1章緒論1.1選題背景及意義在“綠色發(fā)展，建設(shè)資源節(jié)約型、環(huán)境友好型社會(huì)”這一“十二五”規(guī)劃的要求與倡導(dǎo)下，作為世界上最大的能源消費(fèi)國(guó)之一，能源與環(huán)境問題成為我國(guó)所必須面對(duì)的重要問題，在我國(guó)的一次能源消費(fèi)比例中，煤炭資源高達(dá)70%左右，預(yù)計(jì)到2050年，這一比例依然會(huì)在50%以上，可以說(shuō)，煤炭資源是我國(guó)最主要的能源，但我國(guó)煤炭的重要特點(diǎn)之一是高硫煤所占比例較高，導(dǎo)致燃燒大量產(chǎn)生SO2，2010年全國(guó)第一次污染源普查公告顯示，電力熱力的生產(chǎn)和供應(yīng)業(yè)SO2排放量為1068.70萬(wàn)噸，NOX排放量為733.38萬(wàn)噸[1]。其中SO2會(huì)導(dǎo)致呼吸系統(tǒng)疾病，與大氣中水分結(jié)合生成SO3并形成酸霧或酸雨，對(duì)建筑物，植物等具有很強(qiáng)的腐蝕性，而NOX則是酸沉降及光化學(xué)煙霧的主要形成因素之一，為解決這一問題，實(shí)現(xiàn)能源節(jié)約與環(huán)境保護(hù)，循環(huán)流化床以其強(qiáng)燃料適應(yīng)性和低污染物排放等特點(diǎn)為廣大學(xué)者廣泛研究。作為一種比較成熟的清潔燃燒技術(shù)，循環(huán)流化床燃燒技術(shù)具有氮氧化物排放低、低溫燃燒、可實(shí)現(xiàn)燃燒過程直接脫硫、燃燒強(qiáng)度大、負(fù)荷調(diào)節(jié)性能好、灰渣便于綜合利用[2]等優(yōu)勢(shì)，已成為煤炭潔凈燃燒的首選爐型。然而循環(huán)流化床鍋爐也存在著磨損嚴(yán)重、排渣系統(tǒng)出力不足、達(dá)不到滿負(fù)荷出力、爐膛溫度偏高導(dǎo)致脫硫效率降低等問題，為研究解決這些問題，有必要對(duì)流化床運(yùn)行過程中的內(nèi)在機(jī)理、具體的流動(dòng)燃燒過程進(jìn)行全面的分析研究，而傳統(tǒng)的試驗(yàn)方法只能體現(xiàn)流化床宏觀的一些特性，不能細(xì)致反映瞬時(shí)結(jié)構(gòu)和動(dòng)態(tài)過程，改進(jìn)后的試驗(yàn)方法如高速攝像、圖像處理、示蹤離子等也由于條件的局限性和結(jié)果的不完全性，無(wú)法對(duì)流動(dòng)燃燒過程有一個(gè)全面透徹的解釋，鑒于上述情況，研究者著手從理論層面上建立數(shù)學(xué)模型，用數(shù)值方法詳細(xì)全面分析循環(huán)流化床內(nèi)的氣固流動(dòng)、燃燒、傳熱特性。作為循環(huán)流化床技術(shù)的理論基礎(chǔ)，氣固流態(tài)化技術(shù)是研究氣固兩相之間伴隨有熱量、質(zhì)量傳遞的氣固相互作用的一門工程科學(xué)，由于影響氣固兩相流動(dòng)因素的復(fù)雜性，尤其流化床中散布相互作用的高濃度顆粒、湍流氣流，同時(shí)又涉及流體力學(xué)、熱力學(xué)、燃燒學(xué)、傳熱傳質(zhì)學(xué)等相關(guān)基礎(chǔ)學(xué)科，促成氣固流動(dòng)的作用機(jī)理還沒有被研究者、完全認(rèn)知，流態(tài)化理論也成為熱門研究方向之一。1.2氣固流態(tài)化系統(tǒng)的組成及其分類氣固流態(tài)化系統(tǒng)的結(jié)構(gòu)通常是由容器及其底部的布風(fēng)板構(gòu)成，流體從底部的布風(fēng)板進(jìn)入容器，流過并推動(dòng)容器中固體顆粒，從而使其具有一定的流體性質(zhì)。由氣體流速的不同，固體顆粒的流動(dòng)狀態(tài)可以分為以下幾類：當(dāng)氣流速度較低，流體作用于顆粒之上的曳力小于固體顆粒本身的重力，顆粒不會(huì)被流體曳力推動(dòng)，該種狀態(tài)稱為固定床狀態(tài)(fixedbed)；氣體流速增大，氣體曳力開始大于顆粒重力（此時(shí)的流體速度稱為最小流化速度），這時(shí)顆粒開始隨流體蠕動(dòng)，顆粒進(jìn)入流態(tài)化狀態(tài)，床層顯示出類似流體的性質(zhì)，該種狀態(tài)稱為散式流態(tài)化狀態(tài)；氣體流速繼續(xù)增大，達(dá)到最小鼓泡速度，氣體以氣泡的形式穿過床層，隨著氣泡的產(chǎn)生、并聚與破裂，此時(shí)整個(gè)床層分為兩種相態(tài)：顆粒集中的乳化相以及氣體濃度較高的氣泡相，該種狀態(tài)稱為鼓泡流態(tài)化狀態(tài)(bubblingfluidizedbed)，如果容器較小，氣泡直徑增大至撐滿整個(gè)容器橫截面而形成節(jié)涌(slugging)；氣體流速進(jìn)一步增大，大氣泡由于表面張力及擠壓作用而破碎，氣泡尺寸變小，整個(gè)容器內(nèi)流動(dòng)狀態(tài)變的比鼓泡床狀態(tài)更加劇烈，床層邊緣變的模糊不清，此時(shí)該種狀態(tài)稱為湍流流態(tài)化狀態(tài)(turbulentfluidization)；在湍流流化狀態(tài)下繼續(xù)提高風(fēng)速，床層表面變的更加模糊，氣固流動(dòng)也發(fā)生變化，氣相由湍流流動(dòng)時(shí)的離散相（氣泡）變?yōu)檫B續(xù)相，顆粒由連續(xù)相（乳態(tài)化狀態(tài)）變?yōu)殡x散相，氣固流動(dòng)進(jìn)入快速流化床狀態(tài)(fastfluidizedbed)。繼續(xù)增大風(fēng)速，床層顆粒濃度逐漸變稀，氣固流動(dòng)將進(jìn)入氣力輸送狀態(tài)(pneumatictransport)。1.3氣固流態(tài)化的研究方法隨著流態(tài)化技術(shù)應(yīng)用的日益廣泛，眾多國(guó)內(nèi)外研究者對(duì)流態(tài)化過程做出了大量的試驗(yàn)和理論研究，如近年來(lái)有很大發(fā)展的快速信號(hào)處理技術(shù)及非接觸式的測(cè)量技術(shù)如過程層析成像技術(shù)、顆粒動(dòng)態(tài)分析儀測(cè)量技術(shù)、激光多普勒測(cè)速儀測(cè)量技術(shù)等，這些技術(shù)為氣固流動(dòng)系統(tǒng)中參數(shù)瞬態(tài)值的測(cè)量提供了有效的手段，但仍不能對(duì)稠密兩相流中的基本物理量如顆粒濃度、壓力及顆粒速度等進(jìn)行較為精準(zhǔn)的測(cè)量。為了便于更加深入、細(xì)致的認(rèn)識(shí)流態(tài)化過程，建立較為系統(tǒng)完整的理論，研究者把目光投向了近來(lái)來(lái)發(fā)展迅速的微機(jī)計(jì)算技術(shù)，研究者以動(dòng)量方程、質(zhì)量方程、能量方程以及組分守恒方程為基礎(chǔ)，通過數(shù)值計(jì)算方法建立了一系列的流態(tài)化過程研究理論。目前，流態(tài)化過程的研究模型可以分為三大類：第一類模型是從流態(tài)化過程分析，從流動(dòng)結(jié)構(gòu)的角度出發(fā)建立的兩相模型；第二類模型是以歐拉方法為基礎(chǔ)的顆粒相擬流體模型；第三類模型是以拉格朗日方法為基礎(chǔ)的顆粒軌道模型。1.3.1兩相模型兩相模型有其獨(dú)特的優(yōu)點(diǎn),如能夠根據(jù)一些局部信息合理的估計(jì)整個(gè)流化床的流動(dòng)特性，比如氣固流動(dòng)形式，各相速度及氣固兩相混合程度等。兩相模型理論是由ToomeyandJohnstone[3]在1952年首先提出。Davisdon和Harrison則在1969年提出了著名的Davidson模型從而解釋了上升氣泡周圍氣體以及顆粒的運(yùn)動(dòng)規(guī)律與壓力分布[4]。在以遠(yuǎn)離氣泡的區(qū)域壓力梯度無(wú)擾動(dòng)及氣泡中的壓力不隨氣泡運(yùn)動(dòng)而改變這兩個(gè)邊界條件為前提下提出如下理論：氣泡運(yùn)動(dòng)擠壓顆粒團(tuán)時(shí)，顆粒團(tuán)會(huì)像一般流體一樣，隨氣泡的擠壓而向兩側(cè)流動(dòng)，同時(shí)，氣固兩相流動(dòng)相對(duì)速度滿足Darcy定律。D.K.unni經(jīng)過研究又在Davidson模型的基礎(chǔ)上提出了K-L模型[5]。