導(dǎo)向管?chē)妱?dòng)流化床內(nèi)寬篩分硅顆粒流化特性的實(shí)驗(yàn)及模擬

張?jiān)旅罚S國(guó)強(qiáng)，蘇國(guó)良

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導(dǎo)向管?chē)妱?dòng)流化床內(nèi)寬篩分硅顆粒流化特性的實(shí)驗(yàn)及模擬

張?jiān)旅罚S國(guó)強(qiáng)，蘇國(guó)良

（天津大學(xué)化工學(xué)院，天津300072）

在內(nèi)徑為182mm的導(dǎo)向管?chē)妱?dòng)流化床中，以亞毫米級(jí)的寬篩分硅顆粒為物料，對(duì)噴動(dòng)氣旁路特性進(jìn)行了實(shí)驗(yàn)研究，分別考察了靜止床層高度、夾帶區(qū)高度、導(dǎo)向管內(nèi)徑、噴動(dòng)氣速和流化氣速對(duì)噴動(dòng)氣旁路分率的影響。結(jié)果表明噴動(dòng)氣的旁路分率隨噴動(dòng)氣速的增加首先保持平穩(wěn)，隨后降低直至保持穩(wěn)定值；當(dāng)噴動(dòng)氣速較小時(shí)，旁路分率隨靜止床層高度的增加而增加，當(dāng)噴動(dòng)氣速足夠大時(shí)，靜止床高的變化對(duì)旁路分率影響不大；此外，噴動(dòng)氣旁路分率隨流化氣速、導(dǎo)向管內(nèi)徑的增加而增大，但隨著導(dǎo)向管安裝高度的增加而減小。同時(shí)，采用基于顆粒動(dòng)力學(xué)理論的雙歐拉模型，通過(guò)Fluent建立了與冷態(tài)實(shí)驗(yàn)條件一致的導(dǎo)向管?chē)妱?dòng)流化床氣固兩相流的數(shù)理模型，經(jīng)計(jì)算流體力學(xué)模擬考察了相關(guān)參數(shù)對(duì)模擬結(jié)果的影響。結(jié)果表明壓降與實(shí)驗(yàn)值吻合，流態(tài)化外觀也與實(shí)驗(yàn)結(jié)果一致。所建立的模型具有一定的準(zhǔn)確性和可靠性，可以成為預(yù)測(cè)實(shí)驗(yàn)結(jié)果的有效途徑。

導(dǎo)向管?chē)妱?dòng)流化床；寬粒度分布；氣體旁路；兩相流；計(jì)算流體力學(xué)；數(shù)值模擬；實(shí)驗(yàn)驗(yàn)證

多晶硅是信息產(chǎn)業(yè)和太陽(yáng)能光伏產(chǎn)業(yè)的重要原材料[1]。目前多晶硅生產(chǎn)的主流工藝為改良西門(mén)子法，約占全球多晶硅總產(chǎn)量的80%，但副產(chǎn)大量的四氯化硅（每生產(chǎn)1t多晶硅同時(shí)產(chǎn)生15～20t四氯化硅）[2-5]。四氯化硅受熱或遇水會(huì)分解放熱，產(chǎn)生有毒的腐蝕性煙氣，若直接將其排放，不但造成能源、物料的浪費(fèi)，而且嚴(yán)重污染環(huán)境。目前處理四氯化硅的方法主要包括制備氣相白炭黑、有機(jī)硅材料、光導(dǎo)纖維等產(chǎn)品[6]。其中最主要的方法是將其直接轉(zhuǎn)化為可應(yīng)用于多晶硅生產(chǎn)的三氯氫硅，這既節(jié)約了多晶硅的生產(chǎn)成本，又可以保護(hù)環(huán)境，實(shí)現(xiàn)閉環(huán)生產(chǎn)[7]，因此四氯化硅氫化制備三氯氫硅成為研究的熱點(diǎn)。

冷氫化法因其能耗低、轉(zhuǎn)化率高、投資小等優(yōu)點(diǎn)，目前為國(guó)內(nèi)外氫化處理四氯化硅的主流方法[8]。該過(guò)程以四氯化硅、冶金級(jí)硅粉和氫氣為原料，以銅基或鎳基為催化劑，在反應(yīng)溫度400～600℃、反應(yīng)壓力1.2～4.0MPa的條件下進(jìn)行氣-固兩相反應(yīng)。冷氫化過(guò)程采用的反應(yīng)器是該工藝的核心設(shè)備，一般為普通固定床或流化床，其氣固接觸、混合與傳熱傳質(zhì)效率有待改進(jìn)與提高[9-12]。導(dǎo)向管?chē)妱?dòng)流化床是在噴動(dòng)床的基礎(chǔ)上引入導(dǎo)向管和流化氣，能夠提供良好的氣固接觸和混合效果[13-14]，可克服流化床的顆粒操作范圍窄、易產(chǎn)生分層、節(jié)涌和噴動(dòng)床的接觸效率不高、噴動(dòng)不穩(wěn)定等缺點(diǎn)，可以有效地增加床層高度、降低氣體流量，使顆粒在床層內(nèi)的分布時(shí)間均勻，循環(huán)易于控制[15]，廣泛應(yīng)用于干燥、造粒、混合及煤氣化等物理和化學(xué)過(guò)程[16-18]。

大量的實(shí)驗(yàn)及模擬研究工作[19-30]已經(jīng)對(duì)導(dǎo)向管?chē)妱?dòng)流化床內(nèi)復(fù)雜的流動(dòng)特性進(jìn)行了系統(tǒng)的討論分析，但是這些僅針對(duì)單一粒徑或窄粒徑分布的顆粒，對(duì)寬篩分的固體顆粒導(dǎo)向管?chē)妱?dòng)流化床研究較少[5，31-34]。為了研究導(dǎo)向管?chē)妱?dòng)流化床內(nèi)寬篩分硅顆粒的流動(dòng)特性，本論文在冷模實(shí)驗(yàn)裝置內(nèi)，考察床體結(jié)構(gòu)參數(shù)和操作參數(shù)對(duì)氣體旁路特性的影響，并結(jié)合顆粒動(dòng)力學(xué)理論和Eulerian多相流流體模型建立噴動(dòng)流化床氣固流動(dòng)數(shù)理模型，對(duì)床體內(nèi)部流動(dòng)行為進(jìn)行二維非穩(wěn)態(tài)的數(shù)值模擬。在實(shí)驗(yàn)和數(shù)值模擬的基礎(chǔ)上，深入探討了導(dǎo)向管?chē)妱?dòng)流化床氣固流動(dòng)規(guī)律，為其工業(yè)化的應(yīng)用提供一定的理論基礎(chǔ)和指導(dǎo)。

1 實(shí)驗(yàn)部分

1.1 實(shí)驗(yàn)流程

實(shí)驗(yàn)流程如圖1所示，空氣由渦旋式鼓風(fēng)機(jī)（a）提供，經(jīng)過(guò)緩沖罐（c）穩(wěn)定壓力后被分為噴動(dòng)氣和流化氣，這兩股氣體均通過(guò)轉(zhuǎn)子流量計(jì)測(cè)定其流量。噴動(dòng)氣進(jìn)入噴動(dòng)氣室后經(jīng)分布板（d）中心位置的噴嘴進(jìn)入床體（j）；流化氣進(jìn)入流化氣室后通過(guò)分布板（d）四周的噴孔進(jìn)入床體。噴動(dòng)氣和流化氣穿透床層顆粒，帶動(dòng)顆粒循環(huán)后進(jìn)入擴(kuò)大段（k）減速放空；床體內(nèi)的硅粉經(jīng)噴動(dòng)氣夾帶從導(dǎo)向管?chē)姵鲂纬蓢娙又ㄟ^(guò)上部的擴(kuò)大段減速，再經(jīng)過(guò)環(huán)形區(qū)回落至床層表面后被噴動(dòng)氣再次帶出，形成一個(gè)循環(huán)。

a—渦旋式鼓風(fēng)機(jī)；b—控制閥；c—緩沖罐；d—分布板；e—導(dǎo)向管； f—壓力傳感器；g—測(cè)壓孔；h—D/C轉(zhuǎn)換器；i—計(jì)算機(jī)；j—床體； k—擴(kuò)大段

1.2 實(shí)驗(yàn)物料與儀器

實(shí)驗(yàn)物料為多晶硅企業(yè)冷氫化工藝所使用的冶金級(jí)硅粉，其真實(shí)密度為2330kg/m3，堆密度為1310kg/m3，堆積空隙率為0.44。采用激光粒度儀對(duì)冶金級(jí)硅粉進(jìn)行分析，其粒徑分布如圖2所示，其粒徑分布很寬（10～1400μm），為寬篩分物料，屬于Geldart顆粒分類(lèi)中的B類(lèi)顆粒。其平均體積粒徑是460.25μm，長(zhǎng)度平均粒徑為496.74μm。

實(shí)驗(yàn)主要采用轉(zhuǎn)子流量計(jì)測(cè)定空氣氣量，采用壓力傳感器測(cè)定壓降與壓降方差，儀器型號(hào)如表1所示。

表1 實(shí)驗(yàn)用主要儀器一覽表

自行設(shè)計(jì)的導(dǎo)向管?chē)妱?dòng)流化床結(jié)構(gòu)如圖3所示，主要由圓柱型床體、導(dǎo)向管、氣體分布板和擴(kuò)大段等組成，各部分均采用有機(jī)玻璃材質(zhì)，以便于在實(shí)驗(yàn)過(guò)程中觀察床內(nèi)顆粒的運(yùn)動(dòng)情況。圓柱型床體內(nèi)徑C為182mm，擴(kuò)大段內(nèi)徑為300mm；床層物料高度0分別為280mm、330mm、380mm；實(shí)驗(yàn)用導(dǎo)向管長(zhǎng)度D為633mm，內(nèi)徑D分別為20mm、30mm、40mm；導(dǎo)向管安裝高度也稱(chēng)夾帶高度（t），分別為10mm、20mm、35mm。實(shí)驗(yàn)采用平板分布器，厚度為10mm。內(nèi)側(cè)直徑為182mm。其中央為噴嘴，內(nèi)徑i為20mm，周?chē)鸀榄h(huán)形的開(kāi)孔區(qū)域，開(kāi)孔方式按照等邊三角形均勻分布，其內(nèi)徑為2.2mm，兩孔間距為10mm，分布板的整體開(kāi)孔率為4.39%，在分布板上覆以雙層絲網(wǎng)，目數(shù)為160。此外，在擴(kuò)大段頂部安裝紗網(wǎng)，防止氣速過(guò)大時(shí)顆粒被氣體攜帶出床體，造成顆粒的損失。

