外文翻（中文）--電弧爐煉鋼過程中超音速聚流氧槍的流體動力學模擬

1、<p><b>　　中文9500字</b></p><p><b>　　畢業(yè)設計（論文）</b></p><p><b>　　外 文 譯 文</b></p><p>　　學 院 冶金與材料工程學院 </p><p>　　專業(yè)班級 冶金工程

2、 </p><p>　　學生姓名 </p><p>　　學 號 </p><p>　　文獻出處：METALLURGICAL AND MATERIALS TRANSACTIONS B, 2010, 41B(6): 1354-1367.</p>

3、<p>　　電弧爐煉鋼過程中超音速聚流氧槍的流體動力學模擬</p><p>　　MORSHED ALAM, JAMAL NASER, GEOFFREY BROOKS, and ANDREA FONTANA</p><p>　　摘要：超音速的氣體射流現(xiàn)在廣泛應用于電弧爐煉鋼，其他許多工業(yè)用來增加氣液混合，反應速率和能量效率。然而，對于超音速聚流氧槍，已有的基本物理研究非常有限。在

4、本研究中，超音速射流流體動力學（CFD）在有火焰覆蓋環(huán)境溫度和室溫中的實驗數(shù)據(jù)進行驗證。數(shù)值結果表明，超音速氧、氮的射流在火焰覆蓋的潛在的核心長度分別比無火焰覆蓋的超過4倍和3倍，這是與實驗數(shù)據(jù)相吻合。使用火焰籠罩的超音速射流相比常規(guī)的超音速射流的擴展率顯著下降。本CFD模型被用于在大約1700K（1427℃）煉鋼條件下研究連續(xù)超音速氧氣射流的特性。連續(xù)超音速氧氣射流在煉鋼條件的潛在的核心長度是在室溫環(huán)境溫度的1.4倍。</p&g

5、t;<p><b>　　1 引言</b></p><p>　　在堿性氧氣轉爐和電弧爐煉鋼中，高速氣體射流被廣泛使用于熔爐中提純鐵液和攪拌溶液。由于動高壓與其聯(lián)合使之具有更高更深的穿透力和能夠更好的融合，所以超音速氣體射流優(yōu)于亞音速氣流。拉法兒噴嘴在煉鋼中過去常被用來加快氣體射流使之接近馬赫數(shù)2.0的超音速速度[1]。當一個超音速射流從拉法兒噴嘴噴出時，它便于周圍的環(huán)境相互作用產(chǎn)

6、生一個湍流混合的區(qū)域。在與噴嘴距離加大的過程中，射流直徑會增加，射流速度會減緩。在吹氧期間，液面與噴嘴出口之間的距離越大，周圍流體的夾帶越多，反過來又降低了沖擊速度以及滲透液面的深度。所以，小的氣-液界面面積使爐內氣體和液體的混合度降低，這也降低了反應速率。因此，噴嘴靠近液體的表面是理想的位置。此方法的缺點是爐渣/金屬液滴對噴槍尖粘附，導致其壽命的縮短[2, 3]。為了克服該問題，連續(xù)射流技術被引入在電弧爐煉鋼過程中是在上個世紀末[4,

7、 5]。連貫射流的制備是由火焰覆蓋傳統(tǒng)超音速射流產(chǎn)生的。覆蓋所需火焰是使用燃料和氧化劑生成的。圖1示出了常規(guī)和超音速聚流氧槍的示意圖[6]。</p><p>　　因為火焰覆蓋，所以周圍的氣體帶入超音速射流的夾質降低，導致超音速射流的更高的潛在核心長度（該長度最長可達其軸向射流速度相當于對該噴嘴的出口速度）。超音速聚流氧槍較長的潛在核心長度使它可以遠離液體表面安裝的噴嘴。在現(xiàn)代電弧爐中，在熔化期間充滿的氧氣和燃料的

8、燃燒，增加了工藝的效率[7]。其同時聲稱，其在爐壁產(chǎn)生的飛濺小于常規(guī)超音速射流產(chǎn)生的[8]。雖然在過去的10年中，鋼鐵行業(yè)一直在使用超音速聚流氧槍，但關于超音速聚流氧槍有限的研究工作已經(jīng)完成。Anderson等人[5]首先開展超音速聚流氧槍的實驗研究。最近，Mahoney[9]研究了覆蓋燃料和氧氣流量對超音速聚流氧槍的潛在核心長度的影響。Meidani等人[10]同時進行了使用壓縮空氣作為覆蓋氣體的超音速射流實驗研究。在他們的研究中，沒

