蒸汽相变作用下不可溶PM10增长性能的数值模拟

刘定平; 秦方博; 黄俊钦; 罗伟乐

doi:10.12030/j.cjee.201709220

蒸汽相变作用下不可溶PM10增长性能的数值模拟

1.
华南理工大学电力学院，广州 510640
基金项目:
国家自然科学基金资助项目（51676072）

广州市科技计划项目（201604020130）

Numerical simulation of growth performance of insoluble PM10 by vapor heterogeneous condensation

1.
School of Electric Power，South China University of Technology，Guangzhou 510640，China
Fund Project:

摘要: 目前，对颗粒凝结增长性能的数值模拟均忽略了其碰撞效应。为了对其进行补充，在相关研究的基础上，将颗粒群平衡模型（population balance module,PBM）与欧拉多相流模型进行耦合，通过用户自定义函数（user-defined function,UDF）同时引入碰撞团聚核函数和凝结增长速率函数，采用数值模拟，分析了初始蒸汽饱和度、停留时间、初始颗粒数浓度和初始粒径对不可溶PM10凝结增长性能的影响。模拟结果表明，初始蒸汽饱和度越大，颗粒凝结增长后的最终粒径越大；在一定范围内，延长停留时间，能够促进颗粒的凝结增长；初始颗粒数浓度的增大不利于颗粒的凝结增长；初始粒径越小，颗粒凝结增长性能越好，相变凝结的效果越明显。上述模拟结果与实验结果一致。
- 不可溶PM10 /
- 碰撞 /
- 团聚 /
- 凝结增长 /
- 数值模拟
Abstract: Current numerical simulation of the condensation growth of particles ignores the effects of collision. In order to supplement it，using numerical simulation，analyze the influences of initial vapor saturation，residence time，initial particle number concentration and initial particle size on the condensation growth by coupling population balance model (PBM) and Eulerian multiphase model，via introduction of the aggregation kernel function and the condensation growth rate function by the user-defined functions (UDF) on the basis of relevant research. Results show that the greater the initial vapor saturation is，the greater the final particle size is after the condensation growth.The residence time extension can promote the condensation growth of the particles in a certain range.The increase of the initial particle number concentration is adverse to the condensation growth of the particles.The smaller the initial particle size is，the better the particle condensation growth performance is and the more obvious the effect of heterogeneous condensation is. The simulated results are consistent with the experimental results.
- insoluble PM10 /
- collision /
- agglomeration /
- condensation growth /
- numerical simulation

在一次能源的消耗中，煤炭燃烧会伴随大量PM₁₀的产生。由燃煤产生的PM₁₀极易诱发呼吸病，且严重污染大气环境，因此，控制PM₁₀的排放迫在眉睫，但常规的除尘设备对其脱除效率并不高(尤其是粒径在0.1~2 μm的颗粒)^[1-3]。为了提高PM₁₀的脱除效率可在除尘器前对其进行预处理，即先通过物理或化学作用促使颗粒长大^[4]，再利用除尘器对其进行捕捉。在现有的预处理技术中，当蒸汽含量较高时，蒸汽相变比外加声场、电场、磁场等技术具有显著的技术经济优势^[5]。

