姚秀穎，徐 博, 2，劉夢溪，盧春喜

(1. 中國石油大學(北京)重質油國家重點實驗室，北京 昌平 102249；2. 東方電氣集團東方鍋爐股份有限公司，四川 自貢 643001)

催化裂化的再生煙氣中含有大量的硫氧化物和氮氧化物，如果直接排向大氣，不僅帶來環(huán)境污染，而且不能滿足環(huán)保排放要求[1]。需要在煙氣放空前采用流化床工藝在吸附劑作用下干法脫除煙氣中的硫氧化物和氮氧化物[2]。為了保證吸附劑的循環(huán)使用，吸附劑在吸附后需要進行連續(xù)再生，其再生效率對溫度的要求相對苛刻，若達不到足夠高的溫度，則再生效果很難保證，需要外部補充熱量。傳統的重油催化裂化的再生過程放出的熱量遠大于反-再系統所需的熱量，所以為滿足熱平衡要求，通常采用外取熱方式，將過剩熱量取出[3]。郭大為等[4]提出利用催化裂化催化劑再生過程產生的過剩熱量，通過固-固直接混合換熱實現2個過程的熱量互供，但這2種催化劑物性相近，混合換熱后難以分離，因此迫切需要開發(fā)高效的間壁式換熱設備。郭大為等[5]設計了一種含有管程和殼程的換熱裝置，熱載體和冷卻介質均以流化態(tài)操作，分別走管程和殼程，管程為單管或列管式。管程內顆粒流動和換熱過程受換熱管尺寸的限制，影響流化和換熱效果。同時當換熱管數量較少時，僅有與換熱管管壁接觸的顆粒能進行換熱，換熱量可調范圍窄。

為了實現2種物性相近或相似顆粒的高效換熱，姚秀穎等[6]提出了一種流化床間壁換熱再生耦合裝置及其網格劃分，如圖1所示。

圖1 模擬對象及網格劃分

該換熱再生器由2個流化空間組成，分別用于流化催化裂化催化劑和煙氣吸附劑的再生，中間設置一隔板，隔板上傾斜布置多組熱管，2個空間的流化顆粒通過熱管實現高效間壁傳熱。熱管的導熱系數最高可達105 W/(m·℃)，是鋁、柴銅、銀等金屬的幾百甚至上千倍[7-8]，因此控制性熱阻為流化顆粒與熱管壁間的對流傳熱。在該傳熱過程中，傳熱系數隨著操作氣速的增大，先逐漸增大后幾乎不變，轉折點位于湍流點附近[9-10]。為了保證待生吸附劑的高效再生和再生催化劑的高效換熱，2種催化劑分別流化于湍流和鼓泡流化狀態(tài)[11]。

本文中詳細考察湍流床一側的氣固流動狀況，分析熱管的存在與否對顆粒濃度軸徑向分布的影響。對于帶有水平換熱管的流化床，不同周向位置的傳熱系數受到操作速度、顆粒直徑、管徑等多種條件的影響。Kim等[12]通過測量粒徑為258 μm的石英砂、氣速為0.055～0.161 m/s的流化床內水平換熱管(熱管直徑為25.3 mm)不同周向位置的氣固流動和傳熱情況，發(fā)現水平換熱管兩側的傳熱系數最大，底部次之，頂部最小，這是因為在水平管的頂部存在固含率較高的顆粒墊，在底部存在氣泡墊，而在水平管兩側的濃度中等，且顆粒的更新頻率較高。由于顆粒的比熱遠大于氣體，所以顆粒對流傳熱過程起主要作用[9]。

顆粒團更新理論[13-14]表明，傳熱系數受顆粒在換熱表面的濃度和更新頻率的影響。Al-Busoul和Abu-Ein[15]通過測量不同直徑油頁巖和沙粒的流化床內水平管的傳熱系數周向分布，發(fā)現較低氣速下，傳熱系數的周向分布與Kim等[12]的結果一致，隨著操作氣速的增加，不同顆粒的流化床內傳熱系數周向分布趨勢均發(fā)生變化，變?yōu)楣苌喜繀^(qū)域最大，沿水平管周向向下逐漸減小，在底部區(qū)域又稍有增加。在較低氣速(u<0.184 m/s)和較高氣速(u>1.245 m/s)時，傳熱系數的周向分布均勻性較中等氣速(0.184～1.245 m/s)時更加均勻。流化顆粒直徑越小，傳熱系數越高[16]。在粒徑為475 μm、氣速為0.352 m/s的流化床內，對于固含率較小的稀相區(qū)，直徑為57 mm的水平管頂部和底部的傳熱系數較大，兩側的較小，且隨著軸向高度的增加，傳熱系數逐漸減小[17]。

由于水平換熱管周向流動狀況的不同，導致其換熱情況有所不同，而本文中所研究的流化床換熱器內熱管為傾斜布置，其周向濃度分布與水平管的有明顯不同，因此需要詳細考察熱管不同周向位置的流動狀態(tài)，并明確軸向高度和表觀氣速對熱管表面流動狀況的影響。

1 模擬對象及建模

1.1 模擬對象

本文中模擬對象為基于專利技術[6]的流化床間壁式換熱器實驗裝置，如圖1所示，換熱器主體為圓柱形結構，內徑為0.50 m，由厚度為12 mm的隔板將其分為2個部分，左側處于湍流床操作，右側處于鼓泡床操作，隔板上布置3根熱管，用于將湍流床內顆粒的熱量傳遞給鼓泡床內顆粒。熱管布置在距底部分布器的高度分別為0.60、0.75、0.90 m處，以減小分布器影響區(qū)的作用。為了減小顆粒帶出量，將換熱器變徑設置，變徑后內徑為0.60 m，變徑處位于軸向高度1.8 m處。為了節(jié)省計算資源，裝置總高設為3.2 m，由頂部流出的催化劑通過用戶自定義子程序返回床內，以保證物料守恒。熱管外徑為30 mm，長度為425 mm，與水平方向夾角為20 °，且在鼓泡床一側傾斜向下。除熱管所在區(qū)域采用非結構化網格外，其他位置均采用結構化網格(見圖1)。

流化顆粒為FCC平衡催化劑，平均粒徑為70 μm，顆粒密度為1 500 kg/m3，流化介質為常溫常壓下的空氣，密度和黏度分別為1.225 kg/m3和1.782×10-5Pa·s。湍流床操作氣速為0.6～1.0 m/s。

1.2 建模方法

流化床換熱器內顆粒濃度較大，考慮到模擬精度和計算量，選用雙流體模型進行模擬研究，其控制方程如下。

氣、固相連續(xù)性方程為

(1)

(2)

式中：ε為體積分數；ρ為密度，kg/m3；u為速度，m/s；t為時間，s；下標g代表氣相，p代表顆粒相。

氣、固相動量守恒方程為

(3)

(4)

式中：p為壓力，Pa；τ為應力，Pa；β為相間曳力系數，kg/(m3s)；g為重力加速度，m/s2；下標e代表EMMS。

氣、固相的應力為

(5)

(6)

固相的壓力為

pp=εpρpΘ[1+2g0εp(1+e)]。

(7)

固相的體積黏度為

(8)

固相的黏度為

(9)

顆粒的溫度方程為

(10)

徑向分布函數為

(11)

顆粒能量的擴散系數為

(12)

碰撞耗散能為

(13)

顆粒擬溫度為

(14)

式中：μ為黏度，Pa·s；e為顆粒碰撞恢復系數。

對于湍流床的CFD模擬，氣固之間的相互作用是影響模擬結果的關鍵因素。Wang等[18]采用基于EMMS-亞網格尺度模型的歐拉方法模擬了大尺度湍流床，發(fā)現密相懸浮上升流與快速床流動共同存在。吳誠等[19]采用修正三段曳力模型模擬獲得表觀氣速和靜床高的變化可使固含率的S型和指數型分布相互轉變。Lan等[20]采用基于格子-玻爾茲曼的曳力模型，獲得了顆粒尺寸分布對雙組份湍流床內氣固流動行為的影響。Chen等[21]采用基于結構的曳力模型對湍流床進行模擬，獲得了內部的非均勻結構。Chang等[22]通過考慮顆粒團當量直徑提出了一個適用于工業(yè)過程的曳力模型，模擬發(fā)現工業(yè)湍流床同時存在2個流區(qū)，即底部稠密的鼓泡區(qū)和上部稀薄的分散流區(qū)。Varghese等[23]通過模擬Geldart B類顆粒湍流床，比較了不同曳力模型對模擬結果的影響，發(fā)現Gidaspow、Syamlal&O’Brien曳力模型的模擬結果與實驗值吻合較好。本文中所研究的湍流床內顆粒屬于Geldart A類，流化過程中存在顆粒聚團現象，因此采用EMMS曳力模型對氣固相間曳力進行計算[24]，其表達式為

βe=βHd，

(15)

(16)

其中，曳力系數為

(17)

(18)

非均勻結構因子Hd擬合方程見表1所示[25]。

表1 非均勻結構因子Hd

如圖1所示，在幾何模型中，氣固兩相在底部入口均設為速度入口邊界條件；上部出口均設為壓力出口邊界條件；對于氣相，壁面采用無滑移邊界條件，顆粒相采用Johnson和Jackson提出的部分滑移邊界條件，表達式如表2所示，鏡面系數在湍流床設為0.1[26]，鼓泡床設為0.05[25]。顆粒-壁面碰撞恢復系數ep為0.9，時間步長為0.001 s。采用Fluent 6.2進行求解，初始固含率為0.6，初始速度為0.003 5 m/s。為保證2個空間的膨脹高度相近，鼓泡床初始堆積高度設為1.0 m，湍流床的初始堆積高度為0.8 m，模擬研究表明，床層在25 s后達到穩(wěn)定流化狀態(tài)，故取25～40 s之間的數據進行統計平均以分析不同區(qū)域的流動狀態(tài)。

表2 Johnson和Jackson邊界條件表達式

1.3 網格無關性驗證

對于流化床的模擬，相比于時間步長，網格對模擬結果更為敏感，因此為了保證網格尺寸對模擬結果的獨立性，本文中采用流化床換熱器實驗結果[27]進行網格無關性和模型驗證。圖2比較了采用不同網格尺寸所模擬的平均固含率與實驗數據。由圖可以看出，采用網格尺寸為10 mm(42.7萬，網絡個數，下同)和12 mm(25.3萬)所模擬的床層固含率相近，且均與實驗數據吻合較好，而尺寸為24 mm(2.9萬)網格所模擬的截面平均固含率明顯小于實驗所得固含率。

圖2 網格尺寸對流化床換熱器內固含率軸向分布的影響

圖3描述了不同網格所模擬固含率的空間分布特征，采用尺寸為10、12 mm的網格所得模擬結果能夠很好地描述氣泡的邊界，且可以分辨出氣泡在上升過程中尺寸逐漸變大，而采用24 mm網格的模擬結果僅在床層下部區(qū)域可分辨出氣泡，且不能分辨出氣泡的上升和變大。為了保證數值模擬的經濟性，本文中研究選用12 mm的網格對流化床換熱器進行研究。

圖3 不同網格尺寸下固含率的空間分布特征

1.4 模型驗證

圖4給出了表觀氣速為0.5 m/s，換熱管位于r/Rw=0.6處，時均固含率的徑向分布。其中r為內半徑，Rw=R-rt，R為換熱器半徑，rt為換熱管半徑。由圖可以看出，固含率呈現“中心低、邊壁高”的分布特點，模擬結果能夠很好地描述流化床內固含率的分布特征，且與實驗數據吻合較好。這些結果表明該模型在網絡尺寸為12 mm的幾何模型下，可以很好地描述湍流床內氣固兩相的流動和分布特征。

圖4 時均固含率沿徑向的分布

2 結果與討論

2.1 軸向分布特征

圖5比較了表觀氣速分別為0.6、0.8 m/s時，有熱管和無熱管的湍流床內固含率軸向分布。隨著表觀氣速的增大，在床層下部區(qū)域，不同高度固含率均減小，固含率的差值隨著軸向高度的增大而逐漸減小，而在床層上部區(qū)域，由于氣體夾帶作用，固含率的差值逐漸增大。相比于無熱管流化床，表觀氣速對有熱管流化床內固含率的影響更加明顯。

圖5 熱管對時均固含率軸向分布的影響

在無熱管流化床內，隨著軸向高度的增大，固含率均逐漸減小。在有熱管流化床內，固含率隨軸向高度先逐漸減小，稍有增大后，繼續(xù)減小。2種流化床取熱器均無明顯料面，這一分布特征符合湍流床固含率分布特征。熱管的存在對固含率影響較大，當氣固混合物流過熱管時，固含率先稍有減小，然后稍有增大。這說明管束的存在阻隔了其下部區(qū)域氣泡的上升，使氣泡易聚集。而在管束所在區(qū)域，氣泡因受到多根熱管的剪切作用而破裂、變小，使得固含率有所增大。這一現象可由圖6中瞬時固含率分布圖充分印證。在熱管上部區(qū)域，氣泡繼續(xù)長大，固含率逐漸降低。

圖6 熱管對瞬態(tài)固含率分布的影響(u=0.8 m/s)

圖6比較了表觀氣速為0.8 m/s時，有、無熱管的湍流床內固含率的瞬時分布特征。由圖可看出，熱管具有減小氣泡尺寸、減小熱管下部區(qū)域固含率、增大熱管上部區(qū)域固含率、減小顆粒夾帶量的作用。

圖7給出了熱管所在局部區(qū)域固含率的軸向分布隨表觀氣速的變化。由圖可以看出，不同氣速下，因受熱管的影響，隨軸向高度的增大，固含率先減小，然后在熱管所在區(qū)域幾乎不變，流過熱管后，固含率繼續(xù)減小。這一變化趨勢不受表觀氣速影響，說明熱管對湍流床內流動狀態(tài)的影響不因操作條件而改變。同時，熱管所在區(qū)域，固含率受軸向高度影響較小，說明熱管起到了破碎氣泡的作用，使該區(qū)域的氣泡變得更均勻，改善了流化質量。因此，可通過在湍流床內設置熱管的方式定量調節(jié)流動狀態(tài)，從而實現氣固接觸狀態(tài)的改善[28]。同時，由于熱管下部區(qū)域受到分布器的影響，固含率降低的幅度大于熱管上部區(qū)域的。氣體對顆粒的夾帶作用也使得表觀氣速越大，固含率的降低幅度越小。

圖7 表觀氣速對固含率軸向分布的影響

2.2 徑向分布特征

圖8比較了有、無熱管情況下，不同高度處床內固含率的徑向分布。其中h=0.561 m處位于3根熱管下側，h=0.711 m處位于第1和第2根熱管的中間高度，h=0.861 m處位于第2和第3根熱管的中間高度，h=1.111 m處位于3根熱管上側。r/R=-1.0為靠近床壁一側，r/R=0為靠近隔板一側?？梢钥闯觯诟鞲叨忍?，固含率均呈現中心低、邊壁高的“U”型分布特征，然而這一分布并不對稱，而是在靠近床壁一側固含率較大，靠近隔板一側固含率較小，這是由于兩側的限制壁面形狀不同。這一分布特征即不受軸向高度影響，也不受熱管存在與否的影響。比較2種流化床可以看出，在熱管區(qū)下部和上部區(qū)域，固含率分布趨勢相一致。在h為0.711、0.861 m位置，由于受第1和第2根熱管的影響，熱管的存在使得其所在徑向位置處的固含率小于無熱管流化床的固含率，并且在熱管末端固含率更小。越靠近隔板壁面，兩者差異越小，這是由于越靠近隔板，所在軸向高度越遠離熱管。

(a)h=0.561m(b)h=0.711m(c)h=0.861m(d)h=1.111m圖8 固含率沿徑向的分布(u=0.8m/s)Fig.8 Radialdistributionofsolidsholdup(u=0.8m/s)

圖9給出了表觀氣速為0.8 m/s時，不同高度處的時均固含率沿徑向的分布曲線。圖中的5個軸向高度均緊臨或遠離熱管，但沒有橫穿熱管。不同高度處的固含率沿徑向均呈現非對稱的“U”型分布，越靠近下部區(qū)域，偏心程度越明顯，即靠近隔板的固含率越小，靠近床壁的固含率越大。這是因為熱管所在的區(qū)域大部分被氣體占據，熱管的存在阻礙了氣泡上升而停留在床層下部區(qū)域(詳見圖6)。在相鄰熱管之間的軸向位置，即h為0.711、0.861 m，徑向位置r/R=-0.75附近，固含率出現極小值，該位置為熱管的末端所處的徑向位置。由于熱管的傾斜布置，該位置的軸向高度非常靠近下部的熱管，徑向位置越小，越遠離熱管。通過與其他位置的固含率分布相比較發(fā)現，氣泡只有同時受下側熱管的破碎作用、上側熱管的阻滯作用，氣固分布狀態(tài)才會發(fā)生明顯的變化，且熱管對其影響程度會隨著與熱管的軸向距離而變化，導致不同軸向高度的固含率差異沿徑向逐漸減小。在h為1.011、1.111 m、r/R>-0.5的位置，固含率偏大，這是由于氣泡因受熱管的破碎作用而尺寸減小，顆粒上行速度減小，存在顆粒聚集現象。

圖9 不同軸向高度下固含率的徑向分布

圖10給出了h=0.861m處，表觀氣速對時均固含率徑向分布的影響?？傮w來看，固含率沿徑向的非對稱“U”型分布不受表觀氣速的影響。隨著表觀氣速的增大，床層中間和隔板附近區(qū)域時均固含率明顯減小，而床體壁面附近固含率變化較小，受氣速的影響較小。表觀氣速增大到0.8 m/s之后，床層中間位置的顆粒含量變化較小，氣體對顆粒的曳力作用，即顆粒受氣體向上的夾帶能力達到一定極限。

圖10 不同表觀氣速下固含率的徑向分布(h=0.861 m)

綜上可知，湍流床內熱管壁面上、下側區(qū)域的固含率分布各有特點，說明不同表觀氣速下，熱管改變床內氣固兩相流動結構的能力不同，但產生的效果都是促進氣固兩相的混合均勻。

圖11給出了表觀氣速為0.8 m/s時，時均固含率沿徑向的分布曲線，圖中的3個軸向高度均橫穿熱管。從整體來看，固含率沿徑向呈非對稱的“U”型分布，且兩側壁面的固含率差異較圖9所示兩側壁面固含率的差異要小，固含率極小值出現在熱管末端所在的徑向位置。單獨看熱管兩側的固含率分布可以發(fā)現，熱管左側區(qū)域(即靠近床壁一側)，固含率呈非對稱的“U”型分布，越靠近床壁和管壁固含率越大；在熱管下側區(qū)域，氣泡因受熱管的阻滯作用而出現短時停留，因此固含率雖然也越靠近管壁越大，但數值較床壁一側的偏低；熱管右側區(qū)域(即靠近隔板壁一側)均位于熱管的上側，其對氣泡的破碎作用使固含率較熱管下側區(qū)域的值大，同時隔板壁面的摩擦作用，使得固含率越靠近壁面其值越高。相同高度處，管壁上側附近的固含率總是高于管壁下側的。

