外文翻（中文）--電弧爐煉鋼過(guò)程中超音速聚流氧槍的流體動(dòng)力學(xué)模擬

1、<p><b>　　中文9500字</b></p><p><b>　　畢業(yè)設(shè)計(jì)（論文）</b></p><p><b>　　外 文 譯 文</b></p><p>　　學(xué) 院 冶金與材料工程學(xué)院 </p><p>　　專(zhuān)業(yè)班級(jí) 冶金工程

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

3、<p>　　電弧爐煉鋼過(guò)程中超音速聚流氧槍的流體動(dòng)力學(xué)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(yīng)用于電弧爐煉鋼，其他許多工業(yè)用來(lái)增加氣液混合，反應(yīng)速率和能量效率。然而，對(duì)于超音速聚流氧槍?zhuān)延械幕疚锢硌芯糠浅Ｓ邢?。?/p>

4、本研究中，超音速射流流體動(dòng)力學(xué)（CFD）在有火焰覆蓋環(huán)境溫度和室溫中的實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)進(jìn)行驗(yàn)證。數(shù)值結(jié)果表明，超音速氧、氮的射流在火焰覆蓋的潛在的核心長(zhǎng)度分別比無(wú)火焰覆蓋的超過(guò)4倍和3倍，這是與實(shí)驗(yàn)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(kuò)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(zhǎng)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(zhuǎn)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(dòng)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(guò)去常被用來(lái)加快氣體射流使之接近馬赫數(shù)2.0的超音速速度[1]。當(dāng)一個(gè)超音速射流從拉法兒噴嘴噴出時(shí)，它便于周?chē)沫h(huán)境相互作用產(chǎn)

6、生一個(gè)湍流混合的區(qū)域。在與噴嘴距離加大的過(guò)程中，射流直徑會(huì)增加，射流速度會(huì)減緩。在吹氧期間，液面與噴嘴出口之間的距離越大，周?chē)黧w的夾帶越多，反過(guò)來(lái)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?fàn)t內(nèi)氣體和液體的混合度降低，這也降低了反應(yīng)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(diǎn)是爐渣/金屬液滴對(duì)噴槍尖粘附，導(dǎo)致其壽命的縮短[2, 3]。為了克服該問(wèn)題，連續(xù)射流技術(shù)被引入在電弧爐煉鋼過(guò)程中是在上個(gè)世紀(jì)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?yàn)榛鹧娓采w，所以周?chē)臍怏w帶入超音速射流的夾質(zhì)降低，導(dǎo)致超音速射流的更高的潛在核心長(zhǎng)度（該長(zhǎng)度最長(zhǎng)可達(dá)其軸向射流速度相當(dāng)于對(duì)該噴嘴的出口速度）。超音速聚流氧槍較長(zhǎng)的潛在核心長(zhǎng)度使它可以遠(yuǎn)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(mǎn)的氧氣和燃料的

8、燃燒，增加了工藝的效率[7]。其同時(shí)聲稱(chēng)，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(guò)去的10年中，鋼鐵行業(yè)一直在使用超音速聚流氧槍?zhuān)P(guān)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(kāi)展超音速聚流氧槍的實(shí)驗(yàn)研究。最近，Mahoney[9]研究了覆蓋燃料和氧氣流量對(duì)超音速聚流氧槍的潛在核心長(zhǎng)度的影響。Meidani等人[10]同時(shí)進(jìn)行了使用壓縮空氣作為覆蓋氣體的超音速射流實(shí)驗(yàn)研究。在他們的研究中，沒(méi)

9、有燃燒的火焰包圍了主體超音速射流。對(duì)實(shí)驗(yàn)結(jié)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(xiàn)中可用，但大多數(shù)[7,11]沒(méi)有得到證實(shí)。通過(guò)Jeong等人[12]進(jìn)行的數(shù)值模擬，預(yù)測(cè)的超音速射流的潛在核心長(zhǎng)度一致。在本研究中，通過(guò)流體動(dòng)力學(xué)（CFD）的分析，在室溫環(huán)境進(jìn)行有和沒(méi)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(lái)進(jìn)行數(shù)值模擬。平均質(zhì)量，動(dòng)量和能量方程可以寫(xiě)成一個(gè)保守的形式。</p><p>　　質(zhì)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(gè)方向上的平均流速。</p><p>　　動(dòng)量守恒方程可以表示如下：</p><p><b>　　（2）</b></p><p>　　其中P是流體壓力，τij為粘性應(yīng)力，ui和uj是在第i個(gè)和第j個(gè)方向上的脈動(dòng)速度分量，l是分子粘度，δi

12、j為克羅內(nèi)克δ（δij= 1，如果i = j時(shí)和δij=0，如果i≠j）。</p><p>　　雷諾應(yīng)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(dòng)能。湍流粘度和湍流動(dòng)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(dǎo)率，Prt是湍流普朗特?cái)?shù)，和SE是能量（燃燒和輻射）內(nèi)部來(lái)源。湍流普朗特?cái)?shù)最常用的值是0.9，它是滿(mǎn)足于低超音速的速度和低的熱導(dǎo)率無(wú)沖擊流[14]。Wilcox對(duì)于自由剪切流動(dòng)和傳熱問(wèn)題推薦使用Prt=0.5。因此，Prt=0.5被用于這項(xiàng)研究。</

