Моделювання процесу вигоряння вугільних частинок у циркулюючому киплячому шарі
Построена новая статистическая модель выгорания угольных частиц в реакторе с циркулирующим кипящим слоем, отличающаяся от известных моделей учетом внутренней циркуляции частиц между переходной зоной надслоевого пространства и кипящим слоем. Побудовано нову статистичну модель вигоряння вугільних част...
Saved in:
| Published in: | Промышленная теплотехника |
|---|---|
| Date: | 2006 |
| Main Author: | |
| Format: | Article |
| Language: | Russian |
| Published: |
Інститут технічної теплофізики НАН України
2006
|
| Subjects: | |
| Online Access: | https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/61424 |
| Tags: |
Add Tag
No Tags, Be the first to tag this record!
|
| Journal Title: | Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine |
| Cite this: | Моделювання процесу вигоряння вугільних частинок у циркулюючому киплячому шарі / О.А. Шрайбер // Промышленная теплотехника. — 2006. — Т. 28, № 4. — С. 23-28. — Бібліогр.: 6 назв. — рос. |
Institution
Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine| _version_ | 1860096457677209600 |
|---|---|
| author | Шрайбер, О.А. |
| author_facet | Шрайбер, О.А. |
| citation_txt | Моделювання процесу вигоряння вугільних частинок у циркулюючому киплячому шарі / О.А. Шрайбер // Промышленная теплотехника. — 2006. — Т. 28, № 4. — С. 23-28. — Бібліогр.: 6 назв. — рос. |
| collection | DSpace DC |
| container_title | Промышленная теплотехника |
| description | Построена новая статистическая модель выгорания угольных частиц в реакторе с циркулирующим кипящим слоем, отличающаяся от известных моделей учетом внутренней циркуляции частиц между переходной зоной надслоевого пространства и кипящим слоем.
Побудовано нову статистичну модель вигоряння вугільних частинок у реакторі з циркулюючим киплячим шаром, що відрізняється від відомих моделей урахуванням внутрішньої циркуляції частинок між перехідною зоною надшарового простору і киплячим шаром.
We have constructed a new statistical model of the combustion of coal particles in a reactor with fast fluidized bed, which differs from the well-known models by taking into accound internal particle circulation between the transition zone of freeboard and the fluidized bed.
|
| first_indexed | 2025-12-07T17:26:13Z |
| format | Article |
| fulltext |
Вступ
Одним із найбільш перспективних варіантів
використання низькосортних твердих палив (на;
приклад, відходів вуглезбагачення) в енергетиці
вважається технологія циркулюючого киплячого
шару (ЦКШ) [1]. Тому вивчення закономірнос;
тей вигоряння частинок у ЦКШ і розробка ме;
тодів розрахунку цього процесу являють знач;
ний практичний інтерес. На жаль, переважну
більшість розрахунково;аналітичних досліджень
у цій галузі було виконано в рамках феномено;
логічного підходу, де розглядається тільки осе;
реднена поведінка частинок, що може призвести
до серйозних помилок у визначенні швидкості
вигоряння [2]. Тому тут необхідно використову;
ISSN 0204�3602. Пром. теплотехника, 2006, т. 28, № 4 23
ТЕПЛО� И МАССООБМЕННЫЕ ПРОЦЕССЫ
Побудовано нову статистичну мо�
дель вигоряння вугільних частинок у ре�
акторі з циркулюючим киплячим шаром,
що відрізняється від відомих моделей
урахуванням внутрішньої циркуляції ча�
стинок між перехідною зоною надшаро�
вого простору і киплячим шаром. Отри�
мано замкнену систему трьох рівнянь
щодо шуканих функцій розподілу части�
нок за масовими концентраціями вугле�
цю і запропоновано ітераційний метод її
розв’язання. Встановлено, що враху�
вання внутрішньої циркуляції дозволяє
істотно уточнити закономірності виго�
ряння вуглецю, зокрема, помітно знижує
його середню концентрацію в реакторі.
Построена новая статистическая мо�
дель выгорания угольных частиц в реак�
торе с циркулирующим кипящим слоем,
отличающаяся от известных моделей
учетом внутренней циркуляции частиц
между переходной зоной надслоевого
пространства и кипящим слоем. Полу�
чена замкнутая система трех уравнений
относительно искомых функций распре�
деления частиц по массовым концент�
рациям углерода и предложен итераци�
онный метод ее решения. Установлено,
что учет внутренней циркуляции позво�
ляет существенно уточнить закономер�
ности выгорания углерода, в частности,
заметно снижает его среднюю концент�
рацию в реакторе.
We have constructed a new statistical
model of the combustion of coal particles
in a reactor with fast fluidized bed, which
differs from the well�known models by tak�
ing into accound internal particle circula�
tion between the transition zone of free�
board and the fluidized bed. We have
derived a closed system of three equations
for the required functions of particle distri�
bution in mass carbon concentrations and
proposed an iteration method for its solu�
tion. It has been established that taking
internal circulation into account enables
one to refine substantially the laws of car�
bon elimination, in particular, decreases
appreciably its average concentration in
the reactor.
УДК 662.61:66.096.5
ШРАЙБЕР О.А.
Інститут загальної енергетики НАН України
МОДЕЛЮВАННЯ ПРОЦЕСУ ВИГОРЯННЯ ВУГІЛЬНИХ
ЧАСТИНОК У ЦИРКУЛЮЮЧОМУ КИПЛЯЧОМУ ШАРІ
a – параметр, що описує зміну витрати частинок
в ядрі НП (див. (4));
С, С1, С′, C′′ – константи інтегрування;
D1 ÷ D6 – коефіцієнти в (15) – (17);
f, F, Ψ – функції розподілу частинок за концент;
раціями вуглецю;
G – масова витрата частинок;
K – мольна концентрація кисню в газовій суміші;
M – маса киплячого шару;
q, Q – швидкість вигоряння;
R – радіус частинки;
t – час;
v – швидкість частинок в НП;
x – поздовжня координата;
α – коефіцієнт масообміну;
γ, ζ, λ, χ – параметри задачі;
δ – дельта;функція;
η – масова концентрація вуглецю в частинках;
μ – молекулярна маса вуглецю;
ρ – густина речовини частинок.
Індекси:
0 – вихідне паливо;
к – величина відноситься до потоку частинок із
ПО до КШ;
л, п – величина відноситься до лівої і правої час;
тин носія функції f ;
(1), (2) – номер ітерації;
; – середнє значення.
вати статистичний підхід, де шуканою величи;
ною є функція розподілу частинок за певною ха;
рактеристикою, що визначає ступінь заверше;
ності хімічної реакції.
Як відомо, реактор (топка) із ЦКШ скла;
дається з двох частин: нижньої, де реалізується
режим киплячого шару (КШ), та верхньої – над;
шарового простору (НП). У свою чергу, НП
розділяється на дві зони по вертикалі: (і) пе;
рехідну з висхідним потоком суміші газу і части;
нок в ядрі та низхідним рухом щільного шару ча;
стинок у периферійній кільцевій області; (іі) зону
пневмотранспорту, де частинки рухаються вгору
по всьому поперечному перетину апарата. Задачу
про еволюцію стану ансамблю реагуючих части;
нок стосовно до моделі ідеального перемішуван;
ня, яка описує ситуацію у КШ, було розв'язано в
[2]. Інший граничний випадок – модель ідеаль;
ного витіснення, що відповідає поведінці части;
нок у зоні пневмотранспорту НП, – було розгля;
нуто в [3]. Зрозуміло, що жодна з цих моделей
неспроможна описати еволюцію стану частинок
у перехідній зоні НП, де має місце досить інтен;
сивна міграція частинок з ядра до периферійної
області (ПО). Крім того, частинки з ПО, які вже
встигли пройти певний шлях по перехідній зоні,
надходять до КШ і, отже, впливають на функцію
розподілу в цій частині апарата. Мета даної робо;
ти полягає у розробці більш точної (у порівнянні
з [2, 3]) статистичної теорії вигоряння частинок у
ЦКШ, що враховує їх внутрішню циркуляцію
між перехідною зоною НП і киплячим шаром.
При цьому будемо розглядати одну схему по;
ведінки реагуючого компонента – схему
об'ємного реагування [4], де ступінь заверше;
ності реакції характеризується масовою концент;
рацією вуглецю у частинці η.
Постановка задачі
Спрощену схему дисперсної системи, що роз;
глядається, зображено на рис. 1. Паливо по;
дається у КШ, його масова витрата дорівнює G0,
а функція розподілу частинок за концентраціями
вуглецю, як і в [2], має вигляд
f0 = δ (η;η0) (1)
(f0 та інші функції розподілу в КШ нормуються
на одиницю). У цьому випадку носієм функції
розподілу f(η) для КШ є інтервал (0, η0). Далі, ма;
сові витрати частинок, що виводяться із КШ, по;
значаємо через Go (винос до НП) і G′ (злив). При;
родно, завдяки ідеальному перемішуванню стан
частинок у цих потоках характеризується тією ж
функцією f(η). Нарешті, із ПО до КШ надходять
частинки з певною масовою витратою Gк і
функцією розподілу fк (очевидно, ці величини за;
здалегідь невідомі).
Таким чином, задача зводиться до визначення
функції f(η) з урахуванням потоку Gк, а також
еволюції стану частинок у перехідній зоні і зоні
пневмотранспорту НП.
Основні рівняння
По аналогії з [2] кінетичне рівняння відносно f
може бути представлено у вигляді
(2)
(Gt = Gо+G′; q ≡ dη/dt для фіксованої частинки).
Для швидкості реакції у дифузійній області
маємо [2]
q = – Aη(1–η); A = 3μKα/(Rρ).
Перший член лівої частини (2) враховує вихід
речовини з шару, другий – “конвективний” знос,
третій – вигоряння, а права частина описує над;
0 0 к к
1
t
dqf M
G f M qf G f G f
d
− − + = − −
η − η
24 ISSN 0204�3602. Пром. теплотехника, 2006, т. 28, № 4
ТЕПЛО� И МАССООБМЕННЫЕ ПРОЦЕССЫ
Рис. 1. Схема руху частинок у дисперсній системі.
ходження нової речовини в КШ (вихідне паливо
плюс потік завдяки внутрішній циркуляції).
Рівняння (2) відрізняється від подібного рівнян;
ня в [2] присутністю останнього члена правої ча;
стини. Оскільки f0 ≡ 0 при η < η0 (див. (1)), загаль;
ний розв’язок (2) для цього інтервалу буде таким:
f(η) = ηγ–1(1–η)–2–γ[C – γω∫fк η–γ(1–η)1+γdη],
γ = Gt /MA; ω = Gк/Gt. (3)
Далі, треба знайти Gк і fк. Як відомо з числен;
них експериментальних досліджень [5, 6], зміну
витрати дисперсної речовини в ядрі перехідної
зони НП можна з достатньою точністю апрокси;
мувати як
G(x) = G(0)exp(–ax); G(0) = Gо. (4)
З урахуванням (4) кінетичне рівняння віднос;
но функції F(x, η) розподілу частинок за концен;
траціями вуглецю в ядрі перехідної зони НП
(див. [3]) матиме вигляд
; (5)
; . (6)
Слід відзначити, що функція F тут, як і в [3], нор;
мується на масову витрату частинок G(x) у даному
перетині x, а величини, що фігурують у виразі для
В, обчислюються за параметрами НП (на відміну
від А, що обраховується для умов КШ). У подаль;
шому для спрощення інтегрування вважаємо
В = const. Фізичний зміст членів (5) подібний до (2).
Інтегрування рівняння (5) проводиться таким
же чином, як і в [3]. Характеристична система
;
має такі перші інтеграли:
; . (7)
З огляду на (7) загальний розв'язок (5) має вигляд
, (8)
де Ф – довільна функція. Тоді, використовуючи (7),
неважко отримати розв'язок задачі Коші для (5)
, (9)
де ϕ = F (0, η), тобто функція (3). Для кожного x
носієм функції F є інтервал (0, ηL ), де ηL – лаг;
ранжева траєкторія, що проходить через точку (0,
η0), тобто результат інтегрування (6) з початко;
вою умовою x = 0, η = η0:
. (10)
Оскільки в периферійній області, де щільний
шар частинок рухається вниз, витрата газу дуже
незначна, і, отже, стан частинок майже не
змінюється, для спрощення нехтуємо цим факто;
ром. Крім того, вважаємо, що розподіл частинок
за концентраціями вуглецю в потоці з ядра до пе;
риферійної області описується тією ж функцією
F. Тоді з (4) випливає
, (11)
де інтегрування проводиться по області, зобра;
женій на рис. 2 (тут η* = ηL(x*)).
Таким чином, отримано замкнену систему
рівнянь (3), (9), (11) з трьома невідомими
функціями f, fк, F, але, на жаль, її не можна
розв’язати аналітично. Тому було розроблено іте;
раційний метод розв’язання цієї системи, що
описується у наступному розділі.
Метод розв'язання
Зауважимо, що шуканий розв’язок (при фіксо;
ваній концентрації η0) повністю описується чо;
тирма безрозмірними параметрами: γ, ζ, χ = Bx* i
λ = G′/G о (див. рис. 1). На першій ітерації не;
хтуємо інтегральним членом (3), тобто викорис;
товуємо знайдену раніше [2] функцію для кипля;
чого шару f (1) = Cηγ–1(1–η)–2–γ. Далі,
підставляючи її замість ϕ в (9) (замінивши при
цьому константу С на деяке С1 так, щоб
, одержимо
0
(1) o
0
f d G
η
η =∫
( )к ,f a F x dx= η∫
( ) ( )
0
L
0 01 exp Bx
η
η =
− η + η
( ) ( )
( )
( )
( )3
exp exp
,
1 exp1 exp
B a x Bx
F x
BxBx
⎡ ⎤− ⎡ ⎤η⎣ ⎦η = ϕ⎢ ⎥− η + η⎢ ⎥⎡ ⎤− η + η ⎣ ⎦⎣ ⎦
( )21
Ф ln , 1 0
1
Bx F
+ζ−ζ⎡ ⎤η+ η − η =⎢ ⎥− η⎣ ⎦
( )21
1F C
+ζ−ζ ′′η − η =ln
1
Bx C
η ′+ =
− η
B
αζ ≡( ) ( )1; 1 3
d dF
Bdx
F
η= − =
η η − ζ − η
3 K
B
R
μ α=
ρν
( )1;
d
Q B
dx
η≡ = − η η
ISSN 0204�3602. Пром. теплотехника, 2006, т. 28, № 4 25
ТЕПЛО� И МАССООБМЕННЫЕ ПРОЦЕССЫ
F(1) = C1 exp [(Bγ – a) x] ηγ–1(1 – η)–2–γ
(значення С1 легко обчислюється інтегруванням f (1)).
Тепер можна знайти функцію . Очевидно,
зважаючи на форму області інтегрування (рис. 2), ця
функція буде різною для інтервалів (0, η*) і (η*, η0):
(вважаємо, що γ ≠ ζ ; випадок γ = ζ слід розгляну;
ти окремо).
Інтегруючи (12) по всьому інтервалу значень
η, одержимо масову витрату частинок, що надхо;
дять до КШ із периферійної області НП:
, (13)
де введено позначення .
Слід нагадати, що всі функції розподілу, що
фігурують у рівняннях для КШ, нормуються на
одиницю. Отже, обидва вирази (12) треба ще
розділити на Gк . Таким чином, обчислення на
першій ітерації завершено.
На другій ітерації підставляємо співвідношення
(12) і (13) у (3) і знаходимо f (2). Тут слід перш за все за;
уважити, що функція неперервна в точці η = η*
(це легко перевірити), але інтегральний член (3),
обчислений згідно з (12), матиме у цій точці розрив
І роду. Однак, як випливає з вигляду кінетичного
рівняння (2), функція f (2) з розривом І роду при
η = η* не може бути його розв'язком, тому що при
цьому доданок із df/dη прямував би до нескінчен;
ності, у той час як всі інші члени (2) скінченні. От;
же функція f (2) повинна бути неперервною, і тому
треба "зшити" обидва розв'язки в точці η = η*, тоб;
то замість константи С в (3) ввести дві константи
Сл і Сп відповідно для лівого і правого інтервалів.
Для їх визначення маємо дві умови:
fл (η*) = fп (η*); , (14)
де через fл і fп позначено функцію f (2) для лівого і
правого інтервалів. Неважко переконатись, що
система (14) завжди має єдиний розв’язок. Шу;
кана функція має вигляд
;
;
; (15)
; .
Далі, підставляючи (15) замість ϕ у (9), знахо;
димо функцію розподілу частинок для ядра над;
шарового простору:
( )
1
3
к
C
D
G
ζγω=
γ − ζ( )
01
2 2
0к
1
C
D
G
γ−ζ
⎛ ⎞ηζγω= − ⎜ ⎟− ηγ − ζ ⎝ ⎠
( )
1
3 2
ln
11
D
γ−
+γ
η η+
− η− η
( ) ( )
1 1
п п 22 2
1 1
f C D
γ− ζ−
+γ +ζ
η η= − +
− η − η
( ) ( ){ }1
1
к
exp 1
C
D
G
ζγω ⎡ ⎤= γ − ζ χ −⎣ ⎦γ − ζ
( ) ( )
1 1
л л 12 2
ln
11 1
f C D
γ− γ−
+γ +γ
η η η= −
− η− η − η
( ) ( )
0*
л п
0 *
1f d f d
ηη
η
η η + η η =∫ ∫
(1)
кf
( ) ( )( )
1
,
1 1 1
y
y
y
y y
+ − ⎛ ⎞ψ = ⎜ ⎟+ − −⎝ ⎠
z zz
z z
( ) ( ) ( )0 0, , ,∗
⎫⎪⎡ ⎤ψ ζ η − ψ ζ η − ψ γ η ⎬⎣ ⎦
⎪⎭
( ) ( ) 01
к
0
, exp
1
C
G
γ−ζ
∗
⎧ ⎛ ⎞ηζ ⎪ ⎡ ⎤= ψ γ η γ − ζ χ +⎨ ⎜ ⎟⎣ ⎦γ − ζ − η⎝ ⎠⎪⎩
( )1
кf
26 ISSN 0204�3602. Пром. теплотехника, 2006, т. 28, № 4
ТЕПЛО� И МАССООБМЕННЫЕ ПРОЦЕССЫ
Рис. 2. Область інтегрування в рівнянні (11).
(12)
×
×
Нарешті, обчислимо функцію розподілу час;
тинок для зони пневмотранспорту НП (позначи;
мо її через Ψ (х, η), координата х тут відраховується
від перетину х* на рис. 2). Зрозуміло, що носієм Ψ
є інтервал (0, ), де обчислюється за форму;
лою, подібною до (10) із η∗ замість η0. Підставля;
ючи перше співвідношення (16) із х = х* у (9) із
а = 0, маємо
(17)
; ; .
Обчислення з використанням різних модель;
них функцій показали, що розподіл частинок
за концентраціями вуглецю і особливо середня
концентрація залежать перш за все від чотирь;
ох параметрів задачі (див. вище), але значно мен;
ше від форми . Тому побудова третьої ітерації
представляється недоцільною, тим більше що це
потребує дуже громіздких обчислень.
Деякі числові результати
На рис. 3 – 5 як приклад наведено деякі резуль;
тати розрахунків при η0 = 0,6, γ = 0,1, χ = 2. Із да;
них рис. 3 видно, що врахування внутрішньої
циркуляції частинок в апараті помітно знижує
значення функції f у КШ, причому цей ефект зро;
стає зі збільшенням ζ і зменшенням λ. (На пер;
ший погляд, функції рис. 3 не задовольняють
умові нормування, але при η → 0 маємо f → ∞, і
область дуже малих значень η вносить величез;
ний внесок в ∫dη, причому цей внесок тим більше,
чим нижче проходить відповідна крива на рис. 3).
Рис. 4 ілюструє залежність середньої концент;
рації вуглецю у киплячому шарі
від параметрів задачі. Зауважимо, що у випадку ζ = 0
(отже, a = 0) маємо Gк = 0, тобто внутрішня цирку;
ляція відсутня. Врахування цього фактора призво;
дить до помітного зменшення величини (на 20 –
45 %) при помірних і високих значеннях ζ. Цікаво
порівняти ці результати зі значеннями , обчисле;η
η
( )
0
0
f d
η
η = η η η∫
(1)
кf
η
(1)
кf
( )o
6 expD G ⎡ ⎤= γ − ζ χ⎣ ⎦5 6 1D D D=( )4 6 л 1D D C D= − χ
5 ln ;
1
D Bx
⎤⎛ ⎞η− + ⎥⎜ ⎟− η⎝ ⎠⎦
1
42
( , ) exp( )
(1 )
x Bx D
γ−
+γ
⎡ηΨ η = γ −⎢− η ⎣
o
Lηo
Lη
( )
( )
( )
( )
( )
1
o
2
л 1
1
(2) o
2
п 3
1
2 2
exp
1
ln , ;
1
exp
1
ln
1
, .
1
G x x
C D Bx
F G x x
C D Bx
D
γ−
∗+γ
∗
γ−
∗+γ
ζ−
∗+ζ
⎧ η⎪ ⎡ ⎤γ − ζ χ ×⎣ ⎦⎪ − η
⎪
⎪ ⎡ ⎤⎛ ⎞η× − + η ≤ η⎪ ⎢ ⎥⎜ ⎟− η⎝ ⎠⎣ ⎦⎪
⎪ ⎧ η⎪ ⎪⎪ ⎡ ⎤= γ − ζ χ ×⎨ ⎨ ⎣ ⎦− η⎪ ⎪⎩
⎪
⎡ ⎤⎛ ⎞η⎪× + + −⎢ ⎥⎜ ⎟⎪ − η⎝ ⎠⎣ ⎦⎪
⎪ ⎫η ⎪⎪− η > η⎬⎪ − η ⎪⎪ ⎭⎩
ISSN 0204�3602. Пром. теплотехника, 2006, т. 28, № 4 27
ТЕПЛО� И МАССООБМЕННЫЕ ПРОЦЕССЫ
Рис. 3. Функція розподілу частинок у киплячому
шарі: 1– без урахування внутрішньої циркуляції
[2]; 2 – 4 – з урахуванням; 2 – ζζ = 0,6, λλ = 1;
3 – ζζ = 0,6, λλ = 0,5; 4 – ζζ = 0,8, λλ = 0,5.
(16)
Рис. 4. Середня концентрація вуглецю у КШ у заE
лежності від параметра ζζ: 1 – λλ = 2; 2 – λλ = 1;
3 – λλ = 0,5.
ними на основі феноменологічного підходу. У цьому
випадку, вважаючи, що середній час перебування
частинок у КШ = M/Gt, подібно до (10) маємо
,
що для умов наших розрахунків дає = 0,75 · 10–4,
тобто на три порядки нижче.
На рис. 5 показано зміну середньої концент;
рації вуглецю
по довжині НП. Видно, що внутрішня циркуляція
зменшує функцію (x) майже в 1,5 рази, не зміню;
ючи її форми.
Зауважимо, що для інших схем поведінки час;
тинок при горінні [2 – 4] всі обчислення можуть
бути виконані аналогічно.
Висновки
Розроблено нову статистичну модель вигоряння
вугільних частинок у реакторі з ЦКШ, що
відрізняється врахуванням внутрішньої циркуляції
частинок між перехідною зоною надшарового
простору і киплячим шаром. Отримано замкнену
систему трьох рівнянь для функції розподілу час;
тинок за масовими концентраціями вуглецю у
КШ, ядрі НП і в потоці з периферійної області
НП до КШ; запропоновано ітераційний метод
її розв'язання. Встановлено, що врахування
внутрішньої циркуляції вносить помітні корек;
тиви в закономірності вигоряння частинок, зок;
рема, знижує середню концентрацію вуглецю в
1,25 – 1,5 рази.
ЛІТЕРАТУРА
1. Корчевой Ю.П., Майстренко А.Ю., Топал А.И.
Экологически чистые угольные энерготехноло;
гии. – К.: Наук. думка, 2004. – 187 с.
2. Шрайбер А.А., Рохман Б.Б., Харченко А.В. К
математическому моделированию эволюции со;
стояния горящих частиц в псевдоожиженном
слое // Пром. теплотехника. – 1996. – 18, № 1. –
С. 86 – 91.
3. Шрайбер А.А. Кинетика горения твердо;
го топлива в циркулирующем кипящем слое
// Пром. теплотехника. – 1997. – 19, № 4;5. –
С. 120 – 126.
4. Волков Э.П., Зайчик Л.И., Першуков В.А.
Моделирование горения твердого топлива. – М.:
Наука, 1994. – 320 с.
