1) kinetic theory of particulate phase
颗粒相动力学理论
2) kinetic theory of granular flow
颗粒动力学理论
1.
An EulerianEulerian gassolid two-fluid model was proposed in combination with a large eddy simulation to model gas turbulence with the kinetic theory of granular flow to particle phase.
采用EulerianEulerian气固两相双流体模型、大涡模拟方法模拟气相湍流流动、颗粒动力学理论模拟颗粒相流动,数值模拟分解炉内气固两相流体的动力特性。
3) kinetic theory of granular flow
颗粒动理学理论
1.
The gas phase was modeled with k-ε turbulent model and the particle phase was modeled with kinetic theory of granular flow.
以欧拉多相流模型为基础,气相采用k-ε湍流模型,固相采用基于颗粒动理学理论封闭模型,引入传热、传质、煤热解、气化过程反应模型,建立了流化床煤气化过程的三维数理模型,该模型同时考虑了稠密气固流动和相内、相间的化学反应。
4) particle kinetic pressure
颗粒动理学压力
5) granular dynamic theory
颗粒动理论
6) particle dynamics
颗粒动力学
1.
To probe into the effects of the interaction of fluid mechanics and particle dynamics in the process of flame synthesis, the simulation of titania nanoparticle synthesis in the turbulent diffusion flame was performed by using the commercial CFD-code FLUENT.
为了解火焰法合成纳米颗粒过程中流体力学和颗粒动力学作用过程,利用CFD商业软件FLUENT模拟了在湍流扩散火焰中合成TiO2纳米颗粒的过程。
2.
Based on particle dynamics, numerical simulations were conducted to study the three-dimensional (3-D) microstructures of the ferro-fluids subjected to rotating magnetic fields.
使用颗粒动力学模型,通过对在旋转磁场条件下铁磁流体的数值模拟,得到了铁磁流体的三维结构。
3.
1d)and its soluble parent, 238U, was used to study the particle dynamics at three stations in the northeastern South China Sea.
利用234Th－238U不平衡研究南海东北部海域3个站位上层水体中的颗粒动力学性质，测定了水往中溶解态及颗粒态234Th的比活度，具体讨论各相中234Th／238U）AR（放射性活度比）比值的垂直分布情况及其与水化学要素间的关系。
补充资料：潮汐动力学理论
根据流体动力学的原理和方法，研究海洋中的潮波，即由引潮力所引起的长波运动的一种潮汐理论（见海洋潮汐）。这个理论一直是围绕着拉普拉斯潮汐方程的求解问题而发展起来的。
I.牛顿最早认识到海洋潮汐实质上应作为流体动力学问题来考虑。在牛顿之后,P.-S.拉普拉斯于1775年首创大洋潮汐动力学理论。他忽略流体运动方程中的非线性项和摩擦项，得到用球坐标表示的拉普拉斯潮汐方程：
