2.2.3.4分形多孔介質(zhì)中氣體擴散方程
通常流體的擴散滿足Fick定律，固相中的擴散也常常沿襲出流體擴散過程的處理方法。但分形多孔介質(zhì)中非均勻孔隙的復雜性，若仍沿用傳統(tǒng)方法描述，將與實際情況相差太大。
根據(jù)文獻可知，若用ρ(r，t)表示擴散概率密度，在d維歐氏空間的一般擴散方程具有如下形式:
若用M(r，t)表示時刻t，在r + dr之間的球殼中的擴散概率，用N(r，t)表示總的徑向概率，也表示單位時間流過的物質(zhì)流量，即通量。則概率守恒的連續(xù)方程可寫為：
在分形介質(zhì)中:
根據(jù)Fick擴散定律，在d維歐氏空間中，物質(zhì)流與概率流之間滿足如下關(guān)系：
把式(2-100)中擴散系數(shù)D0用分形介質(zhì)中的擴散系數(shù)代替！Ddf(r)，空間維數(shù)d用分形維數(shù)代替，從而給出了分形介質(zhì)中質(zhì)量流量與概率密度之間類似的關(guān)系式：
把式(2-98)和式(2-100a)代人式(2-97)中，可得分形介質(zhì)中的擴散方程:
比較式(2-97)和式(2-101)，可以看出，分形介質(zhì)中擴散方程和歐式空間擴散方程的區(qū)別在于，空間維數(shù)d用分形維數(shù)代替，擴散系數(shù)用分形多孔介質(zhì)中的擴散系數(shù)，由于分形介質(zhì)中的擴散系數(shù)不是常數(shù)，與擴散距離有關(guān)，擴散系數(shù)不能提到偏微分號外邊。
把式(2-96)代人式(2-101)中，可得分形多孔介質(zhì)中的擴散方程為:
2.2.3.5凍干模型的建立
模擬螺旋藻在如圖2-23所示的小盤中的凍干過程，在建立熱質(zhì)耦合平衡方程時做了如下假設(shè)：
① 升華界面厚度被認為是無窮??；
② 假設(shè)只有水蒸氣和惰性氣體兩種混合物流過已干層；
③ 在升華界面處，水蒸氣的分壓和冰相平衡；
④ 在已干層中氣相和固相處于熱平衡狀態(tài)，且分形對傳熱的影響忽略不計；
⑤ 凍結(jié)區(qū)被認為是均質(zhì)的，熱導率、密度、比熱容均為常數(shù)，溶解氣體忽略不計；
⑥ 物料尺寸的變化忽略不計。
下面所建的數(shù)學模型是在1998年Sheehan 建立的二維軸對稱模型基礎(chǔ)上建立的，只是水蒸氣和惰性氣體的質(zhì)量流量根據(jù)分形多孔介質(zhì)中的擴散方程進行修改，在修改的過程中將擴散系數(shù)改為分形多孔介質(zhì)中的擴散系數(shù),考慮到若將歐式空間的維數(shù)改為分形維數(shù)，方程的求解太困難，因為螺旋藻已干層分形維數(shù)為df= 1.7222，比較接近2， 所以仍沿用歐式空間的維數(shù)2，沒做修改。
(1)主干燥階段數(shù)學模型
①傳質(zhì)方程。已干層分形多孔介質(zhì)中的傳質(zhì)連續(xù)方程如下：
其中
②傳熱方程。主干燥階段已干層中熱質(zhì)耦合的能量平衡方程，其中傳質(zhì)相與分形指數(shù)有關(guān)：
凍結(jié)層中能量平衡方程：
(2)升華界面的軌跡 升華界面的移動根據(jù)升華界面處的熱質(zhì)耦合能量平衡的條件確定， 能量平衡條件為：
其中
(3)二次干燥階段數(shù)學模型 傳熱能量平衡和傳質(zhì)連續(xù)方程：
結(jié)合水的移除用方程(2-115)表示：
2.2.3.6初始條件和邊界條件
(1)主干燥階段初始條件和邊界條件也就是方程(2-103)～方程(2-109)的初始條件和邊界條件。
①初始條件。當t=0時，
②邊界條件。當t>0時：
a.已干層（I區(qū)）的溫度：
q1為來自已干層頂部的熱量
q3為來自瓶壁的熱，通過下式確定：
b.凍結(jié)層（Ⅱ區(qū)）的溫度：
q2為來自擱板的熱量:
c.已干層中水蒸氣和惰性氣體的分壓(I區(qū))：
(2)二次干燥階段初始條件和邊界條件 也就是式(2-60)～式(2-63)的初始條件和邊界條件。
①初始條件。式(2-112)～式(2-115) 的初始條件是主干燥階段結(jié)束時的條件，即t=tz=z(t,r)=L時表示移動界面消失時的條件，通常情況也代表二次階段的開始。
②邊界條件。當t≥tz=z(t,r)=L時,
q1為來自已干層頂部的熱量：
q2為來自擱板的熱量：
熱流q3為來自瓶壁的熱，通過下式確定:
已干層中水蒸氣和性氣體的分壓:
