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(fù)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！D_df(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(rèn)為是無窮小；

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(rèn)為是均質(zhì)的，熱導(dǎo)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(xué)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d_f= 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(xué)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(xué)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(dāng)t=0時，

②邊界條件。當(dāng)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=t_z=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(dāng)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: