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翻譯： 化學(xué)工程研究與設(shè)計(jì) 粒子間的 傳熱模型的密氣體 化 床二元混合物 北電力大學(xué)，北京， 102206，中國 東理工大學(xué)，上海， 200237，中國 江海洋學(xué)院，舟山，浙江， 316000，中國 摘要： 本文提出一個(gè)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(guān)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(jìn) 行了調(diào)查，利用計(jì)算流體力學(xué)模擬 — 規(guī)范粒子混合在文學(xué)（古柏和科羅內(nèi)拉， 2005）。結(jié)果表明，粒子的粒子熱交換系數(shù)的有效 ?不同粒子班隨規(guī)模大顆粒類和超級(jí) ?化氣速。該比率的粒子對(duì)粒子的熱量轉(zhuǎn)移到天然氣粒子傳熱范圍從 15%的不同計(jì)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(duì)粒子的傳熱 。 由 艾爾服務(wù) 公司出版保留所有的權(quán)利。 關(guān)鍵詞：碰撞；傳熱模型；流化床；二元混合物；歐拉數(shù)值模擬；計(jì)算流體力學(xué) 由于氣體 化床 床的優(yōu)良的氣體 接觸和相對(duì)均勻的溫度 /濃度，所以氣體 化床 床已廣泛應(yīng)用在化學(xué)反應(yīng)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(jīng)過去。三個(gè)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(shí)驗(yàn)和理論工作已經(jīng)出版了流化床和氣體與粒子傳熱 ,但研究結(jié)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(rèn)為是氣 先生和張 (1967)似乎是第一個(gè)工人的 粒子之間 通過試驗(yàn)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(dǎo)熱熱 ,冷之間的比值顆粒和顯示 粒子之間 傳熱系數(shù)的 氣體到粒子 人能達(dá)到大約有20減少顆粒直徑從 米。麥凱納丁曉萍。 (1999)指出導(dǎo)電傳熱過程的大型和小型的粒子出現(xiàn)在同一反應(yīng)器 ,以遏制經(jīng)濟(jì)過熱的問題并且解釋為什么以前型號(hào)的傳熱烯烴聚合溫度上升的早期階段在聚合反應(yīng) 。 丁曉萍表 示 ,導(dǎo)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(gè)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(yùn)算能力 ,計(jì)算流體動(dòng)力學(xué) (供了一個(gè)新鮮的做法理解轉(zhuǎn)移機(jī)制的流體力學(xué)特性和多相流 。 在流態(tài)化領(lǐng)域，尤其是使用差價(jià)推動(dòng)基本了解前沿傳輸機(jī)制使正確的理論預(yù)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(duì)粒子碰撞的配方，在他們的流體力學(xué)動(dòng)態(tài)建模方法。有歐拉 直接模擬的粒子對(duì)粒子碰撞，與隨機(jī)碰撞的拉格朗日方法模型和歐拉 接模擬方法跟蹤運(yùn)動(dòng)的每一個(gè)個(gè)別顆粒，并能考慮到同時(shí)出現(xiàn)的各類運(yùn)動(dòng)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(duì)粒子碰撞的同時(shí)，研究其在 ? 影響雙方的流體力學(xué)和熱過程。相對(duì)于直接模擬方法，隨機(jī)碰撞法考慮到碰撞的影響，隨機(jī)通過當(dāng)?shù)氐呐鲎驳母怕誓Ｐ停皇?考慮 單個(gè)粒子的運(yùn)動(dòng)跟。 這兩種方法已廣泛應(yīng)用調(diào)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(jié)果表明，粒子間的碰撞可能會(huì) 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(jì) 。 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(gòu)方程。顆粒流的動(dòng)力學(xué)理論的基礎(chǔ)上，納塔拉詹和亨特（ 1998）引入顆粒相的有效導(dǎo)熱探討熱 轉(zhuǎn)換 碰撞效應(yīng)，碰撞的只有一個(gè)長期分散在氣固相存在床，發(fā)生在內(nèi)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(diào)查。如果在氣 ），因碰撞粒子顆粒傳熱之間也會(huì)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(jìn)制粒子流化床仍是少報(bào)，需要進(jìn)一步調(diào)查 研究 。 本文的重點(diǎn)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(jìn)制粒子床框架中的歐拉 –歐拉方法。在此基礎(chǔ)上的顆粒動(dòng)力學(xué) ? 表明，隨機(jī)碰撞頻率法和熱傳導(dǎo)理論，直接粒子對(duì)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(guān)閉焓方程，歐拉 –歐拉計(jì)算流體動(dòng)力學(xué)模型的一個(gè)氣體 –起泡固體 流化床 床包含二進(jìn)制粒子 （ 內(nèi)組）成立。