在多分散颗粒蒸汽相变凝结增长的实验研究方面，XU等^[6]通过水汽冷凝法测量生长管内颗粒的粒径分布，并研究了相关操作参数对高浓度颗粒蒸汽相变的影响。然而，除尘器的除尘效率与颗粒的粒径分布密切相关，因此，需对颗粒粒径分布变化进行研究。但由于蒸汽在颗粒表面凝结能在数十毫秒内迅速完成^[7]，实验研究^[8-10]难以获得颗粒粒径分布变化的详细信息。数值模拟可以获得实验研究中难以获得的信息，为实验研究提供有力补充。凡凤仙等^[7]在湿式除尘理论的基础上，建立了凝结增长动力学模型，采用数值模拟方法对蒸汽相变条件下可吸入颗粒物的凝结增长特性展开了研究；温高森等^[11]通过数值模拟与凝结增长动力学模型，研究了等温和绝热系统中多分散不可溶PM_2.5的凝结增长过程；李林等^[12]基于蒸汽相变凝结增长的动力学模型，对可溶与不可溶颗粒组成的混合PM_2.5的凝结增长特性进行了数值模拟，探讨了混合PM_2.5在不同条件下的凝结增长变化规律。然而，以前研究^[7，11-12]均忽略了碰撞团聚的影响，在实际工程中，颗粒的数浓度较大，颗粒之间发生频繁的碰撞。为探明碰撞团聚对蒸汽相变过程的影响，本研究在考虑颗粒碰撞团聚的情况下，建立了不可溶PM₁₀凝结增长动力学模型，并采用数值模拟方法，考察在考虑碰撞团聚的情况下不可溶PM₁₀的凝结增长过程，分析操作参数对相变凝结增长效果的影响，以期为实际应用提供参考。

1 物理模型

为了研究不可溶PM₁₀的蒸汽相变凝结增长过程，设计如图1所示的蒸汽相变凝聚器。蒸汽相变凝聚器由长600 mm，管径100 mm的圆柱形组成，含尘烟气和蒸汽组成的混合气体由左侧进口进入蒸汽相变凝聚器，经蒸汽相变作用后的含尘烟气从右端出口流出。

图1 蒸汽相变凝聚器
Fig. 1 Vapor heterogeneous agglomeration device

2 数学模型

研究^[13-15]表明，本研究的模拟计算可将蒸汽相变凝聚器中的混合气体简化为气固两相流，采用欧拉多相流模型计算气相和颗粒相的运动状况，湍流模型选用标准k-ε，采用PBM模型计算颗粒的相变凝结。考虑颗粒碰撞团聚作用对蒸汽相变凝结增长的影响，通过UDF分别写入碰撞团聚核函数和凝结增长速率函数，将PBM同欧拉多相流模型耦合求解。

2.1 颗粒群平衡模型

为了研究颗粒粒径的动态变化过程，引入颗粒群平衡模型(PBM)描述颗粒相的粒径分布。不考虑颗粒破碎情况下的颗粒群平衡方程(population balance equation,PBE )^[16]为：

\frac{\partial n (V, t)}{\partial t} + \nabla \cdot [u_{p} n (V, t)] + \frac{\partial}{\partial V} [G (V) n (V, t)] = \frac{1}{2} \int_{0}^{V} β (V - V^{'}, V^{'}) n (V - V^{'}, t) n (V^{'}, t) d V^{'} - \int_{0}^{+ \infty} β (V, V^{'}) n (V, t) n (V^{'}, t) d V^{'}

(1)

式中：n(V，t)表示体积为V的颗粒在t时刻的颗粒数浓度，个·m^-3；u_p为颗粒相速度矢量，m·s^-1；G（V）为颗粒凝结增长速率函数，m³·s^-1；

β (V - V^{'} ， V^{'})

表示体积分别为

V - V^{'}

和

V^{'}

2个颗粒的碰撞团聚核函数，即碰撞团聚概率，m³·s^-1；等式右侧第1项表示因颗粒间碰撞团聚而生成体积为V的新颗粒数，引入1/2是为了避免颗粒间碰撞团聚的重复计算；等式右侧第2项表示因颗粒间碰撞团聚而消失的体积为V的颗粒数。

2.2 凝结增长速率函数

颗粒凝结增长速率函数在数学上可用凝结增长动力学模型表示，为了便于建模和求解，需要对颗粒增长过程进行必要的假设。

2.2.1 模型假设

1）假设气相完全由蒸汽和干空气组成，且其中可凝气体只有蒸汽。

2）将颗粒视为球形，由于蒸汽在颗粒表面凝结能在数十毫秒内迅速完成^[7]，可认为颗粒在宏观增长前蒸汽凝结液的薄层可以完全覆盖颗粒表面。

3）由于本研究的颗粒是微米级，颗粒的粒径很小，可认为颗粒内部均匀，不存在温度梯度。

2.2.2 凝结增长动力学方程

在上述假设下，颗粒的凝结增长方程^[7]为：

I = \frac{2 π d_{p} (1 - S)}{\frac{L_{v}}{λ_{g} T_{\infty}} (\frac{L_{v}}{R_{v} T_{\infty}} - 1) + \frac{1}{D_{v} ρ_{v, a}}}

(2)

式中：I为蒸汽向颗粒表面扩散的质量通量，kg· s^-1； d_p为颗粒直径，m；S为蒸汽饱和度，

S = ρ_{v, \infty} / ρ_{v, a} = p_{v, \infty} / p_{v, a}

；L_v为蒸汽的比相变潜热，J·kg^-1；λ_g为气相的热导率，W·(m·K)^-1；T_∞为气相主体温度，K；R_v为蒸汽气体常数，J·(kg·K)^-1；ρ_v,∞为气相主体中蒸汽的密度，kg·m^-3；p _v,∞为气相主体中蒸汽的压力，Pa；ρ_v,a为颗粒表面蒸汽的密度，kg·m^-3；p _v,a为颗粒表面蒸汽的压力，Pa；D_v为蒸汽在空气中的扩散系数，m²·s^-1，其表达式^[17]为:

D_{v} = 7.91 \times 10^{- 5} {(p_{cg} p_{cv})}^{1 / 3} {(T_{cg} T_{cv})}^{5 / 12} {(\frac{1}{M_{g}} + \frac{1}{M_{v}})}^{1 / 2} \cdot {(\frac{T_{\infty}}{\sqrt{T_{cg} T_{cv}}})}^{2.334} \frac{1}{p_{\infty}}

(3)

式中：p_cg为空气的临界压力，Pa；p_cv为蒸汽的临界压力，Pa；T_cg为空气的临界温度，K；T_cv为蒸汽的临界温度，K；M_g为空气的摩尔质量，kg·mol^-1；M_v为蒸汽的摩尔质量，kg·mol^-1；p_∞为气相主体压力，Pa。由于颗粒增加的质量通量数值上等于蒸汽在颗粒表面凝结的蒸汽量，而方向相反。因此，颗粒凝结增长速率与粒径的关系可表示为：

I = - \frac{d m}{d t} = - \frac{1}{2} π ρ_{w} d_{p}^{2} \frac{d d_{p}}{d t} = - \frac{1}{2} π ρ_{w} d_{p}^{2} G (d_{p})

(4)

式中：ρ_w为水的密度，kg·m^-3；G(d_p)为以颗粒粒径为特征尺寸的颗粒凝结增长速率函数，m·s^-1。

2.2.3 相间换热

气相和颗粒相间的换热量由牛顿冷却公式给出：

Q_{pg} = K_{pg} A_{i} (T_{p} - T_{g})

(5)

式中：p代表颗粒相，g代表气相；K_pg为p、g两相间的表面传热系数，

K_{pg} = λ_{g} N u_{p} / d_{p}

，W·(m²·K)^-1；A_i为相间界面面积，m²；T_p为p相温度，K；T_g为g相温度，K；λ_g为g相的导热系数，W·(m·K)^-1；Nu_p为p相的努塞尔数^[18]，其表达式为:

N u_{p} = {\begin{cases} 2 + 0.6 {(R e_{p}^{'})}^{1 / 2} P r_{g}^{1 / 3} & (0 \leq R e_{p}^{'} < 776.06, 0 \leq P r_{g} < 250) \\ 2 + 0.27 {(R e_{p}^{'})}^{0.62} P r_{g}^{1 / 3} & (776.06 \leq R e_{p}^{'}, 0 \leq P r_{g} < 250) \end{cases}

(6)

式中：

R e_{p}^{'} = (ρ_{p} d_{p} | u_{p} - u_{g} |) / μ_{p}

；

P r_{g} = c_{p_{g}} μ_{g} / λ_{g}

；Re'_p为基于p相的相对雷诺数；Pr_q为g相的普朗特数，

c_{p_{g}}

为g相的等压比热容。

2.3 碰撞团聚核函数

为了考察流体流动时颗粒间的碰撞团聚作用对蒸汽相变凝结增长过程的影响，引入碰撞团聚核函数。根据颗粒粒径d_p与Kolmogorov微尺度

δ = {(v_{g}^{3} / ε)}^{1 / 4}

^[19]的相对大小，将颗粒发生湍流碰撞团聚的机理分为2类：黏性支层机理和惯性支层机理。不同情况下团聚核函数的表达式^[20-22]如下。

当d_p<δ时，颗粒发生湍流碰撞团聚由黏性支层机理控制：

β_{T} （ d_{i}, d_{j} ） = ς_{T} \sqrt{\frac{8 π}{15}} \dot{γ} \frac{{(d_{i} + d_{j})}^{3}}{8}

(7)

式中：ζ_T为湍流碰撞效率^[23]；d_i为颗粒i的直径，m；d_j为颗粒j的直径，m；

\dot{γ}

为剪切速率，

\dot{γ} = {(ε / ν_{g})}^{1 / 2}

。

当d_p>δ时，颗粒发生湍流碰撞团聚由惯性支层机理控制：

β_{T} （ d_{i}, d_{j} ） = ς_{_{T}} 2^{3 / 2} \sqrt{π} \frac{{(d_{i} + d_{j})}^{2}}{4} \sqrt{(U_{i}^{2} + U_{j}^{2})}

(8)

式中：U_i为颗粒i的均方速度，m·s^-1；U_j为颗粒j的均方速度，m·s^-1。

在其他情况下，颗粒发生湍流碰撞团聚由不同支层机理控制：

β_{T} （ d_{i}, d_{j} ） = \sqrt{\frac{8 π}{15}} \dot{γ} \frac{{(d_{i} + d_{j})}^{3}}{8} C_{0} {(\frac{2 δ}{d_{i} + d_{j}})}^{0.08 + 0.897 S t}

(9)

式中：C₀是常数；St为颗粒Stokes数，与颗粒的惯性有关。

3 边界条件

本研究采用均一离散法对PBE方程进行求解，选择表1所示的颗粒粒径分布为初始分布，目标颗粒物在粒径0.400 000~10.159 37 μm内呈单峰分布，其中峰值粒径为2.539 842 μm，粒径小于等于峰值粒径的颗粒在数量上占80%以上，粒径<10 μm的颗粒在数量上占98%以上。假设烟气和蒸汽在进入相变凝聚室前已经充分混合，来流混合气体的温度取323.15 K、操作压力取101 325 Pa。气相采用湿空气代替，湿空气的密度和动力黏度采用mass-weighted-mixing-law计算，其中干空气密度取1.225 kg·m^-3、干空气动力黏度取1.789×10^-5 kg·(m·s)^-1、蒸汽密度取0.554 2 kg·m^-3、蒸汽动力黏度取1.34×10^-5 kg·(m·s)^-1，蒸汽在干空气中的扩散系数根据式（3）编写成UDF引入，其余的假设条件与2.2.1一致。由于颗粒能够完全被蒸汽凝结液所覆盖，为了简化研究，颗粒密度和动力黏度可取蒸汽凝结液的密度和动力黏度，即可分别取998.2 kg·m^-3和0.001 003 kg·(m·s)^-1进行计算。由于颗粒质量很小，忽略重力对颗粒的影响。计算时间步长取0.000 1 s，每个步长迭代20次。

表1 各尺度颗粒的体积分数
Table 1 Volume fraction of differently sized particles

表1 各尺度颗粒的体积分数
**Table 1** Volume fraction of differently sized particles
粒径区间	平均粒径/μm	颗粒体积分数f_i
Bin-1	10.159 37	0.396 9
Bin-2	6.400 000	0.251 8
Bin-3	4.031 748	0.204 4
Bin-4	2.539 842	0.122 3
Bin-5	1.600 000	0.020 1
Bin-6	1.007 937	0.003 6
Bin-7	0.634 961	0.000 8
Bin-8	0.400 000	0.000 1