圖11 不同軸向高度下固含率的徑向分布

在熱管下部，即-0.8

圖12給出了不同表觀氣速下，h=0.788 m處時均固含率的徑向分布。由圖可知，各徑向位置的固含率均隨著表觀氣速的增大而增大，不同之處在于床體邊壁附近的固含率受氣速影響較小，熱管下部區(qū)域的固含率受氣速影響較大，這表明被破碎的小氣泡在熱管下側匯聚，氣泡數量較多，形成一個低密度區(qū)，其可強化顆粒軸向的返混。在熱管右側區(qū)域，隨著徑向位置的增加，固含率總體逐漸增大，但在r/R=-0.15附近，固含率出現一個極小值，說明一直有少量的小氣泡流經此處并受到上方管壁低密度區(qū)的影響，使得該位置的固含率始終處于較低值。這種分布狀態(tài)不隨表觀氣速而變化。因右側區(qū)域位于熱管的上部，所以表觀氣速對固含率的影響程度大于其他徑向位置，表明了熱管的存在具有強化操作條件對固含率分布影響的作用。同時，相同氣速下，管壁上側附近的固含率總是高于管壁下側的，而且表觀氣速越大，它們間的差異越小。

圖12 不同表觀氣速下固含率沿徑向的分布(h=0.788 m)

綜上可知，低密度區(qū)的存在，說明被破碎的小氣泡有在管壁下側聚集的趨勢。管壁上、下側固含率分布情況大不相同，表明氣固混合物在流經熱管后得到重新分配和調整。同時由于熱管安裝在隔板壁面，所以隔板處固含率變化受氣速的影響與床體邊壁附近不同。比較圖9和11可知，無熱管的徑向位置，兩側壁面的固含率相差較大，而熱管所在截面，兩側壁面的固含率數值相近。這是因為無熱管流化床內兩側壁面的影響不同導致固含率差異較大，而有熱管存在時，隔板側固含率因受熱管的影響而增大，使得兩側壁面的固含率相近。

比較圖10和12可知，表觀氣速對固含率的影響不同，無熱管時固含率沿徑向均勻變化，且影響較小，而有熱管時熱管上側的固含率受氣速的影響強于其對下側的影響，這是因為熱管具有破碎氣泡、增大固含率的作用，這一作用會隨著與熱管距離的增加而減弱，而氣速具有減小固含率的作用。此導致表觀氣速對熱管上側固含率的影響最大，下側次之，無熱管時最小。

2.3 周向分布特征

圖13給出了表觀氣速為0.8 m/s、位于h=0.788 m處的熱管表面不同周向位置的固含率沿熱管軸向方向的分布。由圖可以看出，在熱管表面180°位置，固含率先逐漸減小，然后逐漸增大，最低值位于r/R=-0.6處；在熱管表面90°和270°處，固含率先逐漸減小后基本不變，再逐漸增大；在熱管表面0°位置，固含率隨著徑向位置的增大，變化較小，只是稍有增大。135°和225°的固含率介于0°和90°數值的中間，45°和315°的固含率介于90°和180°數值的中間。

圖13 熱管表面固含率沿熱管周向的變化(u=0.8 m/s)

沿熱管軸向方向，不同位置的固含率周向分布差異較大。在靠近隔板的徑向區(qū)域(-0.35

綜合上述分析可按照熱管表面固含率的周向分布狀態(tài)沿床層徑向位置分為3個區(qū)域。區(qū)域1為熱管表面的近壁區(qū)，即靠近隔板壁面的區(qū)域，-0.35