式中u和v分别为南北方向和东西方向的速度分量从海面到海底整个深度的平均值，它们都是极距θ和经度λ的函数;α是地球的平均半径;ω是地球的自转角速率;ξ是从平均海平面算起的潮位高度，是平衡潮的潮高（见潮汐静力学理论）；g为重力加速度；t为时间；h是从平均海平面到海底的平均深度。
此方程一直是研究大洋潮汐的基本方程。但在求其准确解时却遇到很大的数学困难，不得不把海洋理想化而求其近似解。为此，拉普拉斯曾假定地球表面全被海水包围，然后分别考虑几种具有特殊深度分布的理想海洋。他把潮位展成时间的谐和函数级数，得到了半日潮、全日潮和长周期潮。对于半日潮来说，在实际海洋的深度范围内，当平衡潮达到高潮时，按此方程求得的潮位却出现低潮，这种现象叫做倒潮或逆潮。在考虑等深的理想海洋时，按此方程，不出现全日潮。拉普拉斯认为此结果十分重要，可用以解释大西洋沿岸布列斯特港全日潮所以很小的原因。
以上结果，虽然与实际海洋不一致，但却使人看到：海洋的深度分布，特别是大洋的形状和海底地形，对海洋潮汐有重要的影响。
1897年，S.S.霍夫成功地得到用球谐函数表达的潮汐方程的解。他仍然假设地面全部被海水所覆盖，但同时考虑强迫振动和自由振动，并考虑水质点的相互吸引对潮波的影响。他得出:对赤道区域而言,当深度为8850米时，自由半日振动的周期为12小时零 1分，和半日潮的周期很接近，可能引起共振。按照这个理论的计算结果,主要的太阳半日分潮(S2)的振幅比平衡潮大200多倍。而主要的太阴半日分潮(M2)比平衡潮大10倍左右。
1913年，G.R.戈茨布拉夫考虑了以一条纬圈为界的理想化的北冰洋,论证了它发生半日潮的共振深度为160米，而实际海洋的平均深度（包括附属海在内）为1296米，所以产生共振的可能性很小。由此得知，北冰洋的潮汐振动，主要靠大西洋的潮波来维持。
以子午线为界的理想大洋的潮波理论，主要是由J.普劳德曼和A.T.杜森于20世纪前半叶完成的。他们开创了数值解的先例，计算了几种不同深度的大洋，证明由于潮波受到引潮力和地转等因素的影响，往往在互相垂直的两个方向，都出现驻波，结果使这两条节线的交点处的振幅为零（无潮点），从这个点向四周，振幅增大。振幅相同的点的联线，叫等振幅线；同时达到高潮的点的联线，叫同潮时线。因后者绕无潮点旋转，故称这种潮波为旋转潮波。它兼有前进波和驻波的特征，又称为前进驻波，是海洋中潮波运动的主要形态。
60年代后期大型快速电子计算机的出现，促进了大洋潮汐的研究。1969年，C.L.皮克利斯等人按改进的拉氏潮汐方程，取近似于全球海洋的廓线和深度分布，不用观测资料而只考虑天体引潮力和摩擦力的因素，得出M2分潮的分布。1972年，W.E.法雷尔考虑了一个小范围的海域从海面到海底的柱状空间的大洋潮汐，结果表明：大洋潮汐自身的势和大洋潮柱的重量引起地壳变形所产生的势，都和天体引力势及其导致的固体地球变形势的合成势同量价。与此同时，M.C.亨德肖特引入地潮效应，对全球的M2分潮作了计算之后指出：地潮效应导致的潮位变化，大约等于原来引力潮振幅的1/3。但是,不同学者的结论并不一致。
1975年，G.W.普拉茨曼把大西洋和印度洋作为一个整体，取接近于实际大洋的模型，得出周期为23、21、12.8和11.1小时的自由振动，它们和主要潮波的周期相近，因而能够导致共振。这可能是大西洋及其邻近海区的半日潮和全日潮所以显著的原因。
上述潮波数值模拟的成果，证实大洋分潮波的基本运动形态为旋转潮波系统，但在几个旋转潮波之间，有相位变化缓慢而潮差较大的区域。有人称这里的潮波为反旋转潮波。这种现象在印度洋中央和太平洋特别明显。
前面考虑的是大洋潮波,至于海区或海湾的潮波,可视为地转影响下的自由长波（开尔文波）。对于半封闭海湾，常用开尔文波和庞加莱波的叠加来满足长方形海区的边界条件，以便求解这一波动方程。
对于浅水海区，必须考虑非线性效应。从能量的观点得知,海洋潮波消耗的功率约为3.7×1019尔格·秒-1，这可能是地球自转变慢的原因之一。
参考书目
M.C.Hendershott，Evolution of PhysicalOceano-graphy，MIT Press，Cambridge，1981.
I.牛顿最早认识到海洋潮汐实质上应作为流体动力学问题来考虑。在牛顿之后,P.-S.拉普拉斯于1775年首创大洋潮汐动力学理论。他忽略流体运动方程中的非线性项和摩擦项，得到用球坐标表示的拉普拉斯潮汐方程：
式中u和v分别为南北方向和东西方向的速度分量从海面到海底整个深度的平均值，它们都是极距θ和经度λ的函数;α是地球的平均半径;ω是地球的自转角速率;ξ是从平均海平面算起的潮位高度，是平衡潮的潮高（见潮汐静力学理论）；g为重力加速度；t为时间；h是从平均海平面到海底的平均深度。
此方程一直是研究大洋潮汐的基本方程。但在求其准确解时却遇到很大的数学困难，不得不把海洋理想化而求其近似解。为此，拉普拉斯曾假定地球表面全被海水包围，然后分别考虑几种具有特殊深度分布的理想海洋。他把潮位展成时间的谐和函数级数，得到了半日潮、全日潮和长周期潮。对于半日潮来说，在实际海洋的深度范围内，当平衡潮达到高潮时，按此方程求得的潮位却出现低潮，这种现象叫做倒潮或逆潮。在考虑等深的理想海洋时，按此方程，不出现全日潮。拉普拉斯认为此结果十分重要，可用以解释大西洋沿岸布列斯特港全日潮所以很小的原因。
以上结果，虽然与实际海洋不一致，但却使人看到：海洋的深度分布，特别是大洋的形状和海底地形，对海洋潮汐有重要的影响。
1897年，S.S.霍夫成功地得到用球谐函数表达的潮汐方程的解。他仍然假设地面全部被海水所覆盖，但同时考虑强迫振动和自由振动，并考虑水质点的相互吸引对潮波的影响。他得出:对赤道区域而言,当深度为8850米时，自由半日振动的周期为12小时零 1分，和半日潮的周期很接近，可能引起共振。按照这个理论的计算结果,主要的太阳半日分潮(S2)的振幅比平衡潮大200多倍。而主要的太阴半日分潮(M2)比平衡潮大10倍左右。
1913年，G.R.戈茨布拉夫考虑了以一条纬圈为界的理想化的北冰洋,论证了它发生半日潮的共振深度为160米，而实际海洋的平均深度（包括附属海在内）为1296米，所以产生共振的可能性很小。由此得知，北冰洋的潮汐振动，主要靠大西洋的潮波来维持。
以子午线为界的理想大洋的潮波理论，主要是由J.普劳德曼和A.T.杜森于20世纪前半叶完成的。他们开创了数值解的先例，计算了几种不同深度的大洋，证明由于潮波受到引潮力和地转等因素的影响，往往在互相垂直的两个方向，都出现驻波，结果使这两条节线的交点处的振幅为零（无潮点），从这个点向四周，振幅增大。振幅相同的点的联线，叫等振幅线；同时达到高潮的点的联线，叫同潮时线。因后者绕无潮点旋转，故称这种潮波为旋转潮波。它兼有前进波和驻波的特征，又称为前进驻波，是海洋中潮波运动的主要形态。
60年代后期大型快速电子计算机的出现，促进了大洋潮汐的研究。1969年，C.L.皮克利斯等人按改进的拉氏潮汐方程，取近似于全球海洋的廓线和深度分布，不用观测资料而只考虑天体引潮力和摩擦力的因素，得出M2分潮的分布。1972年，W.E.法雷尔考虑了一个小范围的海域从海面到海底的柱状空间的大洋潮汐，结果表明：大洋潮汐自身的势和大洋潮柱的重量引起地壳变形所产生的势，都和天体引力势及其导致的固体地球变形势的合成势同量价。与此同时，M.C.亨德肖特引入地潮效应，对全球的M2分潮作了计算之后指出：地潮效应导致的潮位变化，大约等于原来引力潮振幅的1/3。但是,不同学者的结论并不一致。
1975年，G.W.普拉茨曼把大西洋和印度洋作为一个整体，取接近于实际大洋的模型，得出周期为23、21、12.8和11.1小时的自由振动，它们和主要潮波的周期相近，因而能够导致共振。这可能是大西洋及其邻近海区的半日潮和全日潮所以显著的原因。
上述潮波数值模拟的成果，证实大洋分潮波的基本运动形态为旋转潮波系统，但在几个旋转潮波之间，有相位变化缓慢而潮差较大的区域。有人称这里的潮波为反旋转潮波。这种现象在印度洋中央和太平洋特别明显。
前面考虑的是大洋潮波,至于海区或海湾的潮波,可视为地转影响下的自由长波（开尔文波）。对于半封闭海湾，常用开尔文波和庞加莱波的叠加来满足长方形海区的边界条件，以便求解这一波动方程。
对于浅水海区，必须考虑非线性效应。从能量的观点得知,海洋潮波消耗的功率约为3.7×1019尔格·秒-1，这可能是地球自转变慢的原因之一。
参考书目
M.C.Hendershott，Evolution of PhysicalOceano-graphy，MIT Press，Cambridge，1981.
说明：补充资料仅用于学习参考，请勿用于其它任何用途。
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