李靜海等人則建立了多尺度能量最小模型，給出了兩相流流域轉(zhuǎn)化和不同操作模式的存在條件，并從機(jī)理上揭示流域轉(zhuǎn)化特征[6]。由于實(shí)驗(yàn)關(guān)聯(lián)式是兩相模型的建立必須組成部分，而其精度較低，其應(yīng)用范圍也有一定的限制，因此兩相模型只能描述流態(tài)化系統(tǒng)的整體運(yùn)動(dòng)行為，在分析局部動(dòng)態(tài)特性時(shí)，兩相模型往往不能達(dá)到要求。1.3.2歐拉方法的顆粒相擬流體模型從根本上說(shuō)，流化床中的氣固流動(dòng)屬于稠密的氣固兩相流范疇，與一般的稀疏氣固兩相流系統(tǒng)不同，稠密氣固兩相流中，由于顆粒的質(zhì)量、體積所占份額較大，顆粒對(duì)氣體流動(dòng)的影響，顆粒之間的碰撞作用對(duì)整個(gè)系統(tǒng)流動(dòng)特性的影響都比較明顯，因此研究一般兩相流系統(tǒng)常用的模型對(duì)流化床系統(tǒng)不再適用。為了更合理的描述流化床系統(tǒng)的氣固流動(dòng)規(guī)律，研究者提出了一些新的模型，其中，顆粒擬流體模型是目前應(yīng)用較廣的一種模型，其原理為：在將流體視為連續(xù)相的同時(shí)，把顆粒也視為一種類似流態(tài)的連續(xù)介質(zhì)，即擬流體。在模型中，根據(jù)守恒定理建立氣固相的動(dòng)量控制方程組，空間各點(diǎn)兩相共用，兩相相互滲透并存在著相互作用。顆粒相擬流體的概念最早是由S.L.Soo[7]等人在20世紀(jì)60年代末提出，現(xiàn)已經(jīng)被很多學(xué)者應(yīng)用到流態(tài)化現(xiàn)象的數(shù)值模擬中，其中Gidaspow等人預(yù)測(cè)了鼓泡床內(nèi)氣泡的形成、長(zhǎng)大及破裂過程，預(yù)測(cè)結(jié)果與實(shí)際實(shí)驗(yàn)對(duì)比，可信度較高，他們通過計(jì)算得到了床內(nèi)各相的速度分布[8-10]。同時(shí)，他們模擬了PYROFLOW型循環(huán)流化床鍋爐的簡(jiǎn)化模型，得到了床內(nèi)各相的速度分布，并得到了固體顆粒相各時(shí)刻的濃度場(chǎng)分布[11,12]。Gidaspow等人在計(jì)算流化床內(nèi)壁面與床層之間的傳熱特性時(shí)也成功引入了擬流體模型[13,14]。Kuipers等人采用擬流體模型研究了三維流化床的流動(dòng)特性[15]，Enwald等人全面的總結(jié)了擬流體在氣固流態(tài)化方面的應(yīng)用[16]。雖然利用擬流體模型在模擬流態(tài)化過程中得到了廣泛的應(yīng)用，也取得了很多的成果，但該模型本身也存在著一些難以解決的問題，比如，將顆粒相處理為連續(xù)相后如何確定擬流體的粘性應(yīng)力和靜壓力；由于顆粒相的連續(xù)性處理，也就導(dǎo)致無(wú)法在微觀層次上對(duì)顆粒進(jìn)行研究，只能得到多個(gè)離散顆粒在局部區(qū)域的平均特性。1.3.3歐拉-拉格朗日法的顆粒軌道模型在顆粒軌道模型中，流態(tài)相仍然看作連續(xù)介質(zhì)，離散顆粒相就作為離散體處理。早期的顆粒軌道模型只考慮流態(tài)對(duì)離散顆粒的作用，而顆粒之間以及顆粒對(duì)流體相的作用并不考慮，也因此單顆粒動(dòng)力學(xué)模型只能在稀相氣固兩相流中適用，后經(jīng)研究者的改進(jìn)，使之能充分考慮顆粒對(duì)顆粒及流體的作用，尤其隨著微機(jī)計(jì)算技術(shù)的飛速發(fā)展，目前屬于顆粒軌道模型范疇的離散單元法(Discreteelementmethod,DEM)越來(lái)越多的被應(yīng)用于研究流態(tài)化系統(tǒng)。DEM方法最早在1979年由Cundall等人提出[17]，1992年，Tsuji等人在首次成功應(yīng)用DEM方法于濃相水平管道氣力輸送研究中[18]，隨后又把DEM方法與流體力學(xué)模型相結(jié)合，成功模擬了流化床內(nèi)氣固兩相流動(dòng)過程[19]。當(dāng)前DEM法已經(jīng)成為流化系統(tǒng)模擬中一種重要的方法。DEM方法的主要思路為：用離散項(xiàng)考慮流化系統(tǒng)中顆粒，通過分析每個(gè)顆粒的受力判斷計(jì)算顆粒的速度、加速度及位移情況，其同時(shí)考慮了顆粒間的作用力及顆粒對(duì)流體的作用力，所以DEM模型非常適合于模擬流化床這樣的稠密氣固兩相流動(dòng)系統(tǒng)。由于考慮了顆粒之間的相互作用力，所以DEM方法在處理顆粒碰撞時(shí)需要考慮碰撞時(shí)顆粒的形變，按假設(shè)有無(wú)形變，DEM法在處理顆粒相互作用力時(shí)分為硬球(hardsphere)軟球(softsphere)兩種模型。硬球模型中，假設(shè)顆粒不會(huì)因碰撞變形，視為剛性球體，碰撞在瞬間發(fā)生，顆粒之間的相互作用力按照動(dòng)量守恒確定，與軟球模型相比，硬球模型可以采用較大的時(shí)間步長(zhǎng)，而且可以處理顆粒較多的流態(tài)化系統(tǒng)，其不足是不能模擬三個(gè)以上顆粒的碰撞，在處理碰撞的傳熱問題時(shí)由于顆粒內(nèi)部導(dǎo)熱熱阻及顆粒間靜止氣膜的存在也會(huì)遇到很大的困難。與硬球模型不同，軟球模型類似于阻尼-彈簧模型，其假設(shè)顆粒碰撞過程中發(fā)生形變并持續(xù)一定時(shí)間，當(dāng)選定合適的時(shí)間步長(zhǎng)后，軟球模型可以對(duì)每一個(gè)顆粒的受力、運(yùn)動(dòng)狀況進(jìn)行跟蹤，不足是由于要跟蹤系統(tǒng)中每一個(gè)顆粒的受力與運(yùn)動(dòng)情況，并且時(shí)間步長(zhǎng)不能取的太大，所以計(jì)算量很大。由于本文研究對(duì)象流化床屬于稠密型氣固流態(tài)化體系，所以采用軟球模型。1.4流化床DEM法研究進(jìn)展DEM模型在Cundall提出后，最早是由Y.Tsuji等人用于二維鼓泡流化床的數(shù)值模擬中[19]，其只在計(jì)算流體對(duì)顆粒曳力時(shí)考慮流體粘性，采用SIMPLE算法[20]求解N-S方程，成功模擬了床內(nèi)氣泡的形成、成長(zhǎng)上升及破裂的過程及床層的壓力波動(dòng)曲線。JieOuyang等人采用DEM硬球模型對(duì)流化床進(jìn)行了較為全面的模擬，他們通過二維鼓泡床中進(jìn)行模擬，得到了氣泡的生成、變大和破裂的過程并在一個(gè)小直徑的鼓泡床中模擬觀察了顆粒的節(jié)涌現(xiàn)象[21]，得到了流化床中模擬顆粒團(tuán)的動(dòng)態(tài)圖象，同時(shí)也研究了操作條件對(duì)循環(huán)流化床顆粒團(tuán)結(jié)構(gòu)和“噎塞”行為(chokingbehavior)的影響[22]，通過模擬上升段內(nèi)氣固流動(dòng)，得到了顆粒相運(yùn)動(dòng)的動(dòng)態(tài)圖象以及顆粒運(yùn)動(dòng)的無(wú)規(guī)則軌跡[23]。周浩生等人利用DEM硬球模型模擬了鼓泡流化床內(nèi)氣固兩相流動(dòng)特性[24]用顆粒粒徑不同，平均粒徑為3.04e-4m，顆粒數(shù)為420個(gè)，模擬得到了密度相同但直徑不同的顆粒在顆粒在床內(nèi)的流動(dòng)情況:小顆粒集中在床的上方，大的顆粒則集中在床的下方，同時(shí)，也驗(yàn)證了顆粒運(yùn)動(dòng)時(shí)的B.H.Xu等人利用DEM軟球模型對(duì)準(zhǔn)三維鼓泡流化床內(nèi)的顆粒運(yùn)動(dòng)特性進(jìn)行模擬[25]，文中在氣相處理中忽略了氣體湍流影響，但考慮了層流粘性的影響，作者模擬得出了流化床最小流化風(fēng)速，得到了鼓泡床床層壓降與氣體流速的關(guān)系，通過分析提出了床層壓降與氣體流速之間存在滯后現(xiàn)象。DegangRong等人利用DEM軟球模型對(duì)一個(gè)有浸沒水平管束的鼓泡流化床進(jìn)行研究[26]，得到了流化速度及管道排列方式對(duì)床內(nèi)氣固流動(dòng)運(yùn)動(dòng)規(guī)律的影響，并根據(jù)管壁附近顆粒運(yùn)動(dòng)狀態(tài)分析了管道壁面的磨損規(guī)律。Mikami等人利用DEM軟球模型模擬了粘結(jié)性顆粒的二維流化床[27]，文中考慮了顆粒表面所帶水分產(chǎn)生的液橋力，模擬得到了濕顆粒床層的流動(dòng)特性，與干燥顆粒條件下的模擬作比較，濕顆粒條件下的壓力波動(dòng)、最小流化風(fēng)速的值要高。周浩生等利用DEM軟球模型對(duì)系統(tǒng)為沙粒和煤粒組成的二元流化床體系進(jìn)行模擬[28]，利用傳熱溫差及相關(guān)傳熱系數(shù)計(jì)算式計(jì)算得到碰撞傳熱量，提出氣固流動(dòng)特性對(duì)顆粒的熱特性有較大的影響，同時(shí)，研究了傳熱溫差、流化速度、煤粒自身物理性質(zhì)對(duì)煤粒熱特性的影響。陸繼東等利用DEM軟球模型建立了流化床內(nèi)氣固流動(dòng)、傳熱及煤粒燃燒的數(shù)學(xué)模型，將流化床內(nèi)煤粒的加熱、燃燒過程作為一個(gè)連續(xù)的過程進(jìn)行了數(shù)值模擬[29]，研究了燃燒熱、對(duì)流熱、輻射熱及碰撞熱這幾種不同的熱傳遞方式在煤粒加熱和燃燒過程中的貢獻(xiàn)，同時(shí)研究了顆粒剛度、旋轉(zhuǎn)性及表面摩擦系數(shù)對(duì)顆粒碰撞率的影響。李曉光等人利用DEM軟球模型對(duì)二維高溫流化床進(jìn)行研究[30]，所選顆粒直徑為3mm大直徑顆粒，分別模擬了溫度為300K與1000K時(shí)床內(nèi)臨界流化風(fēng)速、壓降脈動(dòng)及床層最大膨脹比，對(duì)比發(fā)現(xiàn)溫度較高時(shí)，臨界流化風(fēng)速也相當(dāng)較大，運(yùn)行較平穩(wěn)，床層膨脹比明顯降低，并指出高溫大顆粒流化床內(nèi)氣泡快速成長(zhǎng)同時(shí)氣泡內(nèi)部存在顆粒淋落現(xiàn)象。劉向軍等人利用DEM軟球模型研究了稠密氣固兩相流中顆粒團(tuán)運(yùn)動(dòng)規(guī)律[31]，通過模擬得到了流化床內(nèi)顆粒團(tuán)詳細(xì)運(yùn)動(dòng)碰撞的過程及濃度、粒徑分布。黎明等人利用DEM軟球模型對(duì)二維鼓泡床進(jìn)行研究[32]，文中考慮顆粒與流態(tài)間的相互耦合關(guān)系，得到了不同入口氣速下流化床隨時(shí)間變化的狀態(tài)圖。田鳳國(guó)等人對(duì)非均勻布風(fēng)方式流化床的氣固流動(dòng)特性進(jìn)行DEM數(shù)值模擬[33]，研究認(rèn)為：顆粒在床內(nèi)存在劇烈的循環(huán)流動(dòng)；氣泡在進(jìn)氣口處活動(dòng)較為活躍，由于氣泡的攜帶牽引顆粒向上運(yùn)動(dòng)，同時(shí)又由于重力作用顆粒向下運(yùn)動(dòng)，兩者構(gòu)成了床內(nèi)氣固流動(dòng)內(nèi)循環(huán)；風(fēng)速對(duì)顆粒流量變化具有顯著的影響；其后又對(duì)流化床內(nèi)物料微觀混合過程進(jìn)行研究[34]，通過引入定量描述混合發(fā)張程度的Ashton指數(shù)，得到示蹤顆粒場(chǎng)變化過程，研究發(fā)現(xiàn)：在均勻布風(fēng)情況下，床內(nèi)氣泡橫向運(yùn)動(dòng)受到限制，橫向混合以擴(kuò)散方式為主；而對(duì)于非均勻布風(fēng)流化床，顆粒團(tuán)具有較大的橫向濃度梯度、速度梯度。張勇等人利用DEM軟球模型對(duì)噴動(dòng)流化床內(nèi)顆粒混合特性進(jìn)行模擬[35,36]，得到了床中上下兩層顆粒的運(yùn)動(dòng)和混合過程，提出了表征顆粒混合質(zhì)量的特征參數(shù)，觀察了噴動(dòng)氣速和流化氣速對(duì)顆?；旌系挠绊?，研究發(fā)現(xiàn)：如果進(jìn)氣流速增大，將使氣固系統(tǒng)活動(dòng)更加劇烈，可以更快進(jìn)入穩(wěn)定流化狀態(tài)，而且混合更均勻，同時(shí)發(fā)噴動(dòng)氣速增加，顆粒在噴射區(qū)和環(huán)形密相區(qū)的平均速度增加，濃度減小，平均碰撞頻率減??；流化氣速增加，顆粒速度、濃度和碰撞頻率與噴動(dòng)氣速度增加具有相同的變化規(guī)律。劉安源等人對(duì)二維鼓泡流化床內(nèi)瞬時(shí)和局部傳熱系數(shù)進(jìn)行了模擬[37]，得到了瞬態(tài)表面?zhèn)鳠嵯禂?shù)隨氣速及局部傳熱系數(shù)隨高度的變化規(guī)律。他們又通過建立流化床燃燒的數(shù)學(xué)模型[38]，模擬了流化床鍋爐熱煙氣點(diǎn)火過程。1.5本文主要研究?jī)?nèi)容目前，流化系統(tǒng)中DEM方法的應(yīng)用大多集中在流態(tài)動(dòng)力學(xué)特性方面，對(duì)于熱量傳遞，燃燒等過程研究較少，而由于流態(tài)化過程中熱質(zhì)傳遞及化學(xué)反應(yīng)對(duì)流體動(dòng)力特性有較大影響，因此可以預(yù)見，與一般稀疏氣固兩相流研究中顆粒軌道模型的發(fā)展過程一樣，對(duì)流態(tài)化系統(tǒng)的DEM模擬也將會(huì)沿著氣固流動(dòng)、熱量傳遞、質(zhì)量變化的方向發(fā)展。本文將在在學(xué)習(xí)研究國(guó)內(nèi)外現(xiàn)有研究成果的基礎(chǔ)上，建立描述流化床內(nèi)氣固兩相流動(dòng)的DEM數(shù)學(xué)模型，進(jìn)而對(duì)流化床的氣固流動(dòng)進(jìn)行模擬，并研究分析模擬結(jié)果，主要工作內(nèi)容為：介紹流化床內(nèi)氣固兩相流動(dòng)數(shù)學(xué)模型，根據(jù)數(shù)學(xué)模型設(shè)計(jì)出可用于模擬流化床氣固流動(dòng)過程的通用程序；利用所編寫程序?qū)α骰矁?nèi)的氣固兩相流動(dòng)特性進(jìn)行數(shù)值研究，包括對(duì)單雙噴氣孔兩種進(jìn)氣方式的分別模擬及分析比較；在單雙噴口研究的基礎(chǔ)上，對(duì)多噴口流化床的氣固流動(dòng)進(jìn)行模擬，分析噴口個(gè)數(shù)、噴口位置、進(jìn)氣速度、顆粒密度、彈性系數(shù)等對(duì)氣固流動(dòng)的影響。最后對(duì)本文工作做出總結(jié)，并對(duì)以后的研究提出展望。

第2章流化床氣固兩相流動(dòng)DEM模擬數(shù)學(xué)模型由于DEM方法可以從單個(gè)顆粒的層次上去描述氣固流動(dòng)過程，對(duì)顆粒的形狀、大小都可以按照要求設(shè)定，同時(shí)能夠精確的知道每時(shí)每刻氣固流動(dòng)的具體情況并可以通過模型設(shè)置使顆粒產(chǎn)生物理或化學(xué)變化，對(duì)研究對(duì)象具有很強(qiáng)的適應(yīng)性，雖然對(duì)計(jì)算機(jī)計(jì)算能力的要求比較高，但隨著近年來(lái)計(jì)算機(jī)技術(shù)的發(fā)展，有越來(lái)越到的研究者利用計(jì)算機(jī)采用DEM方法研究氣固流動(dòng)系統(tǒng)的運(yùn)動(dòng)規(guī)律。本文也將采用離散單元法與計(jì)算流體力學(xué)相結(jié)合的方法來(lái)模擬研究流化床內(nèi)的氣固兩相流體流動(dòng)、燃燒及傳熱特性。2.1離散單元法原理DEM方法按照處理碰撞的不同方式可以分為硬球模型及軟球模型兩種，這兩種方法在第一章已經(jīng)做了詳細(xì)的論述和比較，這里不再展開，基于氣固流化系統(tǒng)中顆粒濃度較大，硬球模型無(wú)法處理，同時(shí)由于DEM軟球模型在處理顆粒碰撞和傳熱過程上的方便，本文模擬將采用DEM軟球模型。流化床DEM軟球模型中，考慮碰撞兩球之間的形變，在已知彈性系數(shù)的情況下，可以得到其所受碰撞力，再利用牛頓第二定律可以得出球的加速度，如果時(shí)間步長(zhǎng)選取的足夠小，算出顆粒每時(shí)每刻的位移，再由上一時(shí)刻的位置便可更新得到下一時(shí)刻的位置。在以上所述方法中，時(shí)間步長(zhǎng)的選取必須要合適才能保證穩(wěn)定的計(jì)算結(jié)果，由于在碰撞過程中，一個(gè)時(shí)間步長(zhǎng)內(nèi)顆粒所受作用力、當(dāng)前速度和加速度都假定為是常數(shù)，而實(shí)際顆粒碰撞過程中，顆粒的運(yùn)動(dòng)參數(shù)隨時(shí)在變化，同時(shí)為了節(jié)省計(jì)算時(shí)間，假定一個(gè)時(shí)間步長(zhǎng)內(nèi)顆粒只受其緊鄰的顆粒作用力的影響，更遠(yuǎn)的顆粒則認(rèn)為對(duì)其沒有影響，所以時(shí)間步長(zhǎng)的必須取的很小才能正確有效模擬出碰撞過程。2.1.1時(shí)間步長(zhǎng)的確定對(duì)于時(shí)間步長(zhǎng)的選取，通常認(rèn)為步長(zhǎng)取的越小，計(jì)算精度就越高，同時(shí)計(jì)算也越穩(wěn)定，但由于受計(jì)算機(jī)性能及計(jì)算時(shí)間所限制，研究者通過實(shí)驗(yàn)來(lái)確定在保證精度與穩(wěn)定的情況下，所能采用的最大時(shí)間步長(zhǎng)：Cundall等人對(duì)物塊通過彈簧連接壁面這一單自由度系統(tǒng)進(jìn)行研究，分析得出了其最大臨界時(shí)間步長(zhǎng)[17]：(2-1)其中，m為的物塊的質(zhì)量，k為彈簧的彈性系數(shù)，認(rèn)為如果所取時(shí)間步長(zhǎng)大于此臨界時(shí)間步長(zhǎng)則計(jì)算是不穩(wěn)定的。Tsuji等人通過試驗(yàn)發(fā)現(xiàn)上述條件并不能概括所有的計(jì)算情形，同時(shí)，他們還提出了一種改進(jìn)的方法[18]。他們對(duì)作用力和位移之間的變化關(guān)系進(jìn)行分析，得出了物塊-彈簧-壁面系統(tǒng)的非線性運(yùn)動(dòng)方程：(2-2)他們通過對(duì)初始速度為1m/s的顆粒-彈簧-壁面單個(gè)顆粒碰撞系統(tǒng)進(jìn)行試驗(yàn)，計(jì)算得到的臨界時(shí)間步長(zhǎng)為3×10-5s，對(duì)于多個(gè)顆粒組成的系統(tǒng)，通過計(jì)算得到最大臨界時(shí)間步長(zhǎng)為2×10-5s。本文為保證計(jì)算穩(wěn)定性，選取時(shí)間步長(zhǎng)為1×10-5s。2.1.2顆粒運(yùn)動(dòng)控制方程由動(dòng)力學(xué)理論可知，顆粒的運(yùn)動(dòng)是由其整體的平移及自身的轉(zhuǎn)動(dòng)構(gòu)成。(1)顆粒的平移，有：(2-3)其中和分別為顆粒的質(zhì)量和速度，為該顆粒所受到的總作用力。(2)顆粒的轉(zhuǎn)動(dòng)，有：(2-4)其中和分別為顆粒i的轉(zhuǎn)動(dòng)慣量和角速度，對(duì)于球形顆粒，Ri為顆粒i的半徑，為由于顆粒間碰撞而對(duì)顆粒i產(chǎn)生的扭轉(zhuǎn)力矩的總和。在實(shí)際流化床中，顆粒受力極其復(fù)雜，包括自身重力、所受流體的作用力及顆粒之間的作用力，其中流體作用力又可分為流體曳力、壓力梯度力、附加質(zhì)量力、Basset力、Magnus力、Saffman力、浮力及熱泳力等；顆粒之間相互作用力包括碰撞作用力、摩擦力、范德華力、靜電力及液體橋力等?？紤]模型復(fù)雜性及可行性，本文只考慮顆粒本身重力、流體曳力及顆粒間的碰撞和摩擦力，其它作用力相對(duì)較小，選擇忽略不計(jì)。2.1.3顆粒碰撞力學(xué)模型顆粒間相互作用力包括彈性力及粘性阻尼力，法向力fn,ij分解為法向彈性力fcn,ij和法向粘性阻尼力fdn,ij，切向力ft,ij分解為切向彈性力fct,ij和切向粘性阻尼力fdt,ij。圖2-1顆粒碰撞受力模型圖2-1為顆粒碰撞軟球模型，即假設(shè)顆粒在碰撞中發(fā)生了形變，產(chǎn)生了一個(gè)碰撞力，而碰撞力的大小跟形變量有關(guān)系。圖中彈簧模擬了形變效應(yīng)，阻尼器模擬了衰變效應(yīng)，偶聯(lián)器作用是在碰撞時(shí)連接相互接觸的兩個(gè)顆粒而在碰撞后又產(chǎn)生排斥力而使顆粒開始分離。對(duì)于兩個(gè)顆粒組成的碰撞系統(tǒng)，其總作用力為：(2-5)在實(shí)際的流化床系統(tǒng)中，由于其高顆粒濃度的特性，每個(gè)顆粒都會(huì)與大量顆粒發(fā)生碰撞，此時(shí)，顆粒i所受的作用力為所有與之碰撞的顆粒對(duì)其作用力之和：(2-6)式中，ni為同一時(shí)間與顆粒i相碰撞的顆粒的個(gè)數(shù)。當(dāng)顆粒的碰撞對(duì)象為壁面時(shí)，顆粒所受作用力的計(jì)算方法與兩個(gè)顆粒碰撞相同，只需令第二個(gè)顆粒的半徑、質(zhì)量都為無(wú)限大。下面具體介紹顆粒間的法向力、切向力計(jì)算，顆粒的彈性碰撞采用線性作用力模型，當(dāng)顆粒j與顆粒i碰撞時(shí)，顆粒間的法向彈性力與兩顆粒在法向相對(duì)位移成正比，即：(2-7)式中，k為顆粒彈性系數(shù)，下標(biāo)n表示法向方向，下標(biāo)c代表彈性方向，為顆粒間相對(duì)位移，(2-8)式中，為顆粒i對(duì)顆粒j的相對(duì)速度矢量，，為顆粒i沿法線方向的單位矢量，方向有球心指向碰撞接觸點(diǎn)；為時(shí)間步長(zhǎng)。碰撞阻尼力由下式計(jì)算：(2-9)式中，為阻尼系數(shù)，與顆粒物性相關(guān)，下標(biāo)d代表碰撞阻尼力，為顆粒碰撞法線相對(duì)速度，。顆粒碰撞總的法向力為顆粒法向阻尼作用力和法向彈性碰撞作用力之和：(2-10)顆粒所有切向力可分為有無(wú)滑移兩種情況，當(dāng)顆粒間不發(fā)生相對(duì)滑移時(shí)，與法向力的計(jì)算類似，顆粒切向作用力可以分為切向彈性力和切向阻尼力。作用在顆粒i上的切向彈性力為：(2-11)作用在顆粒i上的切向阻尼力為：(2-12)顆?？偳邢蛄椋?2-13)當(dāng)顆粒碰撞出現(xiàn)滑移時(shí)，由力學(xué)知識(shí)可知，此時(shí)切向的作用力超過顆粒的最大靜摩擦力，此時(shí)切向作用力方向與無(wú)滑移時(shí)顆粒所受總切向力方向相同，其絕對(duì)值大小為：(2-14)式中為固體顆粒表面滑動(dòng)摩擦系數(shù)。2.1.4碰撞對(duì)象的搜索算法由于在計(jì)算時(shí)如果對(duì)每個(gè)顆粒都對(duì)其他所有顆粒進(jìn)行碰撞計(jì)算，一一判斷是否發(fā)生碰撞，其計(jì)算量會(huì)非常大，因此如何建立合適的碰撞對(duì)象搜索算法，對(duì)減小計(jì)算量，節(jié)省計(jì)算時(shí)間非常重要。借鑒歐陽(yáng)潔[39]及Hoomans[40]等人在硬球DEM模擬中使用的最近鄰居表方法（thenearestneighborlist），本文在模擬時(shí)首先將計(jì)算區(qū)域分為若干小區(qū)域，考慮顆粒之間碰撞時(shí)，將顆粒視為等直徑的球體單元，當(dāng)要計(jì)算顆粒所受作用力時(shí)，先確定顆粒的位置，然后只需搜索該顆粒所在網(wǎng)格及臨近的網(wǎng)格內(nèi)其他顆粒即可。2.2流體相數(shù)學(xué)模型及求解方法對(duì)流體相需要采用Navier-Stokers方程求解，而該方程的適用條件需要計(jì)算區(qū)域是連續(xù)的，但本文研究對(duì)象為具有強(qiáng)烈運(yùn)動(dòng)、混合、相互作用的流化床氣固兩相流，很難對(duì)這一對(duì)象進(jìn)行非常精確的模擬[41]。為解決這一問題，Anderson和Jackson提出了局部平均的方法[42,43]，該方法把連續(xù)計(jì)算區(qū)域劃分為多個(gè)網(wǎng)格，每個(gè)網(wǎng)格包含多個(gè)固體顆粒，在網(wǎng)格間速度變化遠(yuǎn)小于整個(gè)系統(tǒng)速度宏觀變化這一前提下，提出用每個(gè)離散網(wǎng)格內(nèi)的局部平均變量代替連續(xù)相流體的點(diǎn)變量。2.2.1流體相數(shù)學(xué)模型采用局部平均法時(shí)，流體相連續(xù)性方程及動(dòng)量方程如下：連續(xù)性方程：(2-15)式中，為顆粒質(zhì)量源項(xiàng)，如果不考慮燃燒則＝0。動(dòng)量方程：(2-16)(2-17)式中：(2-18)(2-19)式中，為湍流粘度，，為相互作用力在x,y方向上的分量。