圖14分別給出了位于3個區(qū)域的截面固含率云圖。在區(qū)域1，熱管的下部存在局部的固含率低值區(qū)，其他位置的固含率相當，且熱管與床壁之間區(qū)域為固含率較低的氣泡流道，該流道內固含率隨著軸向高度的增加而逐漸增大。在區(qū)域2，在熱管中部和下部存在固含率高值區(qū)，該區(qū)域的尺寸隨著軸向高度的增大逐漸減小，且越靠近區(qū)域2的中間位置，該區(qū)域的尺寸越大。區(qū)域3總體固含率的差異較區(qū)域1和2更加均勻。

圖14 熱管所在周向截面的固含率分布云圖(u=0.8 m/s)

圖15給出了固含率周向分布分界點隨軸向高度和表觀氣速的變化。由圖可以看出，隨著熱管位置的升高，分界點的位置逐漸遠離隔板，且熱管各周向位置的固含率差異逐漸減小(見圖14)。這表明，隨著軸向高度的增加，氣泡尺寸逐漸減小，床層分布更加均勻，如圖6所示，因此熱管表面不同周向位置的固含率差異減小。也就是說，隨著軸向高度的增加，邊壁效應逐漸增大，主換熱區(qū)逐漸減小。

圖15 熱管表面固含率周向分布分界點隨熱管高度和表觀氣速的變化

圖16給出了主要換熱區(qū)的r/R=-0.6處，垂直于熱管平面的時均固含率軸向分布隨表觀氣速的變化。由圖可以看出，熱管表面各周向位置的固含率均隨表觀氣速的增加而逐漸減小，但減小的幅度較小。除熱管頂部即180°位置外，其他各周向位置固含率的減小幅度相同。熱管頂部的固含率在表觀氣速小于0.8 m/s時，固含率減小幅度大于其他周向位置的。當表觀氣速為0.6 m/s時，熱管頂部和中部的固含率相當，隨著表觀氣速增加到0.8 m/s，這2個位置的固含率差異逐漸增大，當氣速大于0.8 m/s時，各周向位置的固含率之間的差異相當。導致圖15中，固含率分界點隨著表觀氣速的增大而逐漸靠近隔板，即主換熱區(qū)逐漸增大，邊壁效應逐漸減小。

圖16 管壁周向的時均固含率隨表觀氣速的變化

3 結論

采用歐拉-歐拉雙流體模型結合EMMS曳力模型，模擬了帶有多根傾斜換熱管的流化床換熱器內氣固流動狀態(tài)。為了獲得其內部的流場信息，首先基于已有實驗數據，驗證了適宜的網格尺寸為20 mm，通過比較固含率的軸徑向分布確定了所用模型的有效性。

1)固含率軸向分布表明，熱管具有減小氣泡尺寸、減小熱管下部區(qū)域固含率、增大熱管上部區(qū)域固含率、減小顆粒夾帶量的作用。隨著軸向高度的增加，熱管對固含率的影響逐漸減小。熱管對流化床內流動狀態(tài)的影響不因操作條件的變化而改變。

2)固含率的徑向分布表明，熱管對固含率徑向分布影響最明顯的軸向高度位于相鄰兩根熱管之間的位置，其對固含率的影響主要位于熱管末端，且隨著熱管與隔板間距的減小，熱管對固含率的影響逐漸減小。熱管所在高度的固含率在熱管末端的值最小，隨著徑向位置靠近兩側壁面而逐漸增大。表觀氣速對床壁附近固含率的影響較小，對隔板附近固含率的影響較大，特別是在所在截面處。

3)沿熱管軸向方向，在靠近隔板壁面處，即隔板影響區(qū)，熱管上部的固含率最大，下部最小；在靠近熱管自由端，即主換熱區(qū)，熱管下部固含率最大，上部最小。隨著熱管軸向高度的增加，主換熱區(qū)逐漸減小，隨著表觀氣速的增大，主換熱區(qū)逐漸增大。