4 模型计算与分析

为了便于描述颗粒凝结增长的效率，在迭代计算过程中，当粒径分布趋于稳定时，取凝聚器出口各粒径区间的颗粒数浓度百分比来表征凝结增长效率。

图2为蒸汽相变作用下不同迭代步数凝聚器出口处各粒径区间颗粒数浓度百分比的变化曲线，其中初始蒸汽饱和度为1.3、停留时间取1.714 s、总体积分数取3.035×10^-6。

图2 不同迭代步数出口各粒径区间颗粒数浓度百分比变化
Fig. 2 Change of outlet concentration percentage of differently sized particles at different step of iteration

由图2可知，随着迭代步数的推移，凝聚器出口处不可溶PM₁₀的粒径分布发生明显变化，当迭代步数>1.86×10⁵时，颗粒的粒径分布趋向稳定，≤1.0 μm的颗粒数浓度百分比由初始时的32.77%减少到1%以下，而处于峰值粒径的颗粒数浓度百分比由初始时的29.82%提高到40.56%以上。结果表明，在过饱和环境中，蒸汽相变对粒径≤1.0 μm的颗粒具有显著的凝结增长作用。

4.1 来流速度对相变凝结的敏感性分析

在其他因素一定时，先进行来流速度对蒸汽相变凝结增长的敏感性分析。图3为蒸汽相变作用下不同来流速度时各粒径区间不可溶PM₁₀数浓度百分比的变化曲线，此处初始蒸汽饱和度取1.3、停留时间取0.053 6 s、总体积分数取3.035×10^-6。

图3 不同来流速度时各粒径区间颗粒数浓度百分比变化
Fig. 3 Change of concentration percentage of differently sized particles at different flow velocities

由图3可知，当来流速度由0.35 m·s^-1提高到0.70、2.80、11.20 m·s^-1时，各粒径区间颗粒的数浓度百分比几乎没有发生变化，颗粒的凝结增长受来流速度变化的影响较小。因此，来流速度的变化对蒸汽相变凝结增长的影响可看作基本一致。

4.2 来流速度一定时相关因素对相变凝结的影响

为了进一步探索影响蒸汽相变凝结增长过程的因素，分别从初始蒸汽饱和度、停留时间、初始颗粒数浓度以及初始粒径展开研究。

4.2.1 初始蒸汽饱和度对相变凝结的影响

在其他参数一定的情况下，数值计算得到蒸汽相变作用下不同初始蒸汽饱和度时各粒径区间不可溶PM₁₀数浓度百分比的变化曲线，如图4所示。停留时间取1.714 s、总体积分数取3.035×10^-6。

图4 不同初始蒸汽饱和度时各粒径区间颗粒数浓度百分比变化
Fig. 4 Change of concentration percentage of differently sized particles at different initial vapor saturation

由图4可知，随着初始蒸汽饱和度的增大，蒸汽相变作用后≤1.0 μm的颗粒数浓度百分比不断减少，大于峰值粒径的颗粒数浓度百分比不断增加。当初始蒸汽饱和度从1.1提高到1.3、1.5时，≤1.0 μm的颗粒数浓度百分比由8.91%减少到1.07%、0.24%，而峰值粒径由2.5 μm提高到4.0 μm。这是由于初始蒸汽饱和度越大，相变凝聚室中所能提供可凝结的蒸汽越多，凝结增长后不可溶PM₁₀的最终粒径越大。

XU等^[6]在生长管中测量颗粒粒径分布的实验中，当其停留时间为0.94 s、初始颗粒数浓度为1.7×10¹² 个·m^-3，使饱和度从1.032提高到1.143、1.324时，颗粒的粒径分布和细颗粒(<1.0 μm)的峰值粒径向大尺寸范围移动的实验结果证实了上述模拟结论。

4.2.2 停留时间对相变凝结的影响

在其他参数一定的情况下，数值计算得到蒸汽相变作用下不同停留时间时各粒径区间不可溶PM₁₀数浓度百分比的变化曲线，如图5所示。初始蒸汽饱和度取1.3、总体积分数取3.035×10^-6。

图5 不同停留时间时各粒径区间颗粒数浓度百分比变化
Fig. 5 Change of concentration percentage of differently sized particles at different residence time

由图5可知，延长不可溶PM₁₀在相变凝聚室的停留时间，能一定程度上促进不可溶PM₁₀的凝结增长，但当颗粒的粒径增长到一定时，继续延长停留时间并不能促进其粒径进一步的增长。当停留时间由0.005 s延长到0.01、0.02、0.04、0.08、0.16、0.60、1.714 s时，≤1.0 μm的颗粒数浓度百分比由17.41%减少到12.94%、6.02%、2.34%、1.24%、1.07%、1.07%、1.07%。这是由于蒸汽在颗粒表面凝结的过程中，伴随着气相蒸汽的消耗和气相温度的提升，造成推动颗粒凝结增长的蒸汽饱和度不断降低、直至消失。结果表明，蒸汽相变作用能在数十毫秒内完成凝结增长过程。

XU等^[6]的实验中延长停留时间有利于促进颗粒粒径分布向大尺寸方向移动，TAMMARO^[24]的实验中当颗粒平均粒径增长到一定时，继续延长停留时间，颗粒的平均粒径趋于不变的实验结果证实了上述模拟结论。

4.2.3 初始颗粒数浓度对相变凝结的影响

为了比较不同初始颗粒数浓度对蒸汽相变作用下不可溶PM₁₀凝结增长的影响，分别选取颗粒相总体积分数为3.035×10^-6、6.070×10^-6、9.105×10^-6进行计算，此时初始颗粒数浓度分别为1.451×10¹¹、2.902×10¹¹、4.353×10¹¹ 个·m^-3，其中初始蒸汽饱和度取1.3、停留时间取1.714 s，计算结果如图6所示。

图6 不同初始颗粒数浓度时各粒径区间颗粒数浓度百分比变化
Fig. 6 Change of concentration percentage of differently sized particles at different initial number concentration

由图6可知，初始颗粒数浓度的增大对颗粒增长具有不利的影响。当初始颗粒数浓度从1.451×10¹¹ 个· m^-3增大到2.902×10¹¹、4.353×10¹¹ 个· m^-3时，≤1.0 μm的颗粒数浓度百分比从1.07%提高到5.29%、9.36%。这是由于随着初始颗粒数浓度的增大，在同等情况下，可凝结到每个颗粒表面的蒸汽量减少。

在XU等^[6]的实验中，蒸汽饱和度为1.324、停留时间为0.94 s、粒径分布为0.1~10 μm，随着初始颗粒数浓度的提高，<1.0 μm的颗粒数浓度百分比增加的实验结果证实了上述模拟结论。

4.2.4 初始粒径对相变凝结的影响

为了研究不同初始粒径对蒸汽相变作用下颗粒凝结增长的影响，选取2组不同尺寸的颗粒进行计算，粗细2组颗粒的初始粒径分布如表2所示。其中初始蒸汽饱和度取1.3、停留时间取1.714 s、初始颗粒数浓度取1.451×10¹¹ 个·m^-3，计算结果如图7所示。

表2 粗细两组颗粒的初始粒径分布
Table 2 Initial particle size distribution of coarse and fine particles

表2 粗细两组颗粒的初始粒径分布
**Table 2** Initial particle size distribution of coarse and fine particles
平均粒径/μm	细颗粒体积分数f_i	粗颗粒体积分数f_i
25.398 42		0.396 9
16.000 00		0.251 8
10.159 37	0.396 9	0.204 4
6.400 000	0.251 8	0.122 3
4.031 748	0.204 4	0.020 1
2.539 842	0.122 3	0.003 6
1.600 000	0.020 1	0.000 8
1.007 937	0.003 6	0.000 1
0.634 961	0.000 8
0.400 000	0.000 1