9、有燃燒的火焰包圍了主體超音速射流。對實驗結果的分析，覆蓋火焰的超音速射流的一些數(shù)值[7, 11, 12]在文獻中可用，但大多數(shù)[7,11]沒有得到證實。通過Jeong等人[12]進行的數(shù)值模擬，預測的超音速射流的潛在核心長度一致。在本研究中，通過流體動力學（CFD）的分析，在室溫環(huán)境進行有和沒有火焰覆蓋的</p><p>　　圖1 （a）常規(guī)射流及（b）超音速聚流氧槍射流的原理圖[6]</p>&l

10、t;p><b>　　2 數(shù)值分析</b></p><p><b>　　2.1 控制方程</b></p><p>　　不穩(wěn)定RANS方程[13]被用來進行數(shù)值模擬。平均質量，動量和能量方程可以寫成一個保守的形式。</p><p>　　質量守恒方程可以表示如下：</p><p><b>

11、　?。?）</b></p><p>　　其中ρ是流體的密度和Ui為在第i個方向上的平均流速。</p><p>　　動量守恒方程可以表示如下：</p><p><b>　?。?）</b></p><p>　　其中P是流體壓力，τij為粘性應力，ui和uj是在第i個和第j個方向上的脈動速度分量，l是分子粘度，δi

12、j為克羅內克δ（δij= 1，如果i = j時和δij=0，如果i≠j）。</p><p>　　雷諾應力是根據(jù)以下的Boussinesq近似模型[13]：</p><p><b>　?。?）</b></p><p>　　µt湍流粘度和k是湍流動能。湍流粘度和湍流動能的模擬將在后面描述。</p><p>　　能量

13、守恒方程可以表示如下：</p><p><b>　　（4）</b></p><p>　　其中，H是總的焓，γ為熱導率，Prt是湍流普朗特數(shù)，和SE是能量（燃燒和輻射）內部來源。湍流普朗特數(shù)最常用的值是0.9，它是滿足于低超音速的速度和低的熱導率無沖擊流[14]。Wilcox對于自由剪切流動和傳熱問題推薦使用Prt=0.5。因此，Prt=0.5被用于這項研究。</

14、p><p>　　這個修改是為了考慮溫度梯度對湍流混合區(qū)的影響。在K-E型，湍流動能k和擴散率ε分別從以下傳遞方程得到：</p><p><b>　?。?）</b></p><p><b>　?。?）</b></p><p>　　其中Cε1，Cε2，σk，和σε對常數(shù)k-ε型，和它們的值分別是1.44，1

15、.92，1.0，和1.3。</p><p>　　湍流粘度µt的定義如下：</p><p><b>　?。?）</b></p><p>　　的值由下面的公式[15]來確定：</p><p><b>　?。?）</b></p><p>　　其中Tg為溫度梯度通過標準化長

16、度比例和f（Mτ）考慮了壓縮性效應。方程（8）Cµ的改取決于在剪切層的溫度梯度值。</p><p><b>　　2.2 燃燒模擬</b></p><p>　　在本研究中所用的燃料和氧化劑分別為CH4和O2。N2和O2分別用作中心超音速聚流氧槍。在本研究中認為CH4和O2之間是單步完全燃燒反應。燃燒的產(chǎn)物是CO2和H2O。然而在實際中，在高溫下，CO2和H2O

17、的分解導致次要產(chǎn)物如CO，H2，OH和O2一起與主反應產(chǎn)物CO2和H2O燃燒產(chǎn)物生成。分解反應是吸熱的，因此，實際的火焰溫度會比根據(jù)完全燃燒反應所計算出的火焰溫度低[13]。但一單步完全燃燒反應的這一假設使的計算簡單及減少了計算時間。燃燒反應方程式表示如下[13]：</p><p><b>　　（9）</b></p><p>　　參與反應的物質的質量分數(shù)是通過求解每個

