笫二章循环淯化床烧中气巧帟甚本埕冷 颗粒被′泡喷出·喷出的颗粒中大约50%的喷射速度为气泡达到味面时速度的2信、由 城的唢射速度主要垂直间,散射使颗粒在自由空域作径问运动:另外,也有研究者攴打 泡盖¨说·。在ˉ维床底部放一层染色颗粒,然后向处于临界流化的木层注射·个’泡, 气(泡在床破裂时、尾迹中的染色颗粒留在林层里 作门由空域中,颗粒的运动轨迹主要由重力、惯性力和叟力之间的平衡来确定:忽略水 方向的分速度可以得到式(2.20 d 3 Caort'T n -pr'g (2-20) fp 式中、〃是颗粒垂直向t的瞬时速度;,是与气流速度相对应的颗粒杩对速度;C:是忽略 聯拟质和 Basset力等时的曳力系数 引人 =0时,:=0;v=to的边界条件即可以 研究对式(2.20)的积分。求解的困难在于 ①计算,时无法确定用什么样的气速.因为当 气泡爆裂时,不仅仪是把颗粒喷射到自由兮 域。③由于颗粒的径向传播以及颗粒团聚、确 定与颗粒浓度有关的曳力系数更复杂。以前人 们倾向于颗粒之间没有相互影响,但对双组分 系统的夹带问题研究表明,颗粒的相互作用很 显著。③关于湍流条件对C的影响知晓甚少 ZAnz和Wei等给出了1)H的简单关系曲 线,见图28,得到了广泛应用。尽管研究者推 荐这一关系可用于200n的颗粒,它主要是建 立在催化剂的基础上,当用于其他类型颗粒时 应具体分析 对于大颗粒,例如d>lm,a大约为 表观魔余量2-mt(ms m/s或更小,曳力在确定喷射颗粒的上升高度 图28细颗粒夹带分离高度曲线方面所起的作用相对较小。可以用式(221) 计算 Vo Py 2g Pp -Po 式中,v是颗粒从床面喷射的速度。 根据实验,99%颗粒的喷射速度小于6ub对于大颗粒TDHI可按式(2-22)计算 2-22) 在T以上的夹带通过扬析常数E∞计算。扬析常数Ex可按Ln等人提出的关联式式
第一节巯恋化沦 (223)计算 k =9.43×10 gd 单位时间内每平方米截面上被扬析的i组分颗粒的数量F1x可由扬析常数Ex“层 中原始颗粒的重量分率飞,的乘积求得 Fr Exk (2-24) 颗粒的扬析总量等于各扬析分量之和 考虑边壁影响时,Wen和(hen把从床层屮扬析某一组分的颗粒的速率处理为与床内 鄙的动力学无关,用式(226)表小 E ,(1- 式中,∈,为单独扬析的该组分颗粒在自由空域的空隙率;"n为该组分颗粒的滑移速度,近 似地用(u-a,)来代替。 根据颗粒与器壁之间的相互作用力分析,自山空域的,用式(227)导出 (227) 用(4-u1)代替囂n,整理为 2gD (228 =5.I7Re-15D d Rep≤Rep 2.5 =12.3Ren-25D Rea=2.38/D Re d 式中,λ为颗粒由于跳动对器壁和颗粒间的阻力系数,可按Wen的关联式式(229)和式 (2-30)计算。 Wen根据式(2-23)~式(2-30)对14位研究者的扬析研究数据作了计算值与实验值的 比较,发现80%的数据与上述关联式相吻合,误差在±50%范围内。并认为其他数据是因为 实验条件不同和数据不准造成的。 九、湍流流化床 当鼓泡流化床的气体流速继续增加时,气泡作用加剧,气泡变大,气泡的合并和分裂史 加频繁.压力波动的幅度也增大。当气速超过某-气速w,压力波动开始减小,大的气泡 开始消失。超过另一气速u,压力波动的幅度值要比相应的压力小的多,同时波动颗率非 常高、通常,已经看不到气泡:操作速度在u~2范围之内的流化床即为湍流流态化 一种观点认为,湍流方式中气泡的分裂和他们的合并一样快,因此平均气泡尺寸很小 通常所理解的那种明确的气泡或气栓已看不出。另一种观点认为,湍流方式居于鼓泡方式和
詫二章循环流化床烧中气固两的基本泠 快速流化方式之间,在鼓泡方式中,贫颗粒的气泡分布在富颗粒的乳化相中间;而在快速方 式中.勦樘闭分在含少许颗粒的气体连续柙中。湍流流化床最著的貞伣特征是石状α 流、其屮分散的颗粒沿着床体旱“之¨字形冋Ⅰ抛射。虽然湍流床层与闩由空域仃·个 界面,但远不如鼓泡方式时清晰。床面很有规律地闢期「下波动、造成虚假的气栓流动 象。湍流方式中平均床层空隙率·般在0.7~0.8的范甩 现们的数据还不足以在大范围内得到a和t的关联式 Yerushalmi和Cmku用直径为 0.152m的洲和0.5Imx0.51n的二维床,在大气条件下,对不同的颗粒用的空气流化进 行实验得出的结果为 lk=3.0vppy-0I7 (2-31) 7.0n2d 其中.p14,=0.05~0.7km2.对丁细粉,,/,和v1u,的比值超过10,随着颗粒的增 加,比俏单调递减到1 结合后面的汽节可以付湍流床和快速床作这样解释,前者是在气速为u4~t,的范围内 床层压力波动逐渐变小的操作;后者是床层压力波动很小,而床层空隙率与固体循环量有密 切关系的操作 ih和〔灬nda的实验结果表明:对于60m的玻璃珠,a/a1=0.65;对于2.6m的 璃珠,uJ/u1≈0.35,这些值受系统压力变化的影响很小,此外,上述转化速度随床径的 增加减小。当有埋管时,虽然床内大部分处于鼓泡方式,但是在减小的通流断面上,可能 出现局部湍流冈。 i环流化床锅炉和其他流化床设备经常处于较高气速运行,湍流床实际上是一种很重要 的流化床操作方式。以前,对小型床的低速流动研究的桕对较多,对湍流床的特征和规律研 究的还很不够,有关资料也公布的很少。 十、快速流化床 如果气速进一步增加,颗粒夹带量也要急剧增加,直至表观气速达到输送速度1此 时,如果没有顆粒循环或较低位置的连续给料,床中颗粒迅速被吹空。当连续绐料或组织物 料循环时,可能出现的操作方式取决于加料量。加料少时,会出现垂直的气力输送;加料量 多时,出现快速流化方式。 快速流化床具有如下基本特征 (1)体颗粒粒度细,平均粒径通常在100m以下,属于 Geldart分类图中A类颗粒: (2)操作气速高,可高于颗粒自由沉降速度的5-15倍。 (3)虽然气速高,固体颗粒的夹带量很大,但颗粒返回床层的量也很大,所以床层仍然 保持了较高的颗粒浓度。 (4)快速流化床既不存在象鼓泡床那样的气泡;也不同于气力输送状态下近管壁浓中间 稀的径向颗粒浓度分布梯度,整个床截面颗粒浓度分布均匀 在快速流化床中存在着以颗粒团聚状态为特征的密相悬浮夹带。在团聚状态中,大多数 颗粒不时地组成较大的颗粒密集的颗粒团。认识这些颗粒团是理解快速流化床的关键
第一节奈化理1 i∵和1Tout根据稳定性究结果解释∫它们的形成。他们所采用的方法解释低速条件下 (泡形成的观点颇为类似大多数颗粒趋于问下运动,床壁面附近的颗料尤为如此 此同时,颗粒闭围的-一些分散颗粒迅速向上运动、快速床层的空隙率通常在0.75-0.95 之间、与床层压降·样、床凨空隙率的实际值取决于气体的净流量和气体流速 L有的研究表明,a1和、4n样,随d和p,的增加而增加.但还不能建立数据关 联式付于娃铝催化剂(dn=49m,pn=1070g/m3)n.为1.5m氢氧化铝颗粒td 103m1.P=2460kg/ma,为3.7-4m/s、也有人认为没有足够的颗粒进行循坏是粗颗粒不 公出现快速流化床的惊因 刈于快速床的妵鹌硏究十分桸少。 Yerushalmi等人对典型的颗粒团尺寸作了估算,认为 颗{j’体之间的相对速度·般比单颗粒的终端沉降速度高个昼级:颗粒返混曼很大 ’休返混很小 快速沇化床的优点是气固接触好,生产能力高.能够处理黏性颚粒 快速流化床不同于散式流态化和气力输送,它是一个上稀下浓的复合钟作状态、典型的 快速流态化系统是个闭合的颗粒循环系统。它的纵向空隙率变化曲线如图29(a)所小 线的拐点处定乂为快速流化宋的床层厚度:快速流态化的流动物理模型如图2-0(l)所 床顶 体积分数, 稀相固体浓度,」 体积分数 浓相密集体按“浮力”下沉 浓相密集体按“随机行走”上窜 床底 空气 图29快速流化床流动的物理模型 示。在床高z处,团聚体从下部浓度较髙的区域,按类似扩散的规律向上窜,而团聚体到达 以:后,由于其密度大于周围床层平均密度而反向下沉。在稳定操作时,这两股向上和向 下的闭聚体通量相等,按图29(b)的说明则有 5[af(1-:)=o△p(1-,-△(1-c)l/(-E, (2-33) 式中、为f比例常数,ms;o为下沉比例常数,m/s 休层平均浓度由稀浓两相共同组成,即 f(1-:n)+(1-)(1-c)
38 第二章循环流化床燃烧中气固两流日基理 由式(234)可解出闭樂体所占体积分率为 E f; 将式(2-34)代人式(2-33)可得 l隙率纵向分布曲线的拐点处的空隙率ε,通过式(235)的二阶导数 小 0.求出 这说明拐点现玍ε’和ε的平均值处·对式(2-35)积介得出床坛空隙率沿床高分布 的关系式 式中,如是具有长度的量纲,称为特征长度。 式(2-36)包括4个模型参数ε、ε。z和z。根据在内径为9m,高为8m的快速流化 床冷模装置中进行的5种物料的流动实验和基于压降概念进行的理论推导,得到4个模型参 数的关联式 *1687;-06222 1-E=0.0554 8 Re.+2. 7Re d Re Ar depre(Pe -pr 1-c-0512/18Re+27Re)·0 Ar (2-38) =500exp-69(ε-cn) (2-39) 1.A-(a/A (1+a/A)z +e(z/列) exp!(:-zo)/zo] 1- LA-(alA)c-e 式中,l/A为快速床中以高度表示的系统存料量;a/A为料腿与快速床的截面积I 苯物流通过料和顶部旋风分离器的阻力,以料柱高度表示为(△P+△P)甲;C为颗 z隐含于式(2-40) 按式(237)~式(240)求出某操作条件下的e、εn、x和,将这些值代入式