我們通常把方程中各個(gè)項(xiàng)分別定義為非穩(wěn)態(tài)項(xiàng)，對(duì)流項(xiàng)，擴(kuò)散項(xiàng)，源項(xiàng)，具體見下表：表2-1動(dòng)量方程中各項(xiàng)定義名稱相非穩(wěn)態(tài)項(xiàng)，對(duì)流項(xiàng)，，，擴(kuò)散項(xiàng),,,源項(xiàng)氣相湍流模擬采用方程模型描述，控制方程如下：(2-20)(2-21)式中：(2-22)(2-23)(2-24)帶入得：(2-25)(2-26)同動(dòng)量方程，方程各項(xiàng)定義如下表：表2-2k方程中各項(xiàng)定義名稱項(xiàng)非穩(wěn)態(tài)項(xiàng)對(duì)流項(xiàng)擴(kuò)散項(xiàng)產(chǎn)生項(xiàng)耗散項(xiàng)表2-3方程中各項(xiàng)定義名稱項(xiàng)非穩(wěn)態(tài)項(xiàng)對(duì)流項(xiàng)擴(kuò)散項(xiàng)產(chǎn)生項(xiàng)耗散項(xiàng)其中，，l是湍流脈動(dòng)的特征長(zhǎng)度。2.2.2流體相控制方程組的求解流體相控制方程可改寫成對(duì)流—擴(kuò)散方程的通用形式：(2-27)上式中，表示不同的變量，如，等，對(duì)于連續(xù)性方程，取1，為變量的交換系數(shù)，為源項(xiàng)。利用解析法求解流體相控制方程組，會(huì)因?yàn)槠洳痪哂械木€性特性而且存在著與顆粒相運(yùn)動(dòng)方程之間強(qiáng)烈的耦合作用，求解會(huì)遇到很大障礙，由此我們一般通過數(shù)值方法求解。偏微分方程組數(shù)值求解一般包括以下幾個(gè)過程：控制方程的離散；計(jì)算區(qū)域的離散；線性代數(shù)方程組的求解；控制方程組的求解算法?？刂品匠痰碾x散現(xiàn)在常用的微分方程離散方法主要有：(1)有限元法是把計(jì)算區(qū)域分成一組離散的單元，然后通過積分控制方程得出離散方程；(2)邊界元法是通過格林函數(shù)及適當(dāng)?shù)臋?quán)函數(shù)用邊界上的積分方程代替求解域上的偏微分方程；(3)有限分析法是利用求解線性化了的微分方程，把相近積分網(wǎng)格點(diǎn)上的值關(guān)聯(lián)起來(lái)，來(lái)實(shí)現(xiàn)方程的離散；(4)有限差分法是將網(wǎng)格節(jié)點(diǎn)的集合代替求解區(qū)域，對(duì)這些節(jié)點(diǎn)用泰勒公式或控制容積法去離散方程；(5)有限容積法是對(duì)流動(dòng)與傳熱守恒型方程在控制容積上進(jìn)行積分，從而獲得控制方程的離散形式。本文采用有限差分法來(lái)離散流體相控制方程組，式(2-27)可改寫為：(2-28)(2-29)(2-30)式中J表示包括對(duì)流項(xiàng)和擴(kuò)散項(xiàng)作用的總通量。如圖2-2所示控制容積對(duì)對(duì)流擴(kuò)散通用方程進(jìn)行離散。圖2-2控制容積示意圖方程離散結(jié)果如下：(2-31)其中：(2-32)(2-33)(2-34)(2-35)(2-36)(2-37)(2-38)(2-39)其中，源項(xiàng)，F(xiàn)為網(wǎng)格界面的流量；，代表網(wǎng)格界面處對(duì)流項(xiàng)與擴(kuò)散作用的對(duì)比。計(jì)算區(qū)域的離散常用的網(wǎng)格劃分方法有內(nèi)節(jié)點(diǎn)和外節(jié)點(diǎn)兩種[20]。本文采取內(nèi)節(jié)點(diǎn)法，即先確定控制容積再確定節(jié)點(diǎn)的方法來(lái)劃分計(jì)算網(wǎng)格，如圖2-3。圖2-3計(jì)算網(wǎng)格劃分示意圖為了解決由于一階導(dǎo)數(shù)項(xiàng)的存在而使在一般的網(wǎng)格上檢測(cè)不出不正確壓力場(chǎng)的存在的問題，人們提出了交錯(cuò)網(wǎng)格的方法[20]，即把速度與壓力分別存儲(chǔ)在不同的網(wǎng)格系統(tǒng)中，如圖2-4所示，壓力控制容積為主控制容積，的控制容積是以主控制容積的東西界面為中心，的控制容積是以主控制容積的南北界面為中心。圖2-4交錯(cuò)網(wǎng)格示意圖離散方程組的求解流體相動(dòng)量方程離散后，計(jì)算區(qū)域內(nèi)所有內(nèi)節(jié)點(diǎn)均有式(2-31)的表示形式，此形式的線性代數(shù)方程組可以采用三對(duì)角陣算法(Tridiagonalmatrixmethod，TDMA)結(jié)合逐行迭代法來(lái)求解[44]。流體相動(dòng)量方程的求解采用在計(jì)算流體力學(xué)中廣泛應(yīng)用的SIMPLE(Semi-ImplicitMethodforPressureLinkedEquation)方法[44]，即求解壓力耦合方程的半隱方法。由于在求解速度場(chǎng)時(shí)，會(huì)發(fā)生相鄰兩次迭代之間的速度變化過快而導(dǎo)致迭代發(fā)散的情況，本文在進(jìn)行SIMPLE算法的過程中，采用亞松弛技術(shù)(under-relaxation)，用通用變量表示如下：(2-39)式中為上次迭代所求解，為松弛因子，將上式改寫后可得：(2-40)2.3氣固兩相相互作用力分析由于對(duì)固相采用的是DEM方法求解每一個(gè)離散顆粒，而對(duì)流體相是采用CFD方法求解控制體，所以當(dāng)進(jìn)行氣固兩相流的模擬時(shí)，氣固兩相之間的耦合尤為重要，本文利用牛頓第三定律實(shí)現(xiàn)氣固兩相間作用力的耦合，固體受氣體的曳力，而氣體也受到固體的反作用力，體現(xiàn)為作用在氣體控制體上的體積作用力。2.3.1氣體對(duì)顆粒的作用力本文模型中，氣體對(duì)顆粒的作用力在單顆粒水平上確定，氣體對(duì)顆粒曳力與兩相間的相對(duì)速度及物性有關(guān)，其具體表達(dá)式為:(2-41)由曳力系數(shù)選取的不同，目前有以下幾種不同的曳力模型：Syamlal-O’Brien模型:(2-42)(2-43)XuandYu模型[25]：(2-44)(2-45)(2-46)Gidaspow模型[45]：當(dāng)空隙率較低，≤0.8時(shí)，利用Ergun等式得：(2-47)當(dāng)空隙率較大，＞0.8時(shí)，采用Wen&Yu的修正方程得：(2-48）本文采用Gidaspow的曳力模型，則顆粒在流體中所受的曳力為：(2-49)(2-50)式中為顆粒直徑，為流體密度，為流體速度，為顆粒速度，為空隙率，為流體剪切粘度，為顆粒體積，為有效曳力系數(shù)。(2-51)其中n為空隙率修正因子，一般取值為-4.65，為曳力系數(shù)，計(jì)算公式如下：當(dāng)時(shí)，(2-52)當(dāng)時(shí)，(2-53)為顆粒雷諾數(shù)，計(jì)算式為：(2-54)空隙率對(duì)氣體及顆粒之間作用力的計(jì)算有很大影響，本文計(jì)算選用區(qū)域?yàn)槎S平面，但為計(jì)算及描述方便，假定顆粒為球形，且從流化床實(shí)際運(yùn)行角度出發(fā)，三維更接近與實(shí)際情況。本文采用Xu&Yu提出的準(zhǔn)三維概念[25]，按三維的方法確定空隙率：(2-55)式中：為顆粒體積；為劃分區(qū)域的控制體積；為所劃分區(qū)域中的顆粒的數(shù)目，數(shù)值模擬計(jì)算中，空間的厚度設(shè)置為等于顆粒的直徑D。2.3.2顆粒對(duì)流體的反作用力按牛頓第三定律，顆粒受到流體曳力，相對(duì)的流體也會(huì)受到顆粒對(duì)其的反作用力，這個(gè)力與曳力大小相等，方向相反。顆粒對(duì)流體的體積作用力為：(2-56)其中為氣體對(duì)顆粒的作用力。2.4本章小結(jié)本章DEM數(shù)學(xué)模型及其求解方法做了具體介紹，同時(shí)也介紹了本文在進(jìn)行數(shù)值模擬時(shí)對(duì)方程離散、求解的做法主要內(nèi)容包括：1、對(duì)離散固體顆粒相采用屬于Lagrangian范疇的DEM法來(lái)模擬，對(duì)連續(xù)流體相采用屬于Euler方法范疇的Navier-Stokes方程模擬；2、采用內(nèi)節(jié)點(diǎn)法進(jìn)行求解區(qū)域的計(jì)算，對(duì)速度變量采用交錯(cuò)網(wǎng)格法；采用逐行迭代的TDMA方法求解動(dòng)量離散化后得到的線性代數(shù)方程組；3、采用Di.Felice提出的經(jīng)驗(yàn)關(guān)聯(lián)式計(jì)算流體對(duì)顆粒的曳力，床層空隙率采用準(zhǔn)三維方法確定；固體顆粒對(duì)流體相的反作用力采用牛頓第三定律計(jì)算。