18、物質單獨的方程，其可以寫成下面的形式：</p><p><b>　　(10)</b></p><p>　　其中Yi的質量分數(shù)，Di為層流擴散系數(shù)，和Si是物質i的源項。在本研究中，該氣體混合物的所有物質被假設為單個擴散系數(shù)（即，Di=D其中i=1，2，3，...，N，其中N是物質的數(shù)量）。計算混合氣體的層流擴散系數(shù)施密特數(shù)Sc=0.7。當氣流是高度可壓縮的，層流擴散系

19、數(shù)將對物質的擴散的影響可以忽略不計。湍流擴散系數(shù)的影響不同物質在流場中擴散。湍流擴散系數(shù)是通過由湍流施密特數(shù)Sct=0.9確定的氣體混合物的湍流粘度µt來確定。因此，它表明，反應中涉及的所有物質總的擴散系數(shù)是相同的。物質傳輸方程的源項是產(chǎn)生/還原該特定物質的速率。</p><p><b>　　(11)</b></p><p>　　其中Sfu是燃油消耗的容積率

20、。A和B是該模型的常數(shù)，s為化學計量比。其中Yfu，Yox和Ypr分別是燃料，氧氣和燃燒產(chǎn)物的質量分數(shù)。渦流分離模型是一個很好的預測，是用CFD計算非常簡單就實現(xiàn)了[13]在渦流分離模型，燃油消耗率規(guī)定為本地流量和熱力學性質的函數(shù)。根據(jù)這個模型，燃燒速率是含有反應物和那些含有熱產(chǎn)物互混的漩渦分子水平的速率來確定的，換句話說，它是由這些漩渦消散的速率決定。該模型計算出的燃料，氧和產(chǎn)品的單個耗散率，實際消耗速率等于三個中最慢的耗散率所示公式

21、。方程式[11]的括號內的前兩項。簡單地判定燃料或氧是否存在于限制數(shù)量，而第三項可確?；鹧娌粫釉跊]有熱的產(chǎn)物。在本研究中，A=4與B=0.5是基于以前的研究中使用過的。[17] 從燃燒的反應看出燃料和氧化劑的化學計量比為s=4時，表示1千克甲烷完全燃燒，必需要4公斤氧。因此，氧氣消耗速率是燃料的4倍。燃料消耗量的體積率Sfu是通過使用方程式計（11），算出每個個體。再乘以該特定燃料的燃燒熱，然后再新增為源項到能量方程來計算溫度。&l

22、t;/p><p><b>　　2.3 輻射模擬</b></p><p>　　當溫度超過1500度（1227℃）[13]。系統(tǒng)的輻射換熱變得很重要。這里，燃燒的溫度約為3500度（3227℃），因此，輻射傳熱需要考慮。使用以下著名的斯忒藩-玻耳茲曼公式進行的輻射的計算：</p><p><b>　　（12）</b></p&

23、gt;<p>　　其中E是每單位時間的輻射換熱，圖2是該氣體的發(fā)射率，R =5.670391058W/（m2K4）為斯蒂芬-玻爾茲曼常數(shù)，A是發(fā)光體的面積，并且T1和T2分別是輻射和接收溫度。一種介質的發(fā)射率取決于周圍流體性質[13]。正常的大氣是透明的，因此不參與輻射換熱。燃燒的產(chǎn)物含有高濃度的CO2和H2O，這兩者都是強吸收和發(fā)射器。灰色氣體模型（WSGGM）的加權和[18]通常用于定義介質的溫度和物種濃度依賴性的發(fā)射

24、率。對于不同的氣體濃度和溫度，WSGGM模型的氣體的輻射率不同，一般0.3到0.5。在本研究中，簡單氣體放射率為恒定值ε=0.5。輻射能量E是用方程式（12）計算出每個個體，然后從能量方程中減去。</p><p><b>　　2.4 計算領域</b></p><p>　　在本CFD模擬中使用，具有邊界條件的計算域的示意圖，如圖2。計算域只有一個在圓周方向上單元的是軸對

25、稱和楔形的。為了減少計算時間，拉瓦爾噴嘴內部流動是不包括在計算內。利用等熵理論計算噴嘴出口處的流動條件。[ 19 ] 噴嘴的出口直徑為0.0147米，它被認為是計算域的入口之一。計算域為從噴嘴出口下端105直徑到垂直于射流中心線噴嘴出口20直徑。在實驗研究中，CH4和O2通過布置在兩個同心環(huán)圍繞主噴管組成的孔注入如圖3所示?？椎膬热τ糜贑H4氣體和孔的外環(huán)供氧。通CH4和O2孔的直徑分別為0.00287米和0.00408米。在本研究中，