5. Bader R., Findlay J., Knowlton T. M.
Gas/solids flow patterns in a 30.5;cm;diameter cir;
culating fluidized bed // Circul. Fluidized Bed
Technol. II. Proc. 2nd Int. Conf. – Oxford:
Pergamon, 1988. – P. 123 – 137.
6. Bolton l., W., Davidson J. F. Recirculation of
particles in fast fluidized risers // Circul. Fluidized
Bed Technol. II. Proc. 2nd Int. Conf. – Oxford:
Pergamon, 1988. – P. 39 – 42.
Получено 27.11.2005 г.
η
( ) ( )
1
L L
0 0
, ,F x d F x d
−η η⎡ ⎤
η = η η η⋅ η η⎢ ⎥
⎢ ⎥⎣ ⎦
∫ ∫
η
_
0
0
exp( 1/ )
1 [1 exp( 1/ )]
η − γ
η =
− η − − γ
t
28 ISSN 0204�3602. Пром. теплотехника, 2006, т. 28, № 4
ТЕПЛО� И МАССООБМЕННЫЕ ПРОЦЕССЫ
Рис. 5. Зміна середньої концентрації вуглецю по
висоті НП: 1 – без урахування внутрішньої циркуE
ляції [3]; 2 – з урахуванням (ζζ = 0,6 , λλ = 1).
|
| id | nasplib_isofts_kiev_ua-123456789-61424 |
| institution | Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine |
| issn | 0204-3602 |
| language | Russian |
| last_indexed | 2025-12-07T17:26:13Z |
| publishDate | 2006 |
| publisher | Інститут технічної теплофізики НАН України |
| record_format | dspace |
| spelling | Шрайбер, О.А. 2014-05-05T10:22:52Z 2014-05-05T10:22:52Z 2006 Моделювання процесу вигоряння вугільних частинок у циркулюючому киплячому шарі / О.А. Шрайбер // Промышленная теплотехника. — 2006. — Т. 28, № 4. — С. 23-28. — Бібліогр.: 6 назв. — рос. 0204-3602 https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/61424 662.61:66.096.5 Построена новая статистическая модель выгорания угольных частиц в реакторе с циркулирующим кипящим слоем, отличающаяся от известных моделей учетом внутренней циркуляции частиц между переходной зоной надслоевого пространства и кипящим слоем. Побудовано нову статистичну модель вигоряння вугільних частинок у реакторі з циркулюючим киплячим шаром, що відрізняється від відомих моделей урахуванням внутрішньої циркуляції частинок між перехідною зоною надшарового простору і киплячим шаром. We have constructed a new statistical model of the combustion of coal particles in a reactor with fast fluidized bed, which differs from the well-known models by taking into accound internal particle circulation between the transition zone of freeboard and the fluidized bed. ru Інститут технічної теплофізики НАН України Промышленная теплотехника Тепло- и массообменные процессы Моделювання процесу вигоряння вугільних частинок у циркулюючому киплячому шарі Modeling of the process of combustion of coal particles in fast fluidized bed Article published earlier |
| spellingShingle | Моделювання процесу вигоряння вугільних частинок у циркулюючому киплячому шарі Шрайбер, О.А. Тепло- и массообменные процессы |
| title | Моделювання процесу вигоряння вугільних частинок у циркулюючому киплячому шарі |
| title_alt | Modeling of the process of combustion of coal particles in fast fluidized bed |
| title_full | Моделювання процесу вигоряння вугільних частинок у циркулюючому киплячому шарі |
| title_fullStr | Моделювання процесу вигоряння вугільних частинок у циркулюючому киплячому шарі |
| title_full_unstemmed | Моделювання процесу вигоряння вугільних частинок у циркулюючому киплячому шарі |
| title_short | Моделювання процесу вигоряння вугільних частинок у циркулюючому киплячому шарі |
| title_sort | моделювання процесу вигоряння вугільних частинок у циркулюючому киплячому шарі |
| topic | Тепло- и массообменные процессы |
| topic_facet | Тепло- и массообменные процессы |
| url | https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/61424 |
| work_keys_str_mv | AT šraiberoa modelûvannâprocesuvigorânnâvugílʹnihčastinokucirkulûûčomukiplâčomušarí AT šraiberoa modelingoftheprocessofcombustionofcoalparticlesinfastfluidizedbed |