1.3 實(shí)驗(yàn)測(cè)量方法及原理

采用李國(guó)兵等[35]的方法測(cè)定導(dǎo)向管內(nèi)氣體的真實(shí)流量。環(huán)形區(qū)未流化時(shí)，顆粒雷諾數(shù)較低（即使在最大操作氣速下顆粒雷諾數(shù)仍低于10），Ergun方程式(1)中的第一項(xiàng)（黏度損失項(xiàng)）占主導(dǎo)，第二項(xiàng)（動(dòng)能損失項(xiàng)）可以忽略，此時(shí)可近似認(rèn)為環(huán)形區(qū)CD兩點(diǎn)之間的壓降與通過(guò)其中的氣速呈線(xiàn)性關(guān)系。當(dāng)環(huán)形區(qū)處于未流化時(shí)，測(cè)定不同氣速下的CD區(qū)壓降，線(xiàn)性回歸后即可獲得床層壓降與氣速間的標(biāo)準(zhǔn)曲線(xiàn)。由標(biāo)準(zhǔn)曲線(xiàn)和實(shí)際測(cè)定的CD區(qū)壓降即換算得到環(huán)形區(qū)的真實(shí)氣速和氣量，進(jìn)而可以獲得噴動(dòng)區(qū)的真實(shí)流量。

(2)

整體床層氣體質(zhì)量守恒式如式(3)。

式中，v為顆粒平均等體積當(dāng)量直徑（取值為460.25μm）；A和D分別為環(huán)形區(qū)和噴動(dòng)區(qū)的表觀氣量；、為環(huán)形區(qū)和噴動(dòng)區(qū)內(nèi)的真實(shí)氣量。

實(shí)驗(yàn)中采用噴動(dòng)氣旁路分率（D）表征噴動(dòng)氣旁路特性，如式(4)。

當(dāng)D小于1時(shí)，表明旁路現(xiàn)象以噴動(dòng)氣進(jìn)入環(huán)形區(qū)為主，D越接近1，表示噴動(dòng)氣旁路現(xiàn)象 越少。

1.4 實(shí)驗(yàn)方法驗(yàn)證

根據(jù)Ergun公式，當(dāng)環(huán)形區(qū)未流化時(shí)，假設(shè)CD區(qū)壓降與環(huán)形區(qū)氣速呈線(xiàn)性關(guān)系，兩者函數(shù)關(guān)系 如式(5)。

Δ=+×(5)

通過(guò)實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)回歸得到不同靜止床層高度下的CD區(qū)壓降與氣速關(guān)系如表2所示。

實(shí)驗(yàn)結(jié)果如圖4所示，CD區(qū)壓降與氣速線(xiàn)性關(guān)系良好，這說(shuō)明可通過(guò)CD區(qū)壓降獲得噴動(dòng)區(qū)和環(huán)形區(qū)的實(shí)際氣量。

表2 CD區(qū)壓降與環(huán)形區(qū)氣速關(guān)系

2 數(shù)值模擬

2.1 氣固多相流流體動(dòng)力學(xué)模型

利用流體力學(xué)軟件Fluent 6.3.26，對(duì)導(dǎo)向管?chē)妱?dòng)流化床內(nèi)寬篩分硅顆粒的流化特性進(jìn)行數(shù)值模擬研究。在歐拉-歐拉坐標(biāo)內(nèi)建立了導(dǎo)向管?chē)妱?dòng)流化床內(nèi)氣固兩相流動(dòng)的數(shù)理模型，通過(guò)顆粒動(dòng)力學(xué)理論完成守恒方程組的封閉，利用Gidaspow曳力模型描述氣固兩相間的動(dòng)量交換，湍流模型采用標(biāo)準(zhǔn)-模型，并采用SIMPLE算法對(duì)離散的控制方程進(jìn)行求解。氣相和顆粒相假設(shè)為連續(xù)介質(zhì)，相間無(wú)質(zhì)量交換。各相滿(mǎn)足質(zhì)量、動(dòng)量及能量守恒，顆粒相作用通過(guò)顆粒相壓力、顆粒相界面交換系數(shù)等耦合。模型如式(6)～式(10)。

氣相連續(xù)性方程

固相連續(xù)性方程

(7)

氣相動(dòng)量守恒方程

固相動(dòng)量守恒方程

(10)

氣固兩相間曳力關(guān)系采用Gidaspow模型。當(dāng)g≤0.8時(shí)，采用Ergun公式[36]計(jì)算；g＞0.8時(shí)，采用WEN和YU公式[37]，如式(11)所示。

D為SCHILLER和NAUMANN[38]提出的孤立球形顆粒的曳力系數(shù)，如式(12)。

(12)

式中，s為顆粒雷諾數(shù)，如式(13)。

(14)

式中，ss表示顆粒碰撞的歸還系數(shù)，取值為0.9；s為顆粒動(dòng)力學(xué)溫度，取值為0.0001m2/s2；徑向分布系數(shù)0用于修正顆粒之間的碰撞概率，表示如式(17)。

(17)

由顆粒溫度s表示顆粒的動(dòng)力學(xué)能量守恒方程為式(18)。

2.2 幾何模型及邊界條件

由于實(shí)驗(yàn)用導(dǎo)向管?chē)妱?dòng)流化床為軸對(duì)稱(chēng)結(jié)構(gòu)，簡(jiǎn)化為二維模型。幾何體的建立和網(wǎng)格劃分采用Fluent 6.3.26前處理軟件Gambit 2.3.16 完成，網(wǎng)格為結(jié)構(gòu)化非均勻的軸對(duì)稱(chēng)二維網(wǎng)格，網(wǎng)格數(shù)約為1.5萬(wàn)，經(jīng)網(wǎng)格無(wú)關(guān)性檢驗(yàn)，網(wǎng)格精度已經(jīng)達(dá)到計(jì)算 要求。

初始和邊界條件為：①氣相進(jìn)口采用速度入口（velocity-inlet），噴動(dòng)氣速在0～12m/s取值，流化氣速在0～0.16m/s取值；②固相初始速度設(shè)置為零，顆粒動(dòng)力學(xué)溫度取為0.0001m2/s2；③導(dǎo)向管和床體壁面處氣固兩相均按無(wú)滑移邊界條件（no-slip wall）處理，其在壁面上的速度為0；④硅粉顆粒被簡(jiǎn)化為統(tǒng)一粒徑的球形顆粒，粒徑采用平均粒徑460.25μm計(jì)算；⑤氣相出口采用壓力出口（pressure-outlet）。

2.3 模型驗(yàn)證

圖5為環(huán)形區(qū)未流化時(shí)環(huán)形區(qū)壓降隨軸向距離變化的趨勢(shì)。由圖5可知，壓降沿軸向基本呈線(xiàn)性降低趨勢(shì)，模擬結(jié)果與實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)基本吻合。這也證明了通過(guò)Ergun方程研究旁路特性的方法可行。

圖6分別為床層最大噴動(dòng)壓降和最小噴動(dòng)流化速度隨流化氣速變化趨勢(shì)。由圖6(a)可以看出，最大噴動(dòng)壓降隨流化氣速的增加而增大，一方面，隨著流化氣速的增加，環(huán)形區(qū)的空隙率增大，該區(qū)域顆粒處于松散狀態(tài)，此時(shí)床內(nèi)顆粒的黏性力和慣性力均減小，導(dǎo)致射流受到的床層阻力降低；另一方面，流化氣的引入促使顆粒循環(huán)量增加，床料發(fā)生噴動(dòng)所要克服的顆粒凈重增加，射流的動(dòng)量消耗增大，上述兩個(gè)因素綜合考慮，床層的最大噴動(dòng)壓降隨著流化氣速的增加而增大，此結(jié)果與矩形噴動(dòng)床的壓降特性[39]一致。圖6(b)表明，最小噴動(dòng)流化速度隨流化氣速的增加而減小，這主要是由于流化氣的引入增加了環(huán)形區(qū)的壓降，不僅減少了噴動(dòng)氣的旁路量，還會(huì)增加由環(huán)形區(qū)向噴動(dòng)區(qū)擴(kuò)散的氣量，故達(dá)到噴動(dòng)狀態(tài)所需的噴動(dòng)氣量減少，噴動(dòng)氣速也相應(yīng)減小。對(duì)比圖6的實(shí)驗(yàn)和模擬結(jié)果可知，該模擬結(jié)果與實(shí)驗(yàn)值趨勢(shì)相同，具有較好的吻合性，說(shuō)明本文建立的雙流體模型可以實(shí)現(xiàn)對(duì)床內(nèi)氣固兩相流動(dòng)的較準(zhǔn)確模擬，基本可以揭示床層的流體動(dòng)力學(xué)特性以及相關(guān)因素對(duì)它的影響。實(shí)驗(yàn)值均大于模擬值主要是由于模擬過(guò)程對(duì)模型進(jìn)行了簡(jiǎn)化和假設(shè)，導(dǎo)致部分噴動(dòng)阻力沒(méi)有考慮到，實(shí)驗(yàn)時(shí)形成噴泉的噴動(dòng)氣量大于模擬值。

3 結(jié)果與討論

3.1 不同結(jié)構(gòu)參數(shù)和操作條件對(duì)氣體旁路分率的影響

3.1.1 噴動(dòng)及流化氣速對(duì)氣體旁路分率的影響

噴動(dòng)氣速與噴動(dòng)區(qū)旁路分率的關(guān)系如圖7所示，噴動(dòng)氣的旁路分率隨著噴動(dòng)氣速的增加首先保持平穩(wěn)，隨后降低直至保持穩(wěn)定值。當(dāng)噴動(dòng)氣速較小時(shí)，整個(gè)床層均處于固定床狀態(tài)，此時(shí)床層壓降隨著噴動(dòng)氣速的增加而迅速增加，此時(shí)極少的噴動(dòng)氣會(huì)旁路進(jìn)入環(huán)形區(qū)，因而噴動(dòng)氣體旁路分率趨近于1，并基本保持恒定。隨著噴動(dòng)氣速的繼續(xù)增加，噴動(dòng)區(qū)內(nèi)顆粒開(kāi)始流化，床層區(qū)空隙率增大，此時(shí)環(huán)形區(qū)壓降開(kāi)始緩慢下降，越來(lái)越多的噴動(dòng)氣旁路進(jìn)入環(huán)形區(qū)，因此噴動(dòng)氣旁路分率隨之下降。當(dāng)噴動(dòng)氣速足夠大時(shí)，床層會(huì)形成穩(wěn)定的噴泉，床層壓降也逐漸變?yōu)榉€(wěn)定值，噴動(dòng)氣旁路分率也下降至最低點(diǎn)并基本保持恒定。