26、用于注射CH4和O2噴嘴是假定為環(huán)形，它不同于真實噴嘴。然而，注入的區(qū)域進行調整，以保持已在實驗研究中CH4和O2相同的流速[5]。這個假設可以解決兩個方面的問題。</p><p>　　圖2 計算區(qū)域與邊界條件</p><p>　　圖3 超音速射流噴嘴的剖面圖和主視圖[5]</p><p><b>　　2.5 邊界條件</b></p>

27、;<p>　　所有的邊界條件，都選擇符合與安德森等的實驗研究[5]一個駐點壓力邊界條件用于計算域的主射流入口（收斂-發(fā)散噴嘴出口）。馬赫數(shù)和溫度的值被界定在超音速射流入口。對于CH4和覆蓋O2的進口要使用質量流量的邊界條件。因為二維計算域的夾角為1度，所以原來的質量流量除以360。在出口處，采用了靜壓邊界條件。對于對稱平面中，使用對稱邊界條件。在固體壁上，施加一個無滑移的邊界條件。中央超音速氧氣射流的邊界條件值如表1。當中

28、央變成超音速氮氣射流時，只有超音速射流入口邊界條件從100%氧變?yōu)?00%的氮，其余部分保持不變。雖然不同的氣體在類似的停滯條件下會導致不同的靜壓力和溫度是已知的，但我們還是使用了在類似的停滯條件的氮和氧射流，以匹配與實驗研究。</p><p><b>　　表1 邊界條件</b></p><p><b>　　2.6 計算程序</b></p&

29、gt;<p>　　采用分離式求解器與一個隱含的方法計算壓力，速度，溫度和密度來解決非定常，可壓縮連續(xù)性，動量和能量方程。對于連續(xù)性動量方程，利用一個高階準確的總變量遞減的AVLSMART方案計算在池面上的值[20]。AVLSMART方案是Gaskell和Lau提出的SMART方案的修改[21]。對于能源和紊流方程，使用一階迎風差分格式。壓力速度校正是通過使用SIMPLE算法完成的。[22]以超前的解決方案的時候，一階歐拉法

30、[20]使用了。作為流的速度很高，在非定常計算中使用的時間步長為191055秒。該模擬是假設融合時的流動變量（壓力，流速，溫度等）的歸一化殘差下拉由4個數(shù)量級。模擬進行了利用商業(yè)CFD軟件AVL FIRE2008.2，這是基于控制體積方法。</p><p>　　2.7 網(wǎng)格獨立性試驗</p><p>　　研究了溶液的網(wǎng)格的靈敏度，是用帶下面的不同網(wǎng)格的水平計算的相干超音速氧氣射流：粗網(wǎng)格（

31、20,100個細胞），中網(wǎng)格（28,000個細胞），細格柵（39,000個細胞）。對所有網(wǎng)格的水平軸向速度分布示于圖4。用粗和中等水平格計算的軸向速度分布的變化的平均百分比小于3厘，隨著X的區(qū)域之間6pct的最大偏差40和60。變化的平均百分比，計算通過平均在軸向方向上的多個位置的差異。介質和細網(wǎng)格的水平之間的差異是可以忽略的（小于1厘）。因此，可以說，該解決方案是不向電網(wǎng)敏感。所需的精細網(wǎng)格級的計算時間為約兩倍的介質格的水平。因此，與

32、介質網(wǎng)格得到的結果被用于分析和討論在本研究中。</p><p>　　圖4 采用粗，中，細格柵的水平覆蓋氧氣射流中心線軸向速度分布</p><p><b>　　3 結果與討論</b></p><p><b>　　3.1 速度分布</b></p><p>　　圖5顯示了超音速氧氣射流在室溫中有和沒有火焰

33、覆蓋的速度分布。對于這兩種情況下，中間的線顯示剛剛從拉瓦爾噴管口射出后的射流速度是反復波動。超音速射流膨脹就會出現(xiàn)這種不正確的情況。因為噴嘴出口壓力是目前的研究中的環(huán)境壓力的大約1.18倍，該輕度膨脹射流[23]。覆蓋火焰的超音速氧氣射流的潛在核心長度比沒有覆蓋火焰的長四倍以上。傳統(tǒng)的氧射流，經(jīng)過10個噴嘴出口直徑的噴嘴出口平面后速度逐漸降低。籠罩流注和隨后的燃燒影響主噴射中的壓縮和膨脹波結構。覆蓋燃燒火焰連續(xù)射流是湍流混合層的生長速率