图7 不同初始粒径时各粒径区间颗粒数浓度百分比变化
Fig. 7 Change of concentration percentage of differently sized particles at different initial particle size

由图7可知，颗粒初始粒径越小，颗粒凝结增长性能越好，蒸汽相变的效果越明显。当颗粒的粒径由细颗粒分布转变为粗颗粒分布时，蒸汽相变作用后，大于峰值粒径的颗粒数浓度百分比由初始时的17.81%分别提高到42.81%和19.79%。这是由于细颗粒的表面积小于粗颗粒的表面积，导致凝结相同质量的蒸汽后细颗粒增长更加明显。

在XU等^[6]的实验中，蒸汽饱和度为1.143、停留时间为1.2 s、初始颗粒数浓度为1.7×10¹² 个·m^-3，凝结增长后细SiO₂颗粒的峰值粒径比粗SiO₂颗粒更显著地向大尺寸方向移动的实验结果证实了上述模拟结论。

4.2.5 碰撞团聚对相变凝结的影响

为了研究碰撞团聚对蒸汽相变作用下不可溶PM₁₀凝结增长的影响，分别对忽略碰撞团聚和考虑碰撞团聚时的颗粒凝结增长进行计算。初始蒸汽饱和度取1.3、总体积分数取3.035×10^-6、停留时间取1.714 s、颗粒初始粒径分布如表1所示，计算结果如图8所示。

图8 忽略、考虑碰撞团聚时各粒径区间颗粒数浓度百分比变化
Fig. 8 Change of concentration percentage of differently sized particles of neglecting，considering collision agglomeration

由图8可知，考虑碰撞团聚的蒸汽相变作用下不可溶PM₁₀增长效果更好。在不可溶PM₁₀蒸汽相变过程中，由忽略碰撞团聚转变为考虑碰撞团聚影响时，≤1.0 μm的颗粒数浓度百分比由初始时的32.77%分别减少到 29.10%、1.07%。大于峰值粒径的颗粒数浓度百分比由初始时的17.81%分别提高到18.98%、42.81%。这是由于在蒸汽相变过程中，颗粒不仅依靠蒸汽凝结长大，同时还会通过碰撞团聚长大。

5 结论

1）在过饱和环境中，蒸汽相变对粒径≤1.0 μm的颗粒具有显著的凝结增长作用。

2）初始蒸汽饱和度、停留时间、初始颗粒数浓度和初始粒径对蒸汽相变作用下不可溶PM₁₀的凝结增长有显著的影响。

3）在蒸汽相变过程中，考虑碰撞团聚作用时，不可溶PM₁₀增长效果更明显。这是由于在忽略碰撞团聚的蒸汽相变过程中，颗粒仅依靠蒸汽凝结长大。当考虑碰撞团聚作用时，颗粒在凝结增长的同时还会通过碰撞团聚长大。

[1]	王洁, 张光学, 刘建忠, 等. 种子颗粒对声波团聚效率的影响 [J]. 化工学报,2011,62(2):355-361
[2]	TAMMARO M, DI N F, SALLUZZO A, et al.Heterogeneous condensation of submicron particles in a growth tube[J].Chemical Engineering Science,2012,74:124-134 10.1016/j.ces.2012.02.023
[3]	辛成运, 杨林军, 王海芳. 蒸汽相变促进 WFGD 系统脱除 PM_2.5 的协同作用分析 [J]. 环境科学与技术,2010,33(4):97-99
[4]	徐俊波, 张丽, 岳仁亮, 等.PM_2.5 细颗粒物凝并的计算流体力学模拟 [J]. 计算机与应用化学,2013,30(8):831-834
[5]	杨林军, 颜金培, 沈湘林. 蒸汽相变促进燃烧源 PM_2.5 凝并长大的研究现状及展望 [J]. 现代化工,2005, 25(11):22-26
[6]	XU J, YU Y, ZHANG J, et al.Heterogeneous condensation of water vapor on particles at high concentration[J].Powder Technology, 2017,305:71-77 10.1016/j.powtec.2016.09.078
[7]	凡凤仙, 杨林军, 袁竹林, 等. 喷淋塔内可吸入颗粒物的脱除与凝结增长特性 [J]. 化工学报,2010,61(10):2708-2713
[8]	鲍静静, 杨林军, 颜金培, 等. 湿法脱硫系统中应用蒸汽相变技术脱除细颗粒 [J]. 东南大学学报,2009,39(5):1002-1007
[9]	颜金培, 陈立奇, 杨林军, 等. 声波与相变耦合协同湿法烟气脱硫细颗粒脱除 [C]//中国环境科学学会.2016 年中囯环境科学学会学术年会论文集. 海口,2016:3240-3249
[10]	熊桂龙, 杨林军, 颜金培, 等. 应用蒸汽相变脱除燃煤湿法脱硫净烟气中细颗粒物 [J]. 化工学报,2011,62(10):2932-2938
[11]	温高森, 凡凤仙. 蒸汽凝结促进多分散不可溶 PM_2.5 增长的数值模拟 [J]. 高校化学工程学报,2015,29(3):736-742
[12]	李林, 凡凤仙. 可溶与不可溶混合 PM_2.5 的蒸汽相变凝结增长 [J]. 动力工程学报,2015,35(7):581-587
[13]	刘含笑, 姚宇平, 郦建国. 凝聚器二维单扰流柱流场中颗粒凝并模拟 [J]. 动力工程学报,2015,35(4):292-297
[14]	刘忠, 刘含笑, 冯新新, 等. 超细颗粒物聚并模型的比较研究 [J]. 燃烧科学与技术,2012,18(3):212-216
[15]	刘定平, 罗伟乐. 基于旋流与声波的颗粒复合凝并建模与运动轨迹仿真 [J]. 动力工程学报,2017,37(5):413-417
[16]	FLUENT A.Population Balance Module Manual[M].Southpointe: ANSYS Inc., 2011:317-319
[17]	凡凤仙, 张明俊. 蒸汽相变凝结对 PM_2.5 粒径分布的影响 [J]. 煤炭学报,2013,38(4):694-699
[18]	HUGHMARK G A.Mass and heat transfer from rigid spheres[J].AIChE Journal,1967,13(6):1219-1221 10.1002/aic.690130638
[19]	SOOS M, MOUSSA A S, EHRL L, et al.Effect of shear rate on aggregate size and morphology investigated under turbulent conditions in stirred tank[J].Journal of Colloid and Interface Science,2008,319(2):577-589 10.1016/j.jcis.2007.12.005
[20]	SAFFMAN P G, TURNER J S.On the collision of drops in turbulent clouds[J].Journal of Fluid Mechanics,1956,1(1):16-30 10.1017/S0022112056000020
[21]	ABRAHAMSON J.Collision rates of small particles in a vigorously turbulent fluid[J].Chemical Engineering Science, 1975,30(11):1371-1379 10.1016/0009-2509(75)85067-6
[22]	李云飞. 燃煤烟气细颗粒物湍流团聚的研究 [D]. 哈尔滨: 哈尔滨工业大学,2014
[23]	HIGASHITANI K, YAMAUCHI K, MATSUNO Y, et al.Turbulent coagulation of particles dispersed in a viscous fluid[J].Journal of Chemical Engineering of Japan,1983,16(4):299-304 10.1252/jcej.16.299
[24]	TAMMARO M.Heterogeneous condensation for submicronic particles abatement[D].Italy: University of Naples Studies Federico II,2010

点击查看大图

计量

文章访问数: 3266
HTML全文浏览数: 2928
PDF下载数: 421
施引文献: 0

全文HTML

1 物理模型

图1 蒸汽相变凝聚器
Fig. 1 Vapor heterogeneous agglomeration device