大颗粒气固流化床内两相流动的CFD模拟

上海理工大学学报

Vol.32󰀁No.4󰀁2010󰀁

󰀁󰀁文章编号:1007-6735(2010)04-0333-07

大颗粒气固流化床内两相流动的CFD模拟

晁东海,󰀁郭雪岩

(上海理工大学能源与动力工程学院,上海󰀁200093)

摘要:采用欧拉双流体模型和颗粒动力学方法,数值模拟了大颗粒流化床在不同密度、布风装置及曳力模型情况下的气固两相流动,考察了大颗粒流化床流化和流动特点,颗粒体积分率分布,床层压力瞬时变化,床层碰撞比,以及颗粒速度径向和空隙率轴向分布规律.研究结果表明,与直型布风板流化床比较,凹型布风板流化床内的气泡产生快,颗粒横向运动能力强;随着颗粒密度的增大,其在凹型布风板流化床边壁处的速度比中心位置处减小的快;比较3种曳力模型,发现其模拟的轴向空隙率分布和床层压力存在较大差异,且与床层膨胀比实验关联式相比,3种模型预测的值比实验关联式要大一些.通过研究,3个曳力模型中Gidaspow模型相对适用于大颗粒气固流化床的数值模拟.关键词:流化床;欧拉双流体模型;并行计算;大颗粒中图分类号:TQ051.13󰀁󰀁󰀁文献标志码:A

CFDsimulationontwo󰀁phaseflowingas󰀁solid

fluidizedbedswithcoarsegranules

CHAODong󰀁hai,󰀁GUOXue󰀁yan

(SchoolofEnergyandPowerEngineering,UniversityofShanghaiforScience

andTechnology,Shanghai200093,China)

Abstract:Eulerianpseudo󰀁fluidmodelcombinedwiththegranulekineticsmodel,byintegratingtheminaCFDcode(Fluent6.3)wasusedtonumericallysimulatethegas󰀁solidflowpatternsinfluidizedbedsofcoarsegranules.Differentconditionsincludingparticledensity,distributortypesanddragmodelsweretakenintoaccountforparamterstudy.Thedependanceofcharacteristicsoffluidizationandflowpatterns,aswellastheinfluencesofphasefractiondistribution,instantaneouspressure,radialparticlevelocity,expansionratioandaxialvoidagedistribution,ontheparameterswerethoroughlyinvestigated.Simulationresultsshowthattwo󰀁phaseflowcharacteristicsinthebedwithaconcavedistributorisratherdifferentfromthatinthebedwithaflatdistributor.Forex󰀁ample,bubbleswilloccursoonerandmoreparticlesmovelaterallyintheconcavedistributorbed.Itisalsofoundthatforlargersolid󰀁gasdensityratio,particlevelocityprofilenearthewallbecomesmuchflatterintheconcavedistributorbed.AcomparisonamongtheSyamlal󰀁O󰀂Brien,GidaspowandArastoopourmodelsillustratesthatthepredictedaxialvoidagedistributionsandpressuredropsbythethreemodelsareverydifferent.Numericalpredictionbasedonallthethreedragmodelsun󰀁derestimatesthebedexpansionratio,comparingwiththepublishedexperimentalcorrelation.ItcanbeconcludedthatnumericalresultsbasedonGidaspowdragmodelareoftheleastdeviationinthe

󰀁收稿日期:2009-11-02

󰀁基金项目:上海市浦江人才计划资助项目(07pj14072);上海市重点学科建设资助项目(J50501)󰀁作者简介:晁东海(1985-),男,硕士研究生.󰀁E󰀁mail:xyguo@usst.edu.com.cn󰀁334󰀁󰀁󰀁󰀁󰀁󰀁上海理工大学学报2010年第32卷󰀁

simulationofgas󰀁solidfluidizedbedswithcoarsegranules.

Keywords:fluidizedbed;eulerianpseudo󰀁fluidtwo󰀁fluidmodel;parallelcomputation;coarsegranules

󰀁󰀁近年来,随着流态化技术的发展,大颗粒流化床在煤粉流态化燃烧和水泥熟料流态化煅烧等领域的应用也越来越广泛.由于流化床内两相流动情况复杂,使得人们对气固两相间的作用、固相应力本构方程的建立、两相湍流的认识以及多种因素的相对控制和协调的理解等变得很困难[1].实际上大多数流化床反应器都是根据经验设计的,大颗粒流化床的设计更是如此.文献[2]在研究颗粒的粒度及颗粒的表观密度等对流化特性影响后,将颗粒分成了A(30~100󰀁m)、B(100~600󰀁m)、C(一般情况下粒度小于20󰀁m)、D(600󰀁m以上)4类[3].依据此分类,粒度在600󰀁m以上的颗粒称为过粗颗粒.然而由于颗粒的表观密度与气体密度之差不同,本文所用颗粒直径为855󰀁m可能为B类(鼓泡颗粒),也有可能为D类(喷动用颗粒).其中,D类颗粒流化时极易产生大气泡或节涌,使实验难以操作,然而数值模拟可以克服这一困难,而且D类颗粒粒度在1.5mm以下时,是完全可以流化的[3].文献[4]用粒径为3mm的颗粒进行了模拟与实验,研究了气体进口速度和温度对床内含湿量、颗粒温度等的影响,得出模拟与实验的结果大体是一致的.文献[5]研究了表观气速、床内有无管道及布风方式对大颗粒流动的影响.模拟和试验的结果都表明,布风方式对颗粒体积分率及速度径向分布有着很大的影响,而且不论有无管道,某些布风方式都有助于气固形成环核流动结构.文献[6]通过改变颗粒粒径(从0.25mm到1mm)、密度、进口气速等参数后进行了模拟,结果表明:颗粒的粒径和进口气速对颗粒滑移速度的影响较大;合适的进口气速对减少能耗起着很重要的作用.

本文借助CFD软件FLUENT对大颗粒气固流化床进行了模拟计算.对比并分析了不同密度颗粒、曳力模型及布风装置对流化床流动特性的影响.有些曳力模型采用UDF(用户自定义函数)实现.通过这些研究,从数值计算的角度揭示出了一些大颗粒的流化及流动特性.

等对流化床的影响很小,故气固两相流动所遵循的连续方程和动量方程可以简化成如下形式:

连续方程

󰀂( g!g)+󰀂t󰀂( p!p)+󰀂t

示固相,g表示气相.

动量方程󰀂( g!gvg)+󰀂t󰀁󰀁

󰀂

󰀂

󰀂

( g!gvg)=0 ( p!pvp)=0

(1)(2)

󰀂

式中, 是体积分率,v是速度,!是密度,下标p表

( g!gvgvg)=- g󰀂Pg+

(3)

g!gg+#gp(vp-vg) ∀g+

󰀂

( p!pvp)+󰀂t󰀁󰀁

󰀂

󰀂

( p!pvpvp)=- p󰀂Pg+

(4)

∀p+ p!pg+#gp(vg-vp)

式中,g是重力加速度,P是压力,∀为应力张量,#gp是气体󰀁流体相间的曳力系数.

1.2󰀁曳力系数模型

颗粒在流场中受到的作用力包括曳力、重力、浮力和其他作用力(如Basset力、Magnus力和Saff󰀁man力等).若忽略其他力的作用,则可认为气固间作用主要为曳力作用

[1]

.

[8]

Syamlal󰀁O󰀂Brien、Arastoopour

[7]

和Gidaspow

[9]

等人先后对气固曳力作了大量的研究,并给出了反应相间作用强弱程度的曳力系数,如下所示:

Gidaspow模型曳力系数#gp=

g) g!gvg-vp3(1-

4dp

-2.7

󰀁󰀁CD0 g( g!0.8)

(5)

(1- g)󰀁#gp=150+2

gdp󰀁󰀁

7(1- g)!gvg-vp

( g<0.8)

4dp

(6)

2

式中,CD0是单颗粒曳力系数.

Syamlal󰀁O󰀂Brien模型曳力系数

#gp=

g) g!gvg-vp3(1-

4V2rdp1󰀁控制方程及曳力系数模型

1.1󰀁流体控制方程

由于气固间没有质量交换,且升力、附加质量力0.63+4.8VrRe(7)󰀁第4期晁东海,等:大颗粒气固流化床内两相流动的CFD模拟335󰀁

式中,Vr=

1

[a-0.06Re+(0.06Re)2+0.12Re(2b-a)+a2],Re2

比其他的要小得多,而且数目也多.为了提高数值计算的速度,本次模拟使用了基于Linux操作系统的联想并行机进行求解计算.求解器采用Fluent6.3.26(Fluent公司,美国),并选取∃- 湍流模型及速度󰀁压力耦合的#SIMPLE∃算法.初始时固定床床层的高度H为0.372m,固相体积分率为0.622,最大时达到0.65.流化床床内无任何构件,气体的密度为1.225kg/m3,黏度为1.785%10-5,颗粒直径为855󰀁m.流化床的边界条件为:两壁面均假定成无滑移,下部为气体匀速进口,速度大小为1m/s;上部为压力出口,表压为0.依据颗粒动力论,将固相压力及黏度分别选用Lun󰀁et󰀁al和Syam󰀁lal󰀁O󰀂Brien模型,并把颗粒的弹性恢复系数假定为0.90(1代表完全弹性碰撞,0则表示完全非弹性碰撞).