34、的降低原因，這已在第III-C描述了的。Papamoschou和Roshko[24]表明，當周圍環(huán)境密度與噴射密度的比值減小時，湍流混合層的生長速率降低。如圖6中，燃燒火焰造成低密度區(qū)域圍繞超音速氧氣射流，從而降低了湍流的混合區(qū)域的生長速度。其結果是，在覆蓋射流擴散比常規(guī)射流緩慢。</p><p>　　圖5 有和沒有覆蓋火焰的超音速氧氣射流在中心線軸向速度分布</p><p>　　圖6對于

35、被覆蓋的氧氣射流密度的CFD模型</p><p>　　CFD的結果與常規(guī)射流的實驗結果[5]一致。對于覆蓋噴射，CFD模型預計連續(xù)區(qū)域的軸向速度超過6%。所計算的射流速度顯示連續(xù)區(qū)域后的比實驗速度擴散快速。在CFD結果顯示噴嘴出口直徑大于70的，與實驗速度一致。連續(xù)區(qū)域后迅速擴散的原因可能是由于用一個個參與燃燒的所有不同的物質的總擴散系數(shù)。另一個原因可能是在燃燒建模時，一步法燃燒反應的假設，在實際情況中，這種反應

36、有幾個步驟。在約1500度（1227℃）的高溫，二氧化碳會分解成一氧化碳和氧氣[13]。射流的周圍的氧與一氧化碳發(fā)生反應，這也降低了湍流混合層的生長速度。</p><p>　　數(shù)值和實驗研究之間的差異也可能是由于過程中所涉及的數(shù)字是不確定性的。不確定性的可能的來源表示如下：</p><p>　　（a）在模擬中中使用的湍流模型。本文作者[15]在這里修正的k-ε模型是對于在煉鋼溫度下沒有涉及

37、燃燒的超音速氣體射流模擬的開發(fā)。模擬紊流燃燒流時這種修正的k-ε模型可能會導致流速和火焰溫度的預計的一些不確定性。Jones和Whitelaw[25]報道，測得一些出入，并預測在計算湍流燃燒流動的速度場和溫度等值線時采用標準k-ε型。</p><p>　?。╞）離散偏微分方程。通過努力，使用細網(wǎng)格，可以克服這種錯誤。</p><p>　?。╟）用差分格式求解RANS方程。這些差分格式會在溶

38、液中引入數(shù)值擴散誤差。如前所述，AVLSMART被用來在連續(xù)性動量方程中減少數(shù)值擴散誤差。</p><p>　　圖5還顯示了超音速連續(xù)氧氣射流在煉鋼條件下的軸向速度分布。在這項研究中，我們只考慮1700 K（1427℃）的空氣作為煉鋼條件。在現(xiàn)實中，爐內環(huán)境包含CO，CO2，O 2，H2， 2和其它一些微量物質。這種增加是因為超音速射流氣體周圍燃燒火焰的密度環(huán)境大大小于煉鋼條件下的。因此，噴射擴散，因為低密度比例

39、更慢于煉鋼的條件。沒有實驗數(shù)據(jù)是在文獻中對于相干噴射在煉鋼溫度下使用，因為它是難以在這樣高的溫度下進行實驗研究。圖7示出具有和不具有火焰籠罩在室內環(huán)境溫度的氮超音速射流的速度分布?；\罩氮氣射流的潛在核心長度比傳統(tǒng)的氮氣射流更長的三倍以上。在CFD結果中覆蓋氮氣射流，平均只有6%偏差，與實驗數(shù)據(jù)一致。從圖5和7，很明顯，通過使用覆蓋火焰，高超音速氧氣射流與超音速氮氣射流相比，潛在的核心長度增加。這后面觀察法是在下一節(jié)中描述中解釋。<

40、/p><p>　　圖7 有和沒有覆蓋火焰的超音速氮氣射流在中心線軸向速度分布</p><p>　　圖8顯示了超音速氧和有和沒有籠罩燃燒火焰氮氣射流的無量綱半噴射寬度。''半射流寬度''指的徑向距離從射流中心線所在的射流的速度變成一半的軸向速度。該圖表明，射流的半寬度是類似的常規(guī)的氮氣和氧氣射流。在這之后，開始增加在更高的速度。這樣做的原因只是從噴嘴出口后迅速增加