第3章循環(huán)流化床氣固流動(dòng)特性的數(shù)值模擬本章將采用DEM方法對(duì)流化床內(nèi)的氣泡特性進(jìn)行模擬研究。本章首先選對(duì)床內(nèi)顆粒自由堆積過程進(jìn)行模擬。進(jìn)而在不同入口風(fēng)速下模擬得到了單孔射流流化床內(nèi)顆粒運(yùn)動(dòng)情況。同時(shí)在單孔射流基礎(chǔ)上本章模擬還得到了雙孔射流流化床內(nèi)氣固流動(dòng)的運(yùn)動(dòng)情況，最后對(duì)單雙孔流化床內(nèi)顆粒流動(dòng)情況做出對(duì)比分析。3.1自由堆積過程模擬本文采用重力沉降法確定顆粒的初始堆積位置，具體為：在零時(shí)刻利用隨即函數(shù)分配顆粒初始的位置，即假定顆粒初始無(wú)規(guī)律散布整個(gè)空間，此時(shí)設(shè)定氣流流速為零，顆粒只在重力的作用下進(jìn)行自由落體運(yùn)動(dòng)，考慮顆粒相互間碰撞力，顆粒運(yùn)動(dòng)至床底部自由堆積，記錄此時(shí)的顆粒位置，作為顆粒初始位置。下圖為模擬計(jì)算網(wǎng)格示意圖：圖3-1堆積狀態(tài)模擬計(jì)算網(wǎng)格示意圖對(duì)圖中所示計(jì)算區(qū)域，邊界條件進(jìn)行下述假定：(1)給定入射氣流流速，壁面上采用無(wú)滑移邊界條件，出口處采用自由滑移邊界條件；(2)假定出口法向壓力為零；(3)顆粒和壁面發(fā)生碰撞時(shí)，假定壁面為直徑和質(zhì)量無(wú)窮大的一個(gè)特殊顆粒，并取與一般顆粒相同的剛度系數(shù)，然后再利用前面的顆?！w粒碰撞計(jì)算模型進(jìn)行計(jì)算。對(duì)于相關(guān)初始參數(shù)設(shè)定如下表：表3-1自由落體過程參數(shù)表參數(shù)名稱參數(shù)取值顆粒密度/(kg/m3)2700彈性系數(shù)/(N/m)800摩擦系數(shù)0.3粘性系數(shù)恢復(fù)系數(shù)0.9顆粒直徑(m)0.004顆粒數(shù)目2400床高(m)0.9床寬(m)0.15時(shí)間步長(zhǎng)/(s)0.00001重力沉降過程模擬圖：0s0.2s0.3s0.5s1.0s圖3-2顆粒自由落體過程圖圖3-3顆粒最終沉積狀態(tài)細(xì)節(jié)圖3.2單孔射流流化床流動(dòng)過程模擬在顆粒自由落體模擬的基礎(chǔ)上加入氣相，使氣流以一定流速?gòu)牧骰驳撞恐虚g位置射入床內(nèi)，模擬各參數(shù)見下表：表3-2單孔射流模擬參數(shù)表參數(shù)名稱參數(shù)取值顆粒密度/(kg/m3)2700彈性系數(shù)/(N/m)800摩擦系數(shù)0.3粘性系數(shù)恢復(fù)系數(shù)0.9床寬(m)0.15床高(m)0.9進(jìn)氣孔寬度(m)0.1氣體粘度/(kg/(ms))1.810-5氣體密度/(kg/m3)1.205時(shí)間步長(zhǎng)/(s)0.00001進(jìn)氣孔速度設(shè)為35m/s，模擬流動(dòng)過程時(shí)間為2秒，單孔射流流動(dòng)過程模擬結(jié)果及顆粒，氣體垂直、水平速度分布見下圖：0s0.3s0.6s0.9s圖3-4(a)單孔射流流化過程模擬1.2s1.5s1.8s2.0s圖3-4(b)單孔射流流化過程模擬圖3-5(a)單口顆粒垂直速度分布圖3-5(b)單口顆粒水平速度分布圖3-5(c)單口氣體垂直速度分布圖3-5(d)單口氣體水平速度分布由圖3-4中可以看出氣體從布風(fēng)板進(jìn)入床層后，進(jìn)氣口上方顆粒受到氣體流動(dòng)作用力而運(yùn)動(dòng)。在局部，顆粒群內(nèi)部形成氣泡，在整體，顆粒群上方形成凸形曲面，隨著時(shí)間的推移，進(jìn)入床層的氣流使氣泡不斷形成，成長(zhǎng)，移動(dòng)，最終在床層表面由于局部外部壓力減小而破裂，同時(shí)顆粒隨氣泡的上升而運(yùn)動(dòng)，從底部被攜帶至床層上方再由兩側(cè)落下，同時(shí)兩側(cè)顆粒由于卷吸作用到達(dá)中部，如此循環(huán)往復(fù)，最終達(dá)到穩(wěn)定流化狀態(tài)。而圖3-5則描述了流化1s時(shí)顆粒、氣體分別在水平、垂直方向上的速度分布，在水平方向上，由于卷吸作用，兩者都是以噴口為中心向兩側(cè)流動(dòng)；在垂直方向上，由于進(jìn)氣孔處氣體的速度較大同時(shí)帶動(dòng)了顆粒有較大的速度分布。為驗(yàn)證本文模擬正確性，下取Xu&Yu等人對(duì)單孔射流模擬結(jié)果[25]進(jìn)行對(duì)比:圖3-6(a)Xu&Yu等人對(duì)單孔射流模擬結(jié)果圖3-6(b)Xu&Yu等人對(duì)單孔射流模擬結(jié)果與文獻(xiàn)[25]模擬結(jié)果(圖3-6)相比，本文的模擬結(jié)果(圖3-4)具有很大的相似度，可以證明本文模擬結(jié)果具有一定的可信度。由圖3-4可見，在氣流剛進(jìn)入床內(nèi)時(shí)，床層出現(xiàn)松動(dòng)，顆粒之間產(chǎn)生較小氣泡，氣泡往上流動(dòng)，同時(shí)帶動(dòng)周圍顆粒一起向上運(yùn)動(dòng)，隨時(shí)間的繼續(xù)氣泡不斷增大，同時(shí)伴有氣泡的破裂，氣泡間的擠壓、吞并等現(xiàn)象發(fā)生，進(jìn)而帶動(dòng)更多顆粒一起運(yùn)動(dòng)，到穩(wěn)定流化階段，氣體散布整個(gè)床層，顆粒團(tuán)完全流化，顆粒進(jìn)入上升-下降-上升循環(huán)往復(fù)的運(yùn)動(dòng)階段。3.3雙孔射流流化床流動(dòng)過程模擬現(xiàn)有研究普遍都是進(jìn)行單噴口流化床的研究，與實(shí)際現(xiàn)場(chǎng)中的多噴口工況有一定偏差，本文引入雙噴口模型，在相同速度下與單噴口模型模擬結(jié)果進(jìn)行對(duì)比，并對(duì)雙噴口給出不同入口速度，分析研究相鄰氣泡之間相互作用，進(jìn)而探討流化床內(nèi)氣固流動(dòng)機(jī)理特性。為更好分析模擬結(jié)果，減少因進(jìn)氣孔位置不同而引起的實(shí)驗(yàn)偏差，雙孔射流模擬時(shí)將流化床底部四等分，進(jìn)氣孔設(shè)置在第1、3等分點(diǎn)處。對(duì)稱布置與流化床底部參數(shù)設(shè)置如下表：表3-3雙孔射流模擬參數(shù)表參數(shù)名稱參數(shù)取值顆粒密度/(kg/m3)2700彈性系數(shù)/(N/m)800摩擦系數(shù)0.3粘性系數(shù)恢復(fù)系數(shù)0.9床寬(m)0.15床高(m)0.9進(jìn)氣孔寬度(m)0.1進(jìn)氣孔個(gè)數(shù)2氣體粘度/(kg/(ms))1.810-5氣體密度/(kg/m3)1.205時(shí)間步長(zhǎng)/(s)0.00001本文模擬分別取雙口相同射流速度及不同射流速度兩種工況模擬，其中相同射流速度時(shí)取射流速度與單孔射流模擬相同，為35m/s。模擬結(jié)果見圖3-7：0s0.3s0.6s0.9s圖3-7(a)雙孔射流相同流速流化過程模擬1.2s1.5s1.8s2.0s圖3-7(b)雙孔射流相同流速流化過程模擬圖3-8(a)雙口顆粒垂直速度分布圖3-8(b)雙口顆粒水平速度分布圖3-8(c)雙口氣體水平速度分布圖3-8(d)雙口氣體垂直速度分布如圖3-7所示，本文模擬了雙噴口流化床內(nèi)氣固兩相流動(dòng)的運(yùn)動(dòng)規(guī)律，由于兩噴口所取氣體入口速度相同，可以清楚看出氣體從進(jìn)氣口噴出，在進(jìn)氣口形成兩個(gè)氣泡，進(jìn)而兩氣泡成長(zhǎng)，上升，在0.9s時(shí)兩氣泡相互接觸使得局部壓力變小而破裂、融合，進(jìn)而推動(dòng)整個(gè)顆粒群的運(yùn)動(dòng)，顆粒在兩股氣流共同作用下運(yùn)動(dòng)，最終達(dá)到穩(wěn)定流化狀態(tài)。而在圖3-8中可以看出水平方向上，與單噴口流化床相比，顆粒與氣體的速度存在著強(qiáng)烈的非均勻性，在垂直方向上，速度仍然是隨高度的上升而降低。雙孔射流速度不同時(shí)模擬結(jié)果見圖3-9，其中左進(jìn)氣孔入口射流速度為30m/s，右進(jìn)氣孔入口射流速度為25m/s，其他參數(shù)與雙孔相同射流速度保持不變。