=vgdp!g/󰀁g,dp为颗粒直径,󰀁g为气体黏度.

4.141.28

a= g, g∀0.85时,b=0.8 g; g>0.85时,

b= .

Arastoopour模型曳力系数#gp=

(1- )

g

-2.8

g

2.65g

!v-v

g

g

p

dp

17.3

+0.336Re

(8)

[10]

1.3󰀁床层膨胀比

床层膨胀比及床层膨胀率可按照吴占松等的经验公式求得

Ra=

1- mf1- f

(9)

其中,操作条件下流化床层的空隙率

-0.21

f=Ar(18Re+0.36Re2)0.21阿基米德数

dp!g(!p-!g)g

Ar=2

󰀁g

下标mf表示临界流态化.

3

2󰀁流化床几何结构和模拟参数设定

图1(a)、(b)分别给出了两种不同布风板流化床的几何结构.两个流化床的床高和床宽分别为1.2m和0.186m(其中,凹型布风板的圆心距离床底0.116m).由于计算需要在一组离散的网格点上进行,所以模拟采用了GAMBIT2.2.30(Fluent公司,美国)进行网格生成.与表1等人相比,网格不但

表1󰀁网格对比

Tab.1󰀁Comparisonofgrids

作者文献[11]文献[12]文献[13]文献[14]本文直型布风板本文凹型布风板

X方向网格大小

/mm,%x

1057.626.331.861.86

Y方向网格大小

/mm,%y

10576.26.33126

Z方向网格大小

/mm,%z

90--󰀁18.75--X方向网格数26301030100100

Y方向网格数262007230100200

Z方向网格数120--󰀁160--

图1󰀁流化床的几何结构

Fig.1󰀁Geometricstructureofthefluidizedbeds

3󰀁结果与讨论

3.1󰀁布风方式的影响

图2(见下页)描述了颗粒在直型布风板流化床内不同时刻的体积分率分布.可以看出,流化床内部可以分为底部床层和上部自由空间.0s时颗粒静止

地堆积在床底,当匀速气体从进口流进时,床内逐渐形成了典型的中心区颗粒体积分率小,边壁区颗粒体积分率大的环󰀁核流动结构[15],图2中0.3s~0.6s时间内显示了其部分变化过程.从图2中0.5s~1.117s可看出,气泡主要在床中心与壁面之间的区域内产生与上升.随着气泡的上升其形状和大小都在发生变化.在1.117s气泡发生破裂,颗粒被抛入

󰀁336󰀁󰀁󰀁󰀁󰀁󰀁上海理工大学学报2010年第32卷󰀁

自由空间.流化床里开始出现气泡的时间大概是在0.5s,颗粒体积分率分布开始出现明显不对称时刻大约在

1.67s,而凹型分布板分别是0.33s和1.5s,比相应的直型布风板流化床的时间都短.显然,横向对流混合起到了明显的作用.

图2󰀁直型布风板流化床瞬时颗粒(!p=906kg/m3)

体积分率的分布

Fig.2󰀁Instantaneoussolid(!p=906kg/m3)volumefrac󰀁

tioninthefluidizedbedswithflatdistributor

󰀁󰀁图3显示了颗粒在不同时刻速度矢量场.其中t表示时间,颗粒密度为2000kg/m,最右端t=2.5s为床层表面情况,其他的均为床层底部.通过图形可以看出,随着时间变化,直型布风板流化床中颗粒及团聚物逐渐有了横向运动.除了t=0.2s主要是由于重力与床壁作用外,其余都是由气泡引起的.t=0.5s气泡在床层底部的产生;t=2.5s气泡在床层底部的扰动及表面的抛洒作用.由此得出,气泡对流化床内颗粒及团聚物的横向运动有着重要的影响.