41、射流寬度是在中心O2射流的周圍的額外燃燒。因為在燃燒時，氣體的密度低于這個區(qū)域，這反過來又加速了氣體混合物在射流外圍等于超音速噴流的速度，并導致射流寬度的距離拉伐爾噴嘴的出口之后的增加。為超音速籠罩氮氣射流，該射流寬度緩慢增加至X/De=32，然后增加在更高的速度。</p><p>　　射流寬度增加速度也可以被定義為在射流的擴散速率，這可以表示如下[26]：</p><p><b&g

42、t;　?。?3）</b></p><p>　　圖8示出了通過使用覆蓋燃燒火焰來制射流的擴散。換句話說，在覆蓋燃燒火焰大大降低了環(huán)境流體進入中央超音速氧氣射流的夾雜。該圖還顯示出在恒定的速率擴散，四種不同的射流的潛在核心長度。四種情況中該擴散率是0.107，這與一個自由湍流射流擴散率為0.1的理論非常一致[26]。這是因為潛在核心區(qū)域之后的流動變成完全湍流和作為一個自由湍流射流是用于所有情況的。<

43、/p><p>　　圖8有和沒有火焰覆蓋超音速氧氣和氮氣噴射一半射流的寬度</p><p><b>　　溫度分布</b></p><p>　　圖9示出覆蓋燃燒火焰超音速氧和氮射流的靜態(tài)軸向溫度分布。超音速射流從拉瓦爾噴嘴流出后的溫度出現(xiàn)了一些波動，在火焰末端位置迅速增大到最大值，然后緩慢降低至室溫。究其原因，氧氣和氮氣射流的靜態(tài)溫度的差異是從拉瓦爾噴

44、嘴射出后，相似臨界溫度的兩個噴嘴。在同一溫度停滯下不同的氣體導致不同的靜態(tài)溫度。Sumi等人[27] 還觀察到在他們的實驗研究相似軸向靜的溫度分布。此分布是最有可能的，因為在連續(xù)中心射流是混合在由燃燒火焰產(chǎn)生的熱周圍大氣中的，并且射流的溫度升高。這樣的結果是熱傳遞從射流到周圍的流體，及射流的溫度慢慢接近環(huán)境條件。Jeong等人[12]的數(shù)值表明并不能預計這種類型的行為。</p><p>　　圖9 被覆蓋的氧氣和氮

45、氣噴射在射流中心線的軸向靜溫分布</p><p>　　圖10（a）和（b）顯示覆蓋燃燒火焰的氧和氮的射流的形狀。兩種情況的最高火焰溫度是不同的。正如預期的那樣，火焰最高溫度較高的是有額外的氧氣供應氧氣射流。用于有覆蓋氧氣射流，如圖10（a）示出了兩個燃燒火焰剛剛從噴嘴口后，因為氧氣是從兩者的中心拉瓦爾噴管及孔的外環(huán)供給，如圖3及燃料從內注射環(huán)孔。如圖10（a）所示出了兩個有覆蓋燃燒火焰的氧氣射流剛剛從噴嘴口出來，

46、因為氧氣是從兩者的中心拉瓦爾噴管及孔的外環(huán)供給，如圖3及燃料從孔的內環(huán)注入。發(fā)生燃燒的燃料流的兩側，和兩個火焰合并成一個單一的初始反應區(qū)下游的火焰。然而，對于有覆蓋氮氣射流，該二次火焰結構無法形成。如圖10（b）所示，剛剛從噴嘴射出的有覆蓋火焰的氮氣射流的最大溫度。由于因為超音速射流有高吸力效果，火焰沿它移向中央的超音速射流。</p><p>　　圖10 （a）該被燃燒火焰覆蓋的氧氣射流的形狀（b）該被燃燒火焰覆

47、蓋的氮氣射流的形狀</p><p>　　在整個模擬預測得到最高燃燒火焰溫度有4%的波動。超音速氧氣射流隨時間變化，周圍的溫度從3450K（3177℃）至3600K（3327℃），代表了實際的湍流燃燒的情況。[28, 29]對于超音速氮氣射流，從2400°K（2127℃）變化到2500K（2227℃）。圖10所示是的火焰溫度瞬值的分布。</p><p>　　3.3 渦量和湍流的剪應