0s0.3s0.6s0.9s圖3-9(a)雙孔射流不同流速流化過程模擬1.2s1.5s1.8s2.0s圖3-9(b)雙孔射流不同流速流化過程模擬如圖中所示，除與圖3-7中具有共同的流動(dòng)特征外，在0.3s可以很清楚的看出左側(cè)氣泡體積大于右側(cè)氣泡，隨時(shí)間推移，顆粒群在左側(cè)的高度也明顯高于右側(cè)，在1.2s左右，顆粒整體達(dá)到最大高度，而后下落一定距離后達(dá)到最終穩(wěn)定狀態(tài)?？梢钥闯觯M(jìn)氣孔處流速對(duì)床層高度有直接的影響關(guān)系，流速越大床層高度越高，雖然顆粒有強(qiáng)烈的混合、擴(kuò)散，但這種高度差基本保持不變。3.4本章小結(jié)在模擬顆粒自由落體堆積過程的基礎(chǔ)上，本章首先對(duì)單孔射流流化床內(nèi)的氣固流動(dòng)特性進(jìn)行了模擬研究，對(duì)比單孔射流，又在相同、不同射流速度下對(duì)雙孔射流流化床內(nèi)的流動(dòng)特性進(jìn)行了模擬，綜合上述單噴口、雙噴口同速及雙噴口不同速度的流化模擬結(jié)果，我們可以發(fā)現(xiàn)：1、顆粒的大范圍位移都發(fā)生在氣泡附近，顆粒隨氣體的運(yùn)動(dòng)而運(yùn)動(dòng)，氣體運(yùn)動(dòng)是顆粒運(yùn)動(dòng)的主要?jiǎng)恿υ矗?、雙噴口與單噴口相比，顆粒群整體所能達(dá)到的最高高度與最終穩(wěn)定狀態(tài)都明顯較高，但由于顆粒被吹穿，氣體穿過顆粒群，氣體作用力并沒有完全作用于顆粒，所以速度為35m/s的雙噴口高度并非為相同速度下單噴口高度的兩倍；3、對(duì)比單、雙噴口流化系統(tǒng)中的氣泡形態(tài)，可以發(fā)現(xiàn)，雙噴口流化系統(tǒng)中，氣泡的形狀會(huì)因其他氣泡的接近而改變，同時(shí)相鄰氣泡之間存在橫向和縱向雙方向的的聚并，擠壓，破裂等現(xiàn)象，由此，床層內(nèi)顆粒的運(yùn)動(dòng)和擴(kuò)散作用也更加強(qiáng)烈。

第4章多噴口流化床氣固流動(dòng)特性模擬在實(shí)際生產(chǎn)中，循環(huán)流化床鍋爐往往分布多個(gè)進(jìn)氣口，為分析流化床中多噴口間，本章將在單、雙噴口流化床研究的基礎(chǔ)上，繼續(xù)分析多噴口流化床的流動(dòng)特性，詳細(xì)分析噴口個(gè)數(shù)、噴口位置、進(jìn)氣速度、顆粒密度、彈性系數(shù)等對(duì)氣固流動(dòng)的影響，對(duì)比單雙噴口系統(tǒng)，研究多噴口系統(tǒng)對(duì)顆?；旌希瑲夤踢\(yùn)動(dòng)劇烈程度的影響。4.1三孔射流模擬對(duì)象及參數(shù)設(shè)定三孔射流模擬對(duì)象見圖4-1：圖4-1三孔射流計(jì)算網(wǎng)格示意圖如圖中所示進(jìn)氣孔分布在第5、第9以及第13網(wǎng)格處，模擬所建數(shù)學(xué)模型與單雙孔相似，模擬參數(shù)設(shè)定見表4-1：表4-1三孔射流模擬參數(shù)表參數(shù)名稱參數(shù)取值顆粒密度/(kg/m3)2700摩擦系數(shù)0.3粘性系數(shù)恢復(fù)系數(shù)0.9床寬(m)0.15床高(m)0.9進(jìn)氣孔寬度(m)0.1進(jìn)氣孔個(gè)數(shù)3氣體粘度/(kg/(ms))1.810-5氣體密度/(kg/m3)1.205時(shí)間步長(zhǎng)/(s)0.000014.1.1彈性系數(shù)對(duì)流動(dòng)情況的影響模擬進(jìn)行三孔射流模擬過程中，開始選用單雙孔模擬時(shí)所用彈性系數(shù)，發(fā)現(xiàn)并不能得到理想的顆粒流動(dòng)情況，射流速度設(shè)為30m/s，模擬情況如圖4-2所示：0.2s0.4s0.6s0.8s1.0s圖4-2(a)彈性系數(shù)800N/m時(shí)三噴孔流化過程模擬1.2s1.4s1.6s1.8s2.0s圖4-2(b)彈性系數(shù)800N/m時(shí)三噴孔流化過程模擬由圖4-2中，可以看到在流化初始階段，床層下方顆粒整體被托起，同時(shí)進(jìn)入充分流化階段后，床層下部有大量顆粒致密排列，并沒有發(fā)生流化現(xiàn)象，這一現(xiàn)象被稱為“互鎖”現(xiàn)象，為分析互鎖現(xiàn)象的影響因素，在其他條件不變的情況下，改變彈性系數(shù)，分別達(dá)到了1000N/m，500N/m，300N/m下，初始及流化充分階段氣固流動(dòng)圖：圖4-3(a)0.5s時(shí)彈性系數(shù)分別為1000N/m，500N/m，300N/m時(shí)顆粒流動(dòng)細(xì)節(jié)圖圖4-3(b)1.5s時(shí)彈性系數(shù)分別為1000N/m，500N/m，300N/m時(shí)顆粒流動(dòng)圖如圖中所示在流化初期(0.5秒時(shí))，當(dāng)彈性系數(shù)取的較大時(shí)，床層并沒有被射流氣體擊穿，而是整體被托起，模擬所取彈性系數(shù)越大，床層下部空出區(qū)域越大；在完全流化后(1.5秒時(shí))，床層下部也沒有出現(xiàn)應(yīng)有的三孔氣流擊穿床層的情形，而床層上方顆粒則有較為充分的混合現(xiàn)象發(fā)生，這主要是由于當(dāng)選用的剛度越大時(shí)，床層底部顆粒存在的“互鎖”現(xiàn)象越明顯，彈性系數(shù)越大床層下部的不動(dòng)區(qū)厚度就越大，氣流通過顆粒間空隙向上運(yùn)動(dòng)，上部顆粒由于壓力較小，所以被流化，導(dǎo)致形成下部致密，上部分散流化情況。當(dāng)彈性系數(shù)設(shè)為180N/m，速度設(shè)為28m/s時(shí)，三孔射流流動(dòng)過程模擬結(jié)果及顆粒，氣體垂直、水平速度分布如圖4-4、圖4-5所示：0.2s0.4s0.6s0.8s1.0s圖4-4(a)三噴孔流化過程模擬如圖4-4所示，當(dāng)彈性系數(shù)取180N/m時(shí)，入射氣體可突破底層顆?！盎ユi”作用，氣體從三個(gè)進(jìn)氣孔進(jìn)入床內(nèi)，生成三個(gè)氣泡，氣泡生長(zhǎng)并向上運(yùn)動(dòng)，同時(shí)床層膨脹，在1.2s左右，三個(gè)氣泡發(fā)生吞并，融合現(xiàn)象，1.5s后整個(gè)床層進(jìn)入完全流化狀態(tài)，整個(gè)床層不再增高，同時(shí)，顆粒充分混合，三個(gè)進(jìn)氣孔無(wú)明顯的單個(gè)大氣泡生成，進(jìn)氣孔處與其他底部壁面無(wú)明顯界限。1.2s1.4s1.6s1.8s2.0s圖4-4(b)三噴孔流化過程模擬圖4-5(a)三噴孔顆粒垂直速度分布圖4-5(b)三噴孔顆粒水平速度分布圖4-5(c)三噴孔氣體垂直速度分布圖4-5(d)三噴孔氣體水平速度分布圖4-5為流化1s時(shí)三噴孔顆粒、氣體位置為床高0.05m、0.10m及0.20m處的的垂直、水平速度分布，從圖中可以看出在靠近進(jìn)氣孔處(0.05m)，顆粒的垂直速度受到氣流的影響很大，隨著床層高度的增加同一高度處顆粒速度差逐漸縮小，在床高0.2m處，顆粒速度基本一致，氣體垂直速度也是隨高度的增加，由于推動(dòng)顆粒運(yùn)動(dòng)，動(dòng)能減小，速度逐漸減小同時(shí)趨于同一值。在圖4-5(b)、圖4-5(d)中我們可以看到，在底部受氣體影響較大，噴口處顆粒水平速度較小，隨床層高度的增高，顆粒流化程度也越深，顆粒在水平方向上運(yùn)動(dòng)活躍。4.1.2不對(duì)稱噴口布置對(duì)流動(dòng)過程影響模擬為分析噴口布置位置不同對(duì)氣固流動(dòng)的影響，本文對(duì)三孔射流進(jìn)氣孔位置進(jìn)行設(shè)定，其他參數(shù)不變，首先設(shè)置三個(gè)進(jìn)氣孔分別為底部布風(fēng)板第3，7，15處（記為左側(cè)布置）。