3

图4󰀁凹型布风板流化床颗粒(!p=906kg/m3)

体积分率瞬时的变化

Fig.4󰀁Instantaneoussolid(!p=906kg/m3)volumefrac󰀁

tioninthefluidizedbedswithconcavedistributor

󰀁󰀁流化系统中的流动结构不仅呈现局部非均匀性,而且呈现整体非均匀性.局部非均匀性表现为稀相和密相在同一点交替出现;整体非均匀性表现为系统内部不同空间位置可以出现稀相或密相两种完全不同的结构[1].图5显示了流化床内颗粒体积分率瞬时分布,其中颗粒密度为906kg/m,h为床层轴向位置,H为固定床高度,r为床层径向位置,R为流化床的半径.图中(a)、(c)在初始流化床高度(h/H=1)的中心位置处(r/R=0),(b)、(d)则在靠近壁面处(r/R=0.75).由图5(a)、(b)曲线可知:在直型布风板流化床里,颗粒体积分率在靠近壁面处几乎都在0.25以上波动,在床层中心位置多个时间段内小于0.1,甚至有几段几乎为0,这些说明颗粒和颗粒微团主要集中在靠近床层壁面处,气泡则位于中心位置处.相对直型布风板流化床,颗粒在凹型布风板流化床床层底部有向中心运动的能力,但通过分析固定床高处颗粒体积分率瞬时分布却得知:和直型布风板流化床内颗粒体积分率分布一样,颗粒微团靠近壁面,气泡位于中心处,如图5(c)、(d)所示.3.2󰀁颗粒密度的影响

图6显示了在初始流化阶段,不同密度颗粒在凹型布风板流化床内的体积分率分布和流线图.由图可见,随着颗粒密度的增大,其体积分率分布及运动趋势都呈现出了很大的差异.在颗粒密度!p=906kg/m3时,颗粒体积分率在流化床内主要分布在中心及壁面处.通过云图可知,出现这种现象的原3

图3󰀁颗粒速度矢量图

Fig.3󰀁Velocityvectorofparticles

󰀁󰀁图4是凹型布风板流化床颗粒体积分率分布.可以看出,颗粒平行上升了仅0.08s,分布板上再次聚集了一层颗粒.与直型布风板流化床相比,由于颗

粒重力及气体进口速度水平分量的影响,在底层中间位置形成了相对比较厚的颗粒层.也正是此原因,使得中间气体穿越这厚颗粒层后速度大大降低,这就加剧了其上方颗粒的下降,加速了床层在上升的过程中形成气泡.

结合图2和图4,还可清楚地发现,直型布风板󰀁第4期晁东海,等:大颗粒气固流化床内两相流动的CFD模拟337󰀁

因是由于流化床内存在两个大气泡。当颗粒密度增大到2700kg/m时,大气泡也跟着增加到了3个;再当密度增加到3600kg/m3时,不但大气泡消失了,而且颗粒主要聚集在流化床中心位置.根据流线的切线方向即为颗粒速度方向的性质可知:床层上部的颗粒将从中心位置处下落,并与床层底部上升中的颗粒进行对冲.这一过程将对流化床带来诸多的不利影响,即增加固体颗粒的机械磨损及损坏床内零件等.

3

图6󰀁不同密度颗粒体积分率分布和流线图Fig.6󰀁Particleconcentrationsandstreamlines

withdifferentdensity

󰀁󰀁图7显示了凹型布风板流化床内颗粒径向平均

&

速度(vp)分布.其中床内高h=0.2m,r为床层径向位置,R为流化床的半径.随着密度逐渐增大,颗粒速度在中心位置附近减小得并不大,而靠近壁面处则有很大的降低.之所以出现这一现象,是由于气泡与重力综合作用的结果.当操作气速一定时,颗粒密度增大,使得床层高度降低,颗粒体积分率,尤其是壁面处的体积分率增大,进而导致颗粒聚集倾向明显增强,团聚物增大.而团聚物受气体的影响主要发生在表面附近,所以当颗粒重力成倍地增长时,其在边壁处的速度便明显下降.这时大量气体将更加集中于床层中心,在维持气体通量沿截面平衡的同时,将以更快的速度携带颗粒运动.结果,颗粒在床层中心处的速度并没有很大变化.