的粒子對(duì)粒子的熱轉(zhuǎn)讓行為在這樣一個(gè) 流化床 床這樣的調(diào)查通過使用商業(yè)計(jì)算流體力學(xué)軟件包（流利 利用計(jì)算流體力學(xué)模擬的粒子混合在一個(gè)二進(jìn)制 流化床 床庫和科羅內(nèi)拉（ 2005）。 影響顆粒的性質(zhì)和操作條件下的傳熱進(jìn)行了預(yù)測(cè)，為深入的設(shè)計(jì)和優(yōu)化的氣 –固體 流化床二進(jìn)制粒子床 . 在這項(xiàng)工作中，多流體模型基于歐拉 是擴(kuò)展的雙流體模型為基礎(chǔ)的二進(jìn)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(dòng)力學(xué)理論可以作為一個(gè)所謂的顆粒溫度的功能，以研究在流體力學(xué)和熱調(diào)氣力好固流化床的二進(jìn)制粒子。歐拉符號(hào)方程如下（用戶指南， 2005年）。 氣體（ g）和每個(gè)固體 (s)的 質(zhì)量守恒方程 ： 氣體和固體的動(dòng) 量守恒方程： 氣體和固體的焓守恒方程： 每個(gè)固相的動(dòng)力學(xué)能量方程： 流固動(dòng)量交換系數(shù)，β 那波爾， 1992） ， 固相動(dòng)量交換系數(shù) ， β 階段間的熱交換系數(shù)（ （ 6） （ 7）），將在下一節(jié)中討論。氣相應(yīng)力張量（馬蒂森等， 2000）： 每個(gè)固相的應(yīng)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(dòng)力學(xué)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(dá)： 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(dòng)： 顆粒相能量波動(dòng)的擴(kuò)散系數(shù)為： 流動(dòng)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(gè)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(shù)，即跨階段熱交換系數(shù)。 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(shù)（ 界面交換的特定區(qū)域和氣體粒子的傳熱系數(shù)（ 產(chǎn)品。基于幾何方面的考慮 ，可以執(zhí)行下列轉(zhuǎn)換： 氣體粒子的傳熱系數(shù) 在本文中，表達(dá)從耿氏（ 1978）是用來估計(jì)的努塞爾數(shù)： 這種關(guān)聯(lián)性是有效的，廣泛的粒子體積分?jǐn)?shù)，因此其應(yīng)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(gè)根本性的問題二元混合物在一個(gè)密集的氣 暫的，這導(dǎo)致在確定碰撞頻率的難度的議案，接觸面積，傳熱系數(shù)。幸運(yùn)的是，在碰 撞過程中的隨機(jī)碰撞頻率和直接熱傳導(dǎo)，由于彈性變形相結(jié)合，密集的二元混合物的氣 根據(jù)密集的分子動(dòng)力學(xué)（查普曼 1970 年）和顆粒流的動(dòng)力學(xué)理論為半徑的兩個(gè)粒子類（ 杰森 1983），碰撞頻率（即每單位體積和時(shí)間的碰撞） J 和數(shù)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(jù)兩種型號(hào)：計(jì)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(dǎo)的傳導(dǎo)為主 ，在這個(gè)文件中，碰撞據(jù)估計(jì)，粒子顆粒傳熱根據(jù)撞擊太陽和陳（ 1988）粒子的熱傳導(dǎo)分析。他們的理論是基于對(duì)球的彈性變形分析，因?yàn)樗麄兊穆?lián)系。根據(jù)這些作者，球指數(shù) i 和 j，定義平均半徑， R，平均質(zhì)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(shí)間為基礎(chǔ)的兩個(gè)領(lǐng)域，小傅立葉數(shù)字和接觸問題的地區(qū)，可近似由兩個(gè)接觸的無限板，熱交換給由 Q： 結(jié)合隨機(jī)碰撞頻率（式（ 26））和直接傳導(dǎo) ,由于彈性變形在一個(gè)單一的沖擊（式（ 27） 形在一個(gè)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(yīng)地 ,這些粒子對(duì)粒子的熱交換系數(shù)可以計(jì)算根據(jù)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(shù)是密切依賴流體力學(xué)和二進(jìn)制粒子氣 子粒子的熱交換系數(shù)與粒子濃度的增加，粒子的湍流強(qiáng)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(dǎo)熱增加，然而，隨著粒子的彈性模量降低。 模擬代碼和數(shù)值算法 這些微分方程代表二進(jìn)制粒子在氣體 –固體流化床是解決了一個(gè)有限體積 法。這些方程離散迎風(fēng)差分格式在使用有限體積，并解決了計(jì)算流體力學(xué)商業(yè)代碼軟件 個(gè)仿真進(jìn)行 了 40 秒的時(shí)間。時(shí)間平均分布的變量計(jì)算為期 30 - 40 s. 