速度設(shè)為28m/s，其氣固流動(dòng)圖及顆粒、氣體垂直、水平速度見圖4-6、圖4-7：0.2s0.4s0.6s0.8s1.0s圖4-6(a)進(jìn)氣孔左側(cè)布置時(shí)流動(dòng)過程1.2s1.4s1.6s1.8s2.0s圖4-6(b)進(jìn)氣孔左側(cè)布置時(shí)流動(dòng)過程圖4-7(a)進(jìn)氣孔左側(cè)布置顆粒垂直速度分布圖4-7(a)進(jìn)氣孔左側(cè)布置顆粒水平速度分布圖4-7(c)進(jìn)氣孔左側(cè)布置氣體垂直速度分布圖4-7(d)進(jìn)氣孔左側(cè)布置氣體水平速度分布當(dāng)三個(gè)個(gè)進(jìn)氣孔分別為底部布風(fēng)板第3，11，15處（記為右側(cè)布置），速度同樣設(shè)為28m/s，其氣固流動(dòng)圖及顆粒、氣體垂直、水平速度見圖4-8、圖4-9：0.2s0.4s0.6s0.8s1.0s圖4-8(a)進(jìn)氣孔右側(cè)布置時(shí)流動(dòng)過程1.2s1.4s1.6s1.8s2.0s圖4-8(b)進(jìn)氣孔右側(cè)布置時(shí)流動(dòng)過程圖4-9(a)進(jìn)氣孔右側(cè)布置顆粒垂直速度分布圖4-9(a)進(jìn)氣孔右側(cè)布置顆粒水平速度分布圖4-9(c)進(jìn)氣孔右側(cè)布置氣體垂直速度分布圖4-9(d)進(jìn)氣孔右側(cè)布置氣體水平速度分布綜合圖4-5到圖4-8，可以看出噴口位置對(duì)氣固流動(dòng)有較大的影響，對(duì)比圖4-5，圖4-7所示流動(dòng)過程，由于中間噴氣孔位置的不同，所得模擬結(jié)果正好相反，圖4-5中流化開始，床層由左側(cè)突起，左側(cè)顆粒垂直速度也較大，兩個(gè)噴氣孔有效的推動(dòng)了左側(cè)顆粒的流化過程，同時(shí)進(jìn)入充分流化階段后，左側(cè)形成氣泡區(qū)也明顯大于右側(cè)，圖4-7中右側(cè)先被氣流吹起，進(jìn)入充分流化階段后，右側(cè)氣泡也明顯大于左側(cè)，同時(shí)，兩圖中氣體垂直速度與顆粒速度一致，在水平方向上，噴氣孔的布置對(duì)速度分布也有明顯的影響，噴氣孔密集處，顆粒與氣體的水平速度都較大，綜合垂直速度，可以認(rèn)為，噴氣孔密集程度對(duì)氣固垂直、水平速度都有較大的影響，速度隨密集程度的增大而增大，氣固流動(dòng)程度隨密集程度的增大而加深。4.2四孔射流流化床模擬4.2.1模擬對(duì)象及參數(shù)設(shè)定四孔射流模擬計(jì)算區(qū)域見圖4-10：圖4-10四孔射流計(jì)算網(wǎng)格示意圖如圖中所示進(jìn)氣孔分布在第3、第7、第11以及第15網(wǎng)格處，模擬所建數(shù)學(xué)模型與單雙孔相似，模擬參數(shù)設(shè)定見表4-2：表4-2四孔射流模擬參數(shù)表參數(shù)名稱參數(shù)取值顆粒密度/(kg/m3)2700摩擦系數(shù)0.3粘性系數(shù)恢復(fù)系數(shù)0.9床寬(m)0.15床高(m)0.9續(xù)表4-2進(jìn)氣孔寬度(m)0.1進(jìn)氣孔個(gè)數(shù)4氣體粘度/(kg/(ms))1.810-5氣體密度/(kg/m3)1.205時(shí)間步長(zhǎng)/(s)0.000014.2.2四孔射流模擬結(jié)果與三孔模擬相同，四孔模擬先考慮彈性系數(shù)的選取，當(dāng)選取彈性系數(shù)與三孔模擬一樣為800N/m時(shí)，模擬結(jié)果見圖4-11：0.2s0.4s0.6s0.8s1.0s圖4-11(a)彈性系數(shù)800N/m時(shí)四噴孔流化過程模擬1.2s1.4s1.6s1.8s2.0s圖4-11(b)彈性系數(shù)800N/m時(shí)四噴孔流化過程模擬如圖4-11所示，在彈性系數(shù)相同的情況下，四孔模擬在流化初期顆粒被較高托起，在流化充分階段，下部也有小厚的顆粒層沒有被流化，這主要是由于四孔均勻布置在底部布風(fēng)板，產(chǎn)生曳力均勻作用于底部顆粒，顆粒團(tuán)更容易被托起而不是擊穿，同時(shí)在充分流化階段，氣體也會(huì)滲透顆粒團(tuán)而使上部的顆粒先流化起來(lái)。經(jīng)過調(diào)整模擬試驗(yàn)，當(dāng)彈性系數(shù)取100N/m時(shí)所得氣固流動(dòng)圖較為合理，四孔射流氣固流動(dòng)圖及顆粒、氣體垂直、水平速度見圖4-12、圖4-13：0.2s0.4s0.6s0.8s1.0s圖4-12(a)四噴孔流化過程模擬1.2s1.4s1.6s1.8s2.0s圖4-12(b)四噴孔流化過程模擬圖4-13(a)四噴孔顆粒垂直速度分布圖4-13(b)四噴孔顆粒水平速度分布圖4-13(c)四噴孔氣體垂直速度分布圖4-13(d)四噴孔氣體水平速度分布在圖4-12中，我們可以清楚看到，與三孔模擬相似，在流化初期，四個(gè)進(jìn)氣孔之間相互影響不大，分別生成四個(gè)氣泡，不同的是，氣泡在相互影響吞并、融合時(shí)的尺寸明顯小于三孔模擬時(shí)氣泡破裂的尺寸，同時(shí)四孔射流進(jìn)入穩(wěn)定流化階段的時(shí)間也比三孔射流稍短，在圖4-13中可以看到，顆粒垂直、水平速度分布與前面幾種模擬所得規(guī)律一致，同時(shí)顆粒在水平方向上的速度也較大，顆粒運(yùn)動(dòng)較為劇烈。4.3本章小結(jié)綜合本章多噴口流化系統(tǒng)模擬，可以看出隨著流化進(jìn)氣孔數(shù)的增加，彈性系數(shù)的選取對(duì)模擬結(jié)果有較大影響，孔數(shù)越多，床內(nèi)顆粒所受氣體曳力也就較平均，在彈性系數(shù)選取較大時(shí)，顆粒之間的“互鎖”現(xiàn)象就越明顯，同時(shí)隨著進(jìn)氣孔數(shù)的增大，顆粒與氣體的混合作用也就越強(qiáng)烈，流化床進(jìn)入充分流化階段的時(shí)間也越短，在對(duì)比不同噴口位置的模擬結(jié)果后，認(rèn)為噴氣孔密集程度對(duì)氣固垂直、水平速度都有較大的影響，速度隨密集程度的增大而增大，氣固流動(dòng)程度隨密集程度的增大而加深。

第5章全文總結(jié)及展望鑒于流化床，氣固兩相流動(dòng)越來(lái)越廣泛的應(yīng)用，隨著科技的進(jìn)步，研究手段的多元化，人們肯定會(huì)對(duì)流化床的流動(dòng)、燃燒及傳熱特性有更深入更細(xì)致的研究，而能夠在顆粒層面上反映流化床運(yùn)動(dòng)、燃燒、傳熱機(jī)理的DEM方法也一定會(huì)受到廣大研究者的重視。5.1全文工作總結(jié)本文在學(xué)習(xí)研究國(guó)內(nèi)外現(xiàn)有研究成果的基礎(chǔ)上，建立了描述流化床內(nèi)氣固兩相流動(dòng)DEM數(shù)學(xué)模型并分別對(duì)單孔、雙孔、三孔以及四孔流化床的氣固流動(dòng)做出了模擬，通過對(duì)比分析模擬結(jié)果得到了下列研究成果：(1)通過模擬得到了單孔射流流化床內(nèi)的氣固流動(dòng)過程，分析流化床內(nèi)氣固流動(dòng)的起因與具體流動(dòng)過程。(2)對(duì)雙孔射流流化床進(jìn)行模擬得到了床內(nèi)床內(nèi)的氣固流動(dòng)過程，并對(duì)比分析單孔射流時(shí)結(jié)果，發(fā)現(xiàn)雙噴口流化系統(tǒng)中，氣泡的形狀會(huì)因其他氣泡的接近而改變，同時(shí)相鄰氣泡之間存在橫向和縱向雙方向的的聚并，擠壓，破裂等現(xiàn)象，由此，床層內(nèi)顆粒的運(yùn)動(dòng)和擴(kuò)散作用也更加強(qiáng)烈。(3)對(duì)多噴口射流流化床系統(tǒng)進(jìn)行模擬，通過分析噴口個(gè)數(shù)、噴口位置、進(jìn)氣速度、顆粒密度、彈性系數(shù)等對(duì)氣固流動(dòng)的影響，對(duì)比單雙噴口系統(tǒng)，認(rèn)為進(jìn)氣孔數(shù)的增加時(shí)，彈性系數(shù)是顆粒之間的“互鎖”現(xiàn)象的主要影響因子；隨著進(jìn)氣孔數(shù)的增大，顆粒與氣體的混合作用也就越強(qiáng)烈，流化床進(jìn)入充分流化階段的時(shí)間也越短；同時(shí)，噴氣孔密集程度對(duì)氣固垂直、水平速度也有較大的影響，速度隨密集程度的增大而增大，氣固流動(dòng)程度隨密集程度的增大而加深。5.2下一步工作展望(1)將文中所做二維流化床研究擴(kuò)展到三維情況下，建立三維流化床數(shù)值模擬模型，使研究結(jié)論更接近實(shí)際；(2)進(jìn)一步完善流化床模型的精確性，如考慮旋轉(zhuǎn)、顆粒大小不同，考慮顆粒燃燒直徑的變化及破碎等因素，考慮顆粒形狀不規(guī)則等工況，提高模型的適用性；(3)希望能夠探索出一些能夠加快計(jì)算速度的研究算法，如建立流化床流動(dòng)、燃燒與傳熱的并行計(jì)算系統(tǒng)等。

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