图7󰀁不同密度颗粒在凹型布风板流化床内的时均速度分布Fig.7󰀁Time󰀁meansolidvelocityprofilesintheconcave

distributorfluidizedbedwithdifferent

particledensity

3.3󰀁曳力模型的对比

图8(a)、(b)、(c)显示了3种曳力模型模拟的

图5󰀁颗粒体积分率的瞬时变化

Fig.5󰀁Instantaneoussolidvolumefraction

颗粒体积分率分布(见下页).其中图8(b)是根据Arastoopour等人提出的曳力系数公式(如式8所󰀁338󰀁󰀁󰀁󰀁󰀁󰀁上海理工大学学报2010年第32卷󰀁

示),并在FLUENT软件中嵌入UDF(用户自定义函数)程序模拟得到的.在0.5s时,也就是气泡即将产生的时候,从(a)、(b)、(c)3幅云图可以看出颗粒体积分率分布大体是一样的,除了Arastoopour模型中气泡相对其他两个模型稍微大一些,也就是Arastoopour模型产生气泡的时间相对早些.当床层表面颗粒第一次达到最高位置处时,Gidaspow模型、Arastoopour模型及Syamlal󰀁O󰀂Brien模型分别耗时1.087s、0.85s和1.075s.

在较小的一些时间段内,Gidaspow、Syamlal󰀁O󰀂Brien、Arastoopour3种曳力模型模拟得到的床层膨

胀比比实验关联式小一些.对Gidaspow、Syamlal󰀁O󰀂Brien和Arastoopour这3个模拟的床层膨胀比求时间平均值,可分别得到1.798,1.866和1.776,而实验关联式为1.664,由此更加清楚地说明了3种曳力模型模拟的准确度稍差一些,尤其是Syamlal󰀁O󰀂Brien模型.Zimmermann[17]曾用GeldartA类颗粒验证了Syamlal󰀁O󰀂Brien和Gidaspow曳力模型,结果表明:这两个曳力模型高估了床层膨胀比.后来,Fari󰀁borzTaghipour[18]等人认为这是由于模型忽略了由范德华力造成颗粒间的黏性作用,并采用C类颗粒(275󰀁m)数值计算后得出模型低估了床层膨胀比.而对于本次试验所用的大粒度颗粒(在Geldart分类中为B和D类)来说,由于颗粒比Zimme󰀁

图8󰀁不同模型的颗粒(密度!p=906kg/m3)体积分率分布

Fig.8󰀁Solid(!p=906kg/m3)volumefraction

profilesofdifferentmodels

󰀁󰀁因为颗粒的流化是由气体作用在微粒上的曳力导致的,所以曳力对气固两相的流动有着重要的影响.目前大多数的曳力模型是由各自的实验数据导出.因此,需要对曳力模型的合理性和适用性进行评估.图9显示了采用Gidaspow、Arastoopour及Sy󰀁amlal󰀁O󰀂Brien3种曳力模型模拟的直型布风板流化床轴向空隙率分布.根据文献[8,16]知道:Aras󰀁toopour模型是在研究稀相气固两相流的基础上得出的;Syamlal󰀁O󰀂Brien模型比较适合与他们提出的固相剪切应力关联式应用在一起;Gidaspow模型适用于密相气固流化床.通过对比这3个模型可以发现:在稀相控制区,Syamlal󰀁O󰀂Brien模拟的空隙率分布在轴向位置h=0.2m处差异较大;在密相控制区,Arastoopour模拟的空隙率分布在轴向位置h=0.48m处差异较大.考虑到床层内空隙率变化应该是一个平缓的过程,所以在0.2m和0.48m出现较大波的Arastoopour和Syamlal󰀁O󰀂Brien模型都是不准确的.

图10描述了模拟床层膨胀比与式(9)经验关联式的对比情况.在模拟的过程中采用的颗粒密度为906kg/m3,气体速度为1m/s.从图中可以看出,由于气泡在床层表面破裂和床层内气固两相间的强烈混合,床层高度曾现波动状态.与关联式相比,只有图10󰀁模拟床层膨胀比与实验关联式的对比Fig.10󰀁Comparisonofexperimentalcorrelationand

simulatedbedexpansionratio图9󰀁轴向空隙率(!p=906kg/m3)Fig.9󰀁Axialvoidage(!p=906kg/m3)

󰀁第4期晁东海,等:大颗粒气固流化床内两相流动的CFD模拟339󰀁

rmann和FariborzTaghipour所采用的要大得多,所以范德华力的影响很小,但3种曳力模型模拟得到的床层膨胀比均仍然比实验关联式大一些.