真系統(tǒng) 相同的模擬庫和科羅內(nèi)拉（ 2005），模擬鼓泡床 流化床 是一個(gè)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(wǎng)格大小不均勻在水平即使在垂直方向。沿水平方向的網(wǎng)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(jī)。在垂直方向，網(wǎng)格尺寸毫米 ， 總 單元格 8000。 系統(tǒng)是通過使用氣相和二個(gè)顆粒狀階段描述的，該系統(tǒng)的描述，通過使用一個(gè)單一的氣相和 即模擬工作的古柏和科羅內(nèi)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(shí)驗(yàn)，表觀氣速的流體力學(xué)和傳熱的影響是通過改變這個(gè)速度在模擬調(diào)查。在床的上方邊界條件是固定在一定的參考價(jià)值（大氣）的壓力邊界。其他地方的邊界條件指定為墻，都設(shè)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(bǔ)丁，在完全混合固體?？煽诳蓸罚ù箢w粒）被認(rèn)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(shè)置為零。表 3 總結(jié)了數(shù)值參數(shù)的模擬。 進(jìn)制粒子流化床的流體力學(xué) 量特性 圖 1顯示瞬時(shí)固體流動(dòng)模式的二進(jìn)制在 s 的表觀氣速的顆粒。 圖一 最初，二進(jìn)制粒子充分混合和他們的速度設(shè)置為零。在時(shí)間小于 泡的形式在進(jìn)氣口，通過流化床開始上升。固體體積 分?jǐn)?shù)已經(jīng)減少在這些地區(qū)。同時(shí)，床開始擴(kuò)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?jǐn)?shù)是在床的底部高。一段約 30秒后，實(shí)現(xiàn)宏觀動(dòng)態(tài)的平衡狀態(tài)。床擴(kuò)大其初始 個(gè)床局部地區(qū)大顆粒體積分?jǐn)?shù)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(shí)間的平 均值繪制預(yù)測(cè)的體積分?jǐn)?shù)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?jǐn)?shù)型材固體。 圖三 固體體積分?jǐn)?shù)降低第一和接近在密相常數(shù)，則在急劇下降稀相床?？赡懿粫?huì)被流化床床，金紅石和焦炭顆粒底部存在，因?yàn)橹挥袃蓚€(gè)氣喉充分，往往會(huì)沉積在床的底部，從而在一個(gè)較高的體積分?jǐn)?shù)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?jǐn)?shù)在稀相幾乎是零。不過，總體而言，在 流化 床上 的混合 相當(dāng)充分可見一 班 。 傳熱特性 熱交換系數(shù) 圖 4顯示的時(shí)間平均覆蓋 30 5顯示的時(shí)間平均碰撞頻率的個(gè)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(shù)首次下降，接近一個(gè)常數(shù)，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?jǐn)?shù)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(bào)告可以發(fā)現(xiàn)，它的粒子氣體的熱交換系數(shù)和固體軸向分布含率（固體體積分?jǐn)?shù)）也有類似的趨勢(shì)，也有氣體粒子的熱交換系數(shù)和冒泡的二進(jìn)制粒子流化床中的顆粒濃度之間存在密切的關(guān)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(shù)是遠(yuǎn)遠(yuǎn)比之間的氣相和大顆粒相（焦炭）。二進(jìn)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(gè)更大的氣體粒子的熱交換系數(shù)出現(xiàn)。這一結(jié)果表明，粒徑減少，氣體粒子的熱交換系數(shù)增大。 圖 4（ b）所示，小和大顆粒類之間的碰撞熱交換系數(shù)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(shù)的急劇增加和達(dá)到最大值。稀相碰撞的熱交換系數(shù)幾乎是零，因?yàn)樾『痛蠛苌兕w粒進(jìn)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(jìn)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(dǎo)致粒子粒子的熱交換系數(shù)下降。在床面，氣泡突破。顆粒夾帶氣泡飛濺和回落，造成強(qiáng)烈的湍流運(yùn)動(dòng)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(shù)急劇增加達(dá)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(shù)的瞬時(shí)分布情況流化床二進(jìn)制粒子在 35秒的時(shí)間。 圖六 可以發(fā)現(xiàn)，粒子，粒子的熱交換系數(shù)是在流化床徑向不均勻，表現(xiàn)出更高的價(jià)值在墻上的地區(qū)，并在床中心的價(jià)值較低。在墻上的地區(qū)，顆粒移動(dòng)向下和向上移動(dòng)附近的碰撞，加強(qiáng)湍流運(yùn)動(dòng)和大和小顆粒之間的碰撞。因此，會(huì)出現(xiàn)更大的熱交換系數(shù)。 圖 7粒子粒子的熱交換系數(shù)廓線大顆粒階段的各種尺寸。 