48、力分布</p><p>　　渦度是衡量流體單元的旋轉運動時的流場。渦量也是流體中混合的量度。渦度越高，混合程度越大。在笛卡爾坐標系中，渦度矢量可以表示如下：</p><p><b>　?。?4）</b></p><p>　　當超音速射流穿過相對靜止的空氣，旋轉流是在射流的周圍產(chǎn)生，因為在該區(qū)域有大量的速度梯度。圖11顯示了有和沒有火焰覆蓋的超音

49、速氧氣射流的渦度外形。圖12示出了在X/De=1，3，8和12中徑向方向上的渦度的大小。隨著距離的增加從噴嘴出口平面的渦區(qū)，逐漸接近射流中心線，和火焰籠罩推遲合并的渦度區(qū)域與射流中心線。例如，在X/De=12，渦區(qū)的延伸到常規(guī)的氧氣射流的射流中心線，而渦區(qū)仍在覆蓋著氧氣射流的射流外圍。然而，隨著噴嘴射出面的距離的增加，渦度的大小可以忽略。</p><p>　　圖11（a）常規(guī)氧氣射流渦度等值線CFD模型（b）被覆

50、蓋氧氣射流渦度等值線CFD模型</p><p>　　圖12 對于常規(guī)和被覆蓋的氧氣射流渦度量值在不同的軸向位置的徑向分布。</p><p>　　有覆蓋的氧氣射流在剪切層中的最大剪切應力值約為傳統(tǒng)的射流一半。覆蓋燃燒火焰的超音速射流周圍氣體密度的降低，從而降低了粘度和湍流剪切層內的剪應力。減少紊流剪切應力則延遲的超音速氧氣射流與周圍環(huán)境的混合，這反過來又增加了射流的潛在核心長度。</p

51、><p>　　3.4 物質的質量分數(shù)</p><p>　　圖14顯示了兩個覆蓋和無覆蓋的情況下沿射流軸線的氧的質量分數(shù)。潛在的核心區(qū)域后，在中央射流氧的質量分數(shù)減少，等于周圍的氧的質量分數(shù)。在煉鋼中，液態(tài)鐵成鋼是除氧的，而且金屬液–界面的氧的質量分數(shù)分布的知識對于鐵的氧化和脫碳速率的計算是非常重要的。沖擊區(qū)域中的氧含量越高，沖擊區(qū)域產(chǎn)生的溫度也更高[30]。</p><p&

52、gt;　　圖15顯示覆蓋超音速氧氣射的流徑向分布的CO2質量分數(shù)在不同軸向位置的X /De＝1，3，8，和12。當兩個火焰合并，CO2的質量分數(shù)的徑向分布顯示只有一個峰。圖16顯示了超音速連續(xù)氮氣射流相同的軸向位置的CO2質量分數(shù)的徑向分布。正如所料，CO2的質量分數(shù)只有一個峰被注意到，因為燃燒只發(fā)生在燃料流動的一側。</p><p>　　圖17顯示了所計算出超音速連續(xù)氧氣射流的CO2的質量分數(shù)分布。該圖表明，C

53、O2的質量分數(shù)是在燃燒火焰的附近較高，因為二氧化碳是燃燒的產(chǎn)物。H2O的質量分數(shù)表現(xiàn)出類似CO 2的趨勢，因此沒有這里給出。</p><p>　　圖13 （a）常規(guī)氧氣射流的湍流剪切應力CFD模型</p><p>　?。╞）被覆蓋氧氣射流的湍流剪切應力CFD模型</p><p>　　圖14 常規(guī)和被覆蓋氧氣射流的中心線的軸向質量分數(shù)分布</p>&l

54、t;p>　　圖15覆蓋氧氣射流不同位置的CO2質量分數(shù)分布 圖16覆蓋氮氣射流不同位置的CO2質量分數(shù)分布</p><p>　　圖17對于被覆蓋的氧氣射流的CO2的質量分數(shù)的CFD模型</p><p><b>　　4 結論</b></p><p>　　進行了有和沒有覆蓋火焰超音速氧氣和氮氣射流的CFD模擬。本研究表明，覆蓋燃燒火焰能減小了