图11显示了在直型布风板流化床床高为0.3m处压力瞬时的变化.从图中可以清楚地看出,在流化的开始阶段,Arastoopour、Gidaspow和Sy󰀁amlal󰀁O󰀂Brien3种曳力模型模拟的压降便迅速下降,大约在0.2s后才开始同时回升.但是压力并不稳定,波动幅度较大,这些波动可以认为是由于气泡瞬时的破裂及合并造成的.对应于Arastoopour、Gi󰀁daspow和Syamlal󰀁O󰀂Brien3种曳力模型,这些平均值分别为:849.7Pa、996Pa和854.3Pa,也就是Arastoopour和Syamlal󰀁O󰀂Brien模型模拟出的压降比Gidaspow模型的要低.Krishna等[19]在模拟密相气固流动时也曾发现了Syamlal󰀁O󰀂Brien模型模拟出的压降偏低.

所用的时间步长也不一样,初始步长量级在10-5,然后视收敛情况逐渐调大时间步长,约在10量级.对于联想深腾1800并行机一个#8∃核的计算节点来说,每计算一组直型布风板流化床流化7s时间则要花掉实际物理时间60h,而凹型要短一些,约为36h.由此可以发现,在相同的计算条件下,凹型布风板流化床比直型的要容易收敛.

-4

4󰀁结󰀁论

通过对比大颗粒在不同布风装置、曳力模型及密度情况下的数值模拟,可以得出以下结论:a.相比于直型布风板流化床,凹型布风板流化床内气固混合将更加充分,主要表现为气泡产生快,颗粒横向运动能力强.

b.颗粒密度增大时,凹型布风板流化床在初始流化阶段将呈现出不同的结构;充分流化后,在靠近边壁处的颗粒速度比中心位置处下降的快.

c.采用Arastoopour、Gidaspow和Syamlal󰀁O󰀂Brien3种曳力模型模拟轴向空隙率分布规律,可以发现:在床层中心稀相区,Arastoopour模型差异较大;在靠近壁面处,Syamlal󰀁O󰀂Brien模型差异较大.另外,Arastoopour和Syamlal󰀁O󰀂Brien模型预测流化后的压降也比Gidaspow模型低;

d.与床层膨胀比实验关联式相比,Arastoo󰀁pour、Gidaspow和Syamlal󰀁O󰀂Brien3种模型预测的值比实验关联式值要大一些;

e.对3种曳力模型进行各种比较与研究后发现,在Arastoopour、Gidaspow和Syamlal󰀁O󰀂Brien中Gidaspow模型相对适合于大颗粒气固流化床的数值模拟.

图11󰀁采用3种曳力模型模拟的压降瞬时

变化(!p=906kg/m3)

Fig.11󰀁Instantaneouspressuredropusingthree

differentdragmodels(!p=906kg/m3)

󰀁󰀁综合上文对3种曳力模型进行各种比较与研究,可得出以下结论:Gidaspow曳力模型比Syam󰀁lal󰀁O󰀂Brien和Arastoopour模型更加适合用于大颗粒气固流化床流化与流动特性的数值计算.

本文为了得到精确的结果,数值计算还采取了如下一些措施.由于连续方程的精度比其他的方程更加重要,文献[18]里主要计算的收敛标准为10,而本文将连续性的收敛标准都设定为10

-3

-4

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(下转第358页)

,

且每步最大迭代计算100次,以此保证收敛后每步不再发散.为了加快收敛速度,松弛因子也作了相应的调整,压力和湍流黏度均为0.5和0.2,而直型布风板流化床的动量松弛因子为0.1,凹型为0.2,其他项保持默认值.由于模拟时收敛难易程度不一,故󰀁358󰀁󰀁󰀁󰀁󰀁󰀁上海理工大学学报2010年第32卷󰀁

mittingthin󰀁filmelectroluminescentdevicesutilizing

3󰀁结󰀁论

成功制备了含有#󰀁ZnSiO4纳米晶的Yb

2+

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透明铝硅酸盐微晶玻璃,并对微晶玻璃的发光性质进行了研究.主要结论有:晶化处理后玻璃基质中存在#󰀁Zn2SiO4纳米晶粒,平均尺寸大小约为38nm;在280nm紫外光的激发下,观察到微晶玻璃的宽带蓝光(400~460nm)和宽带黄绿光(475~600nm)发射,其

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中蓝光对应微晶玻璃的基质发光,黄绿光对应Yb的4f135d∋4f14能级跃迁,经色坐标换算得到微晶玻璃的色坐标为(0.2908,0.3386),落在白光区域内.研究结果表明,Yb掺杂的SiO2󰀁Al2O3󰀁ZnO󰀁K2CO3微晶玻璃是一种白光LED潜在的材料.

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