此外，從圖7中可知，在相同的條件下，噴動(dòng)氣旁路分率隨著流化氣速的增加而增加。這是由于環(huán)形區(qū)處于固定床時(shí)，流化氣速的增加導(dǎo)致環(huán)形區(qū)床層壓降增大，減少了噴動(dòng)氣擴(kuò)散至環(huán)形區(qū)的趨勢(shì)，因此噴動(dòng)氣旁路分率隨之升高。此結(jié)果與肖睿等[40]的實(shí)驗(yàn)結(jié)果相一致，認(rèn)為在低流化氣速條件下，流化氣的加入會(huì)抑制噴動(dòng)氣旁路。

3.1.2 靜止床高對(duì)氣體旁路分率的影響

靜止床層高度與噴動(dòng)氣體旁路分率的關(guān)系如圖8所示。在固定床狀態(tài)下，環(huán)形區(qū)壓降隨床層高度的增加而增大，這增加了噴動(dòng)氣旁路進(jìn)入環(huán)形區(qū)的阻力，使得噴動(dòng)氣旁路分率提高。繼續(xù)增加噴動(dòng)氣速，在不同的結(jié)構(gòu)參數(shù)和操作條件下，床層高度對(duì)旁路分率的影響均變小，這是由于高噴動(dòng)氣速下的射流卷吸了周?chē)沫h(huán)形區(qū)顆粒并帶動(dòng)其流化，床層壓降隨之降低，此時(shí)射流更容易穿透環(huán)形區(qū)，因此床層厚度已經(jīng)不是靜止床高影響噴動(dòng)氣旁路分率的主要因素。

3.1.3 導(dǎo)向管結(jié)構(gòu)對(duì)氣體旁路分率的影響

導(dǎo)向管內(nèi)徑對(duì)噴動(dòng)氣旁路分率的影響如圖9所示，在相同的噴動(dòng)氣速下，氣體旁路分率隨著導(dǎo)向管內(nèi)徑的增大而增大。射流隨著噴射距離的增加徑向范圍變寬，本文采用的噴嘴直徑為20mm，所以射流在發(fā)展到導(dǎo)向管底部時(shí)寬度會(huì)大于20mm，當(dāng)采用內(nèi)徑為20mm的導(dǎo)向管時(shí)，噴動(dòng)氣一定會(huì)旁路進(jìn)入環(huán)形區(qū)。隨著導(dǎo)向管內(nèi)徑的增大，射流進(jìn)入導(dǎo)向管的流量增大，使得噴動(dòng)氣旁路分率增大。

圖10表示了導(dǎo)向管安裝高度對(duì)氣體旁路分率的影響，在相同條件下，隨著導(dǎo)向管安裝高度增大，噴動(dòng)氣旁路分率減小。這主要是由于噴動(dòng)氣從噴嘴噴出后形成高速射流，射流在其發(fā)展過(guò)程中直徑不斷變大，因此導(dǎo)向管安裝高度越高，會(huì)有越多的噴動(dòng)氣體進(jìn)入環(huán)形區(qū)，使得噴動(dòng)氣旁路分率減小。即降低導(dǎo)向管安裝高度可以有效抑制噴動(dòng)氣的旁路氣量，這同樣也是最小噴動(dòng)氣速減小的原因之一。

3.2 噴泉形成過(guò)程分析

圖11用15張顆粒體積濃度分布圖顯示了導(dǎo)向管?chē)妱?dòng)流化床內(nèi)氣泡形成、發(fā)展、破碎以及射流發(fā)展的完整過(guò)程，這些圖可以直觀地顯示出噴泉的形成過(guò)程。=0時(shí)，噴動(dòng)氣開(kāi)始進(jìn)入床內(nèi)，并在噴嘴正上方產(chǎn)生射流，射流在向上發(fā)展過(guò)程中，氣體不斷向四周環(huán)形密相區(qū)擴(kuò)散，同時(shí)通過(guò)邊界層卷吸環(huán)形區(qū)的顆粒。隨著射流的不斷發(fā)展，其直徑逐漸增大，射流速度逐漸降低，因此其穿透能力下降，導(dǎo)致射流形成氣泡。在上升過(guò)程中，氣泡逐漸增大，并且最終在床層表面破裂。沒(méi)有進(jìn)入導(dǎo)向管的那部分射流也在夾帶區(qū)形成一個(gè)逐漸增大的氣泡，沿導(dǎo)向管壁面向上發(fā)展，最終也在床層表面破裂。圖11中1～6s為噴泉發(fā)展逐漸穩(wěn)定的過(guò)程，導(dǎo)向管中的固體顆粒是成股間歇式噴出，在導(dǎo)向管正上方形成噴泉；環(huán)形區(qū)則一直進(jìn)行氣泡形成、發(fā)展和破裂的 過(guò)程。

3.3 流場(chǎng)分析

3.3.1 流化氣速的影響

采用流線(xiàn)圖對(duì)氣相流場(chǎng)進(jìn)行分析研究，同時(shí)通過(guò)噴動(dòng)氣體旁路分率來(lái)定量分析噴動(dòng)氣的旁路 特性。

圖12展示了流化氣速為零時(shí)氣相流線(xiàn)圖和軸向速度矢量圖。由圖可知，噴動(dòng)氣進(jìn)入床體后形成射流，高速射流在運(yùn)動(dòng)過(guò)程中變寬，且在到達(dá)導(dǎo)向管時(shí)其寬度已經(jīng)大于導(dǎo)向管內(nèi)徑，因此一部分噴動(dòng)氣會(huì)擴(kuò)散進(jìn)入環(huán)形區(qū)；另一部分氣體與射流邊界層相互作用，在夾帶區(qū)形成漩渦，這些漩渦可以將流化氣和夾帶區(qū)內(nèi)的顆粒卷吸進(jìn)入導(dǎo)向管。與此同時(shí)，進(jìn)入導(dǎo)向管的射流會(huì)繼續(xù)擴(kuò)張，但由于導(dǎo)向管內(nèi)壁會(huì)阻擋射流的繼續(xù)發(fā)展，因此導(dǎo)向管內(nèi)氣體流速最終會(huì)形成穩(wěn)定的正態(tài)分布，并最終噴出導(dǎo) 向管。

圖13為引入流化氣后的流線(xiàn)圖與速度矢量圖。從圖中可知，引入流化氣之后，射流邊界層的漩渦消失，這是由于流化氣夾帶著發(fā)生旁路的噴動(dòng)氣一起向上運(yùn)動(dòng)，直至帶出床層。

3.3.2 結(jié)構(gòu)參數(shù)的影響

圖14為不同結(jié)構(gòu)參數(shù)條件下的氣相流線(xiàn)對(duì)比圖，如圖14(a)、圖14(b)所示，導(dǎo)向管內(nèi)的噴動(dòng)氣速隨著導(dǎo)向管內(nèi)徑的增加而增加，且?jiàn)A帶區(qū)內(nèi)的氣體漩渦明顯減少。如3.1.3節(jié)所述，導(dǎo)向管內(nèi)徑增加會(huì)使射流邊界層直接進(jìn)入導(dǎo)向管中，夾帶區(qū)的射流邊界層發(fā)展受阻，從而漩渦減少，射流的卷吸能力降低。

對(duì)比圖14(b)與圖14(c)可以看出，導(dǎo)向管安裝高度的增大導(dǎo)致夾帶區(qū)漩渦增多，同時(shí)旁路現(xiàn)象更加明顯，噴動(dòng)區(qū)氣速降低。這是由于導(dǎo)向管安裝高度增大等價(jià)于增加了射流距離，使得進(jìn)入導(dǎo)向管的射流發(fā)展會(huì)更充分，因而邊界層變得更寬，導(dǎo)致漩渦增多。

表3為圖14條件下實(shí)驗(yàn)與模擬得到的噴動(dòng)氣旁路分率，從結(jié)果可知導(dǎo)向管安裝高度降低以及內(nèi)徑增大都會(huì)減少?lài)妱?dòng)氣擴(kuò)散進(jìn)入環(huán)形區(qū)的現(xiàn)象，從而提高噴動(dòng)氣旁路分率。將模擬結(jié)果與實(shí)驗(yàn)測(cè)量值對(duì)比發(fā)現(xiàn)，模擬值較實(shí)驗(yàn)值均偏高，這可能同樣是由于模擬過(guò)程對(duì)模型進(jìn)行了簡(jiǎn)化和假設(shè)，導(dǎo)致部分噴動(dòng)阻力沒(méi)有考慮到，實(shí)驗(yàn)時(shí)噴動(dòng)氣量較多地進(jìn)入環(huán)形區(qū)。但數(shù)值模擬的噴動(dòng)氣旁路特性隨床體結(jié)構(gòu)的變化趨勢(shì)與實(shí)驗(yàn)結(jié)果基本吻合，這表明本文建立的雙流體模型對(duì)模擬噴動(dòng)氣旁路特性具有一定的指導(dǎo)性和合理性。

3.4 顆粒運(yùn)動(dòng)特性

圖15為不同軸向高度下的噴動(dòng)區(qū)顆粒體積分?jǐn)?shù)沿徑向變化曲線(xiàn)，模擬結(jié)果不同于噴動(dòng)流化床。從圖15中可以看出，在床層下段，顆粒濃度從中心沿徑向逐漸升高并保持不變，這表明在夾帶區(qū)的高速射流將顆粒推向兩側(cè)，濃度升至最大且保持不變則說(shuō)明該區(qū)域還處于固定床狀態(tài)；在床層上段，顆粒濃度沿徑向減小，在環(huán)形區(qū)顆粒濃度分布幾乎為零，僅在靠近床體壁面處有少許顆粒，這是由于環(huán)形區(qū)顆粒在下降過(guò)程中貼近壁面。整體來(lái)看，噴動(dòng)區(qū)內(nèi)顆粒相濃度相差不大，說(shuō)明導(dǎo)向管內(nèi)氣體分布相對(duì)較為均勻，氣固混合較好。

圖16為不同軸向高度下，顆粒軸向速度沿徑向變化分布圖。噴動(dòng)區(qū)內(nèi)顆粒軸向速度為正，表明顆粒向上運(yùn)動(dòng)，并且隨著高度的增加呈現(xiàn)逐漸遞減的趨勢(shì)，這是因?yàn)轭w粒被高速射流卷吸進(jìn)入導(dǎo)向管后必然發(fā)生顆粒與顆粒、壁面的碰撞，此外，射流的動(dòng)能隨著高度的增加而減小，而顆粒是被射流夾帶向上運(yùn)動(dòng)，因此顆粒的速度顯然也會(huì)下降。環(huán)形區(qū)顆粒速度為負(fù)值，表明此區(qū)域內(nèi)顆粒向下運(yùn)動(dòng)，其絕對(duì)值隨著高度的增加而增大，這是由于床層上部環(huán)形區(qū)空隙率較大，顆粒向下運(yùn)動(dòng)阻力小，速度快。在同一軸向高度上，環(huán)形區(qū)靠近壁面處顆粒速度的絕對(duì)值小于環(huán)形區(qū)中心區(qū)域，這是因?yàn)轭w粒大多沿壁面向下運(yùn)動(dòng)，碰撞概率增大，因而向下運(yùn)動(dòng)阻力變大，速度變慢。

表3 不同條件下的氣體旁路分率

3.5 結(jié)構(gòu)參數(shù)和操作參數(shù)對(duì)流動(dòng)特性的影響

圖17為床層內(nèi)部顆粒濃度分布變化趨勢(shì)。從圖中可以看出，流化氣的引入對(duì)環(huán)形區(qū)空隙率基本無(wú)影響，顆粒濃度分布基本保持不變，而對(duì)噴動(dòng)區(qū)影響較大，流化氣的引入使噴動(dòng)區(qū)內(nèi)顆粒濃度變得相對(duì)均勻。

圖18表達(dá)了顆粒軸向速度沿徑向的變化規(guī)律，可以看到流化氣引入后對(duì)顆粒在環(huán)形區(qū)的軸向速度影響相對(duì)較小，但是使得噴動(dòng)區(qū)顆粒軸向速度明顯增大，對(duì)應(yīng)圖17，速度增加導(dǎo)致了顆粒的空隙率增大，這主要是由于流化氣旁路進(jìn)入噴動(dòng)區(qū)，導(dǎo)向管內(nèi)實(shí)際噴動(dòng)氣量增大。

圖19為導(dǎo)向管內(nèi)顆粒軸向速度沿軸向變化規(guī)律。如圖11所描述，由于顆粒在導(dǎo)向管中是呈周期性成股噴出，使得顆粒濃度沿軸向分布不連續(xù)，因此在不同高度下會(huì)呈現(xiàn)不規(guī)律的分布。盡管速度分布不規(guī)律，還是可以看出顆粒軸向速度隨著導(dǎo)向管內(nèi)徑的減小而增大。此外，導(dǎo)向管內(nèi)徑越大，沿著軸向顆粒速度越早變?yōu)榱悖@表明內(nèi)徑更小時(shí)，噴動(dòng)氣形成的噴泉高度更高，這與觀察到的實(shí)驗(yàn)現(xiàn)象一致。

4 結(jié)論

（1）利用Ergun公式計(jì)算環(huán)形區(qū)未流化時(shí)的噴動(dòng)氣旁路分率，經(jīng)驗(yàn)證，這種計(jì)算方法可行。研究結(jié)果表明：噴動(dòng)氣的旁路分率隨噴動(dòng)氣速的增加首先保持平穩(wěn)，隨后降低，直至保持穩(wěn)定值；當(dāng)噴動(dòng)氣速較小時(shí)，旁路分率隨靜止床層高度的增加而增加，當(dāng)噴動(dòng)氣速足夠大時(shí)，靜止床高的變化對(duì)旁路分率影響不大；此外，噴動(dòng)氣旁路分率隨流化氣速、導(dǎo)向管內(nèi)徑的增加而增大，但隨著導(dǎo)向管安裝高度的增加而減小。

（2）噴動(dòng)氣體旁路不但受相關(guān)參數(shù)的影響，還與射流范圍、氣體混合特性等因素相關(guān)，且各因素相互影響、相互制約，因此對(duì)導(dǎo)向管?chē)妱?dòng)流化床的旁路特性機(jī)理有待更進(jìn)一步地研究。

（3）利用CFD軟件，結(jié)合顆粒動(dòng)力學(xué)理論和雙歐拉模型建立導(dǎo)向管?chē)妱?dòng)流化床內(nèi)氣固兩相流動(dòng)的數(shù)值計(jì)算模型，經(jīng)實(shí)驗(yàn)驗(yàn)證，該計(jì)算模型可用來(lái)較準(zhǔn)確地研究導(dǎo)向管?chē)妱?dòng)流化床內(nèi)寬篩分硅顆粒的流化特性。

（4）模擬結(jié)果表明導(dǎo)向管中顆粒處于節(jié)涌狀態(tài)，環(huán)形區(qū)處于移動(dòng)床狀態(tài)；引入流化氣、降低導(dǎo)向管安裝高度以及增大內(nèi)徑都會(huì)減少?lài)妱?dòng)氣擴(kuò)散進(jìn)入環(huán)形區(qū)的現(xiàn)象；對(duì)于寬篩分粒徑的顆粒，床內(nèi)顆粒呈現(xiàn)在床中心上升、壁面下降的流動(dòng)形式，整體來(lái)看，噴動(dòng)區(qū)內(nèi)顆粒相濃度相差不大，氣體分布相對(duì)較為均勻，氣固混合較好。

符號(hào)說(shuō)明

AA——環(huán)形區(qū)面積，m2 CD——曳力系數(shù) DC——床體內(nèi)徑，m DD ——導(dǎo)向管內(nèi)徑，m Di——噴嘴內(nèi)徑，m ds ——顆粒直徑，m dv ——顆粒等體積當(dāng)量直徑，m ess——顆粒碰撞的歸還系數(shù) FD——噴動(dòng)氣旁路分率 g——重力加速度，m·s–2 g0 ——徑向分布系數(shù) H——床層軸向高度，m H0——靜止床層高度，m Ht ——導(dǎo)向管安裝高度，m ——單位張量 LD——導(dǎo)向管長(zhǎng)度，m ΔP——CD區(qū)壓降差，Pa ΔPm——最大噴動(dòng)壓降，Pa Δp ——壓力梯度 ——環(huán)形區(qū)和噴動(dòng)區(qū)表觀氣量，m3·s–1 ——環(huán)形區(qū)和噴動(dòng)區(qū)真實(shí)氣量，m3·s–1 R——徑向距離，m Res——顆粒雷諾數(shù) ——表觀噴動(dòng)氣速和表觀流化氣速，m·s–1 u——CD區(qū)氣體表觀速度，m·s–1 us——顆粒軸向速度，m·s–1 Z——CD區(qū)高度，m ——?dú)庀嗪凸滔囿w積分?jǐn)?shù) ——?dú)夤虄上嚅g的動(dòng)量交換系數(shù) ——能量的碰撞耗散率 ——床層空隙率 ——單位體積內(nèi)顆粒湍動(dòng)能的耗散率 ——顆粒動(dòng)力學(xué)溫度 ——顆粒動(dòng)力學(xué)溫度的擴(kuò)散系數(shù) ——固相體積黏度 ——?dú)怏w和顆粒的黏度系數(shù)，Pa·s ——?dú)庀嗪凸滔嗨矔r(shí)速度，m·s–1 ——?dú)庀嗪凸滔嗝芏?，m3·kg–1 ——?dú)庀嗪凸滔鄩毫?yīng)變張量 fgs——?dú)夤虄上嚅g的能量交換

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Experiment and simulation on the flow characteristics of silicon particles with a wide size distribution in draft tube spout-fluid bed

ZHANG Yuemei，HUANG Guoqiang，SU Guoliang

（School of Chemical Engineering and Technology，Tianjin University，Tianjin 300072，China）

A cylindrical spout-fluid bed（182mm in inner diameter）equipped with a draft tube and loaded with sub-millimeter grade silicon particles of wide size distribution was used to study the gas bypassing fraction of spouting gas. Effects of static bed height，entrainment zone height，draft tube diameter，and the spouting and fluidizing gas velocity on the gas bypassing fraction of spouting gas were investigated. The results show that the gas bypassing fraction of spouting gas remains stable at low spouting gas velocities and decreases thereafter. At high spouting gas velocities，it reaches a stable value. At low spouting gas velocities，the gas fraction increases with the static bed height. When the spouting gas velocity is sufficiently high，the static bed height has little effect on the gas bypassing. In addition，the gas fraction increases with the fluidizing gas velocity and the draft tube diameter，but decreases with the entrainment zone height. Furthermore，a mathematical model for gas-particle two-phase flow in draft tube spout-fluid bed was established based on the Eulerian-Eulerian model according to the kinetic theory of granular flow. Effects of related parameters on simulation results were investigated by CFD simulation. The numerical simulation shows that both the calculated bed pressure drop and fluidization appearance show good agreement with the experimental results. Regarding applicability and reliability of the proposed model，it could be an effective tool to predict the experimental results.

draft tube spout-fluid bed；wide size distribution；gas bypassing；two-phase flow；computational fluid dynamics（CFD）；numerical simulation；experimental validation

TQ127.2

A

1000–6613（2017）07–2381–12

10.16085/j.issn.1000-6613.2016-2181

2016-11-24；

2017-03-16。

國(guó)家自然科學(xué)基金項(xiàng)目（21676197）。

張?jiān)旅罚?990—），女，碩士研究生，從事四氯化硅冷氫化及硅烷流化床制備粒狀多晶硅的數(shù)值模擬研究工作。E-mail：ym_z@tju.edu.cn。

聯(lián)系人：黃國(guó)強(qiáng)，博士，副教授，主要從事多晶硅精餾領(lǐng)域的研究、開(kāi)發(fā)與工程設(shè)計(jì)。E-mail：hgq@tju.edu.cn。