55、周圍的氣體夾帶到中央超音速射流的雜質，導致超音速射流的擴展率降低。它也減小了在剪切層中湍流剪切應力的大小，從而延遲了超音速射流與周圍環(huán)境的混合。所以，超音速連續(xù)噴射的潛在核心長度比常規(guī)的射流長。被覆蓋的氧氣射流的潛在核心長度比傳統(tǒng)的氧氣射流要長的四倍以上。在煉鋼溫度下，超音速氧氣射流的潛在核心長度是室溫下的1.4倍。對于被覆蓋氮氣射流，潛在核心長度比傳統(tǒng)的氮氣射流更長。CFD的計算結果與實驗數(shù)據(jù)相一致。</p><p

56、>　　本研究中只考慮了CH4和O2的一步完全燃燒。在現(xiàn)實中，這種燃燒要用幾個步驟來反應。除了CO2和H2O，還生成其他一些微量物質，如CO，H2和OH[13]。對于連續(xù)的超音速氧氣射流，由甲烷氣體和氧氣的不完全燃燒產(chǎn)生的CO，這造成射流周圍的火焰并影響射流的潛在核心長度。合并多級燃燒反應需要更多的工作。</p><p>　　CFD模型只是針對實驗速度分布的數(shù)據(jù)進行了驗證。在文獻中沒有火焰溫度或不同物質的質量

57、分數(shù)的實驗數(shù)據(jù)與CFD的結果進行比較。因此，需要更多的實驗研究來建立超音速射流的CFD模型。本研究可以提供一些關于集束射流技術有益的見解。燃燒火焰的形狀和溫度對于集束射流是很重要的，這項研究表明，不同的氣體被用作中央超音速射流時，燃燒火焰的溫度是顯著變化。該模型還預測了燃燒火焰的溫度最高的位置，以及對于不同吹送條件下的速度分布。如果氣體射流潛在的核心的長度增加，那它在液體表面上的沖擊速度會更高，這也增加了液滴的生成速率[31];雖然，它

58、被要求連續(xù)射流減少產(chǎn)生飛濺[4, 6]。該模型還可以提供不同物質的質量分數(shù)的分布，這是一個很重要的功能。爐內不同物質的質量分數(shù)影響爐內的氣體的局部壓力，這反過來又影響到爐內的反應動力學。在本研究中建立的模型應該有助于確定的覆蓋氣的最佳流速和設計更有效的集束射流噴嘴。</p><p><b>　　致謝</b></p><p>　　作者想感謝One Steel的成員，墨爾

59、本對本項目的討論的財政支持。</p><p><b>　　術語：</b></p><p>　　Di：物質的擴散系數(shù)</p><p>　　E：輻射傳熱(J/s)</p><p>　　H：總焓(J/kg)</p><p>　　K：湍流動能(m2/s2)</p><p>　　P：

60、壓力(N/m2)</p><p>　　Prt：湍流普朗特數(shù)</p><p>　　Sct：湍流施密特數(shù)</p><p>　　Sfu：燃油消耗的容積率（kg/m3 S）</p><p><b>　　Sp：擴散率</b></p><p><b>　　T：溫度（K）</b></

61、p><p><b>　　t：時間（s） </b></p><p>　　U：速度（m/s） </p><p>　　u：波動速度（m/s） </p><p><b>　　X：距離（m） </b></p><p>　　Yi：物質的質量分數(shù) </p><p>　　

62、ρ：密度（kg/m3） </p><p>　　µ：分子粘度（Ns/m2） </p><p>　　µt：湍流粘度（Ns/m2） </p><p>　　γ：熱導率（W / mK的） </p><p>　　ε：湍流擴散率（m2/s3） </p><p><b>　　∈：發(fā)射率 </b>

63、;</p><p>　　ξ：渦度（1/秒） </p><p>　　De：噴嘴出口直徑（m）</p><p><b>　　參考資料</b></p><p>　　1. B. Deo and R. Boom: Fundamentals of Steelmaking Metallurgy, Prentice Hall, Uppe

64、r Saddle River, NJ, 1993.</p><p>　　2. K.D. Peaslee and D.G.C. Robertson: EPD Congress Proc, TMS, New York, NY, 1994, pp. 1129–45.</p><p>　　3. K.D. Peaslee and D.G.C. Robertson: Steelmaking Conf.

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