圖七 粒徑粒子，粒子的熱效應(yīng) ,交換系數(shù) 大型粒子對(duì)粒子粒子的熱交換系數(shù)（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(shù)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(shù) ?系數(shù)之間的大顆粒和小顆粒在密相增加 立方米）對(duì) 方米）和 立方米），分別。這種演變來自兩個(gè) 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(gè)單一的碰撞（見圖 8（ B））造成更大的傳熱。后者彌補(bǔ)了前者的效果。因此，碰撞熱交換系數(shù)的增加，在這個(gè)二進(jìn)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(shù)達(dá)到最大值，在床面。在這個(gè)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(yùn)動(dòng)。在一個(gè)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(shù)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?yàn)楦鞣N單次碰撞過程中傳熱的個(gè)人資料大顆粒相的尺寸。 觀氣速對(duì)粒子粒子的熱交換系數(shù) 表觀氣速對(duì)粒子粒子的熱交換系數(shù)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(shù)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(yùn)動(dòng)的粒子，從而導(dǎo)致更高的碰撞頻率（見圖 10（ a）條），在一個(gè)單一的碰撞（見圖 10（ b）項(xiàng)）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(shù)。 圖十 氣體粒子的相對(duì)貢獻(xiàn)和粒子顆粒傳熱 在本文二進(jìn)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(fù)責(zé)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(xiàn)中，由于粒子的粒子碰撞的碰撞傳熱被認(rèn)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(duì)貢獻(xiàn)二進(jìn)制粒子進(jìn)行了分析。 圖 10（一）粒子對(duì)粒子碰撞的軸向剖面各種表觀氣速的頻率。（二）軸向?yàn)楦鞣N單次碰撞過程中傳熱的個(gè)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(shù)和氣體粒子之間的氣體和大顆粒的熱交換系數(shù)，氣體粒子和粒子顆粒傳熱的相對(duì)貢獻(xiàn)階段。熱交換表 4所示系數(shù)和其各種計(jì)算條件下的相對(duì)貢獻(xiàn)。因此可以檢查通過比較粒子粒子碰撞的熱交換系數(shù)和氣體粒子之間的氣體和大顆粒的熱交換系數(shù)氣體粒子和粒子顆粒傳熱的相對(duì)貢獻(xiàn)階段。熱交換表 4所示系數(shù)和其各種計(jì)算條件下的相對(duì)貢獻(xiàn) 。 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?yàn)榕鲎驳臒峤粨Q系數(shù)增加，而氣粒子的熱交換系數(shù)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(jī)碰撞頻率和影響過程中的彈性變形的直接導(dǎo)因。該模型表明，粒子，粒子的熱交換系數(shù)接近依賴于在氣 粒子粒子因碰撞傳熱只發(fā)生在一個(gè)二進(jìn)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(dá)到最大的床表面。熱交換系數(shù)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(shù)的增加與這個(gè)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(jì)算流體力學(xué)模擬流體力學(xué)和傳熱流化床反應(yīng)堆 5， 357– 368。 驗(yàn)證粒子間的碰撞基于渦流關(guān)閉的模式模擬 聯(lián)儲(chǔ) ,氣體粒子流 228，359蔡中央 浙江大學(xué) 19， 82查普曼 ,整流罩 數(shù)學(xué)理論非均勻氣體。劍橋大學(xué)出版社，倫敦 . 理查德森 ,裝或流化床）大得多的粒子?；た茖W(xué) 59， 4613古柏 ,美國 ,科羅內(nèi)拉 ,倉頡 ,粉末技術(shù) 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(zhì) 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(yīng)混合物在流化床生物質(zhì)熱解床。國際多相流雜志 27 ，2155年至 2187年。 李石 粉體技術(shù) 112,273李石 干技術(shù) 20,255 馬吉德 ,哈桑 ,圣地亞哥 ,2002年 固流動(dòng)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(zhuǎn) 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(gè)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