14、p><p>　　這個(gè)修改是為了考慮溫度梯度對(duì)湍流混合區(qū)的影響。在K-E型，湍流動(dòng)能k和擴(kuò)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(duì)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(lái)確定：</p><p><b>　?。?）</b></p><p>　　其中Tg為溫度梯度通過(guò)標(biāo)準(zhǔn)化長(zhǎng)

16、度比例和f（Mτ）考慮了壓縮性效應(yīng)。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(rèn)為CH4和O2之間是單步完全燃燒反應(yīng)。燃燒的產(chǎn)物是CO2和H2O。然而在實(shí)際中，在高溫下，CO2和H2O

17、的分解導(dǎo)致次要產(chǎn)物如CO，H2，OH和O2一起與主反應(yīng)產(chǎn)物CO2和H2O燃燒產(chǎn)物生成。分解反應(yīng)是吸熱的，因此，實(shí)際的火焰溫度會(huì)比根據(jù)完全燃燒反應(yīng)所計(jì)算出的火焰溫度低[13]。但一單步完全燃燒反應(yīng)的這一假設(shè)使的計(jì)算簡(jiǎn)單及減少了計(jì)算時(shí)間。燃燒反應(yīng)方程式表示如下[13]：</p><p><b>　?。?）</b></p><p>　　參與反應(yīng)的物質(zhì)的質(zhì)量分?jǐn)?shù)是通過(guò)求解每個(gè)

18、物質(zhì)單獨(dú)的方程，其可以寫(xiě)成下面的形式：</p><p><b>　　(10)</b></p><p>　　其中Yi的質(zhì)量分?jǐn)?shù)，Di為層流擴(kuò)散系數(shù)，和Si是物質(zhì)i的源項(xiàng)。在本研究中，該氣體混合物的所有物質(zhì)被假設(shè)為單個(gè)擴(kuò)散系數(shù)（即，Di=D其中i=1，2，3，...，N，其中N是物質(zhì)的數(shù)量）。計(jì)算混合氣體的層流擴(kuò)散系數(shù)施密特?cái)?shù)Sc=0.7。當(dāng)氣流是高度可壓縮的，層流擴(kuò)散系

19、數(shù)將對(duì)物質(zhì)的擴(kuò)散的影響可以忽略不計(jì)。湍流擴(kuò)散系數(shù)的影響不同物質(zhì)在流場(chǎng)中擴(kuò)散。湍流擴(kuò)散系數(shù)是通過(guò)由湍流施密特?cái)?shù)Sct=0.9確定的氣體混合物的湍流粘度µt來(lái)確定。因此，它表明，反應(yīng)中涉及的所有物質(zhì)總的擴(kuò)散系數(shù)是相同的。物質(zhì)傳輸方程的源項(xiàng)是產(chǎn)生/還原該特定物質(zhì)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(xué)計(jì)量比。其中Yfu，Yox和Ypr分別是燃料，氧氣和燃燒產(chǎn)物的質(zhì)量分?jǐn)?shù)。渦流分離模型是一個(gè)很好的預(yù)測(cè)，是用CFD計(jì)算非常簡(jiǎn)單就實(shí)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(xué)性質(zhì)的函數(shù)。根據(jù)這個(gè)模型，燃燒速率是含有反應(yīng)物和那些含有熱產(chǎn)物互混的漩渦分子水平的速率來(lái)確定的，換句話(huà)說(shuō)，它是由這些漩渦消散的速率決定。該模型計(jì)算出的燃料，氧和產(chǎn)品的單個(gè)耗散率，實(shí)際消耗速率等于三個(gè)中最慢的耗散率所示公式

21、。方程式[11]的括號(hào)內(nèi)的前兩項(xiàng)。簡(jiǎn)單地判定燃料或氧是否存在于限制數(shù)量，而第三項(xiàng)可確?；鹧娌粫?huì)蔓延在沒(méi)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(guò)的。[17] 從燃燒的反應(yīng)看出燃料和氧化劑的化學(xué)計(jì)量比為s=4時(shí)，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(guò)使用方程式計(jì)（11），算出每個(gè)個(gè)體。再乘以該特定燃料的燃燒熱，然后再新增為源項(xiàng)到能量方程來(lái)計(jì)算溫度。&l

22、t;/p><p><b>　　2.3 輻射模擬</b></p><p>　　當(dāng)溫度超過(guò)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(jìn)行的輻射的計(jì)算：</p><p><b>　?。?2）</b></p&

23、gt;<p>　　其中E是每單位時(shí)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(zhì)的發(fā)射率取決于周?chē)黧w性質(zhì)[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(qiáng)吸收和發(fā)射器?；疑珰怏w模型（WSGGM）的加權(quán)和[18]通常用于定義介質(zhì)的溫度和物種濃度依賴(lài)性的發(fā)射

24、率。對(duì)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(jiǎn)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(jì)算出每個(gè)個(gè)體，然后從能量方程中減去。</p><p><b>　　2.4 計(jì)算領(lǐng)域</b></p><p>　　在本CFD模擬中使用，具有邊界條件的計(jì)算域的示意圖，如圖2。計(jì)算域只有一個(gè)在圓周方向上單元的是軸對(duì)

25、稱(chēng)和楔形的。為了減少計(jì)算時(shí)間，拉瓦爾噴嘴內(nèi)部流動(dòng)是不包括在計(jì)算內(nèi)。利用等熵理論計(jì)算噴嘴出口處的流動(dòng)條件。[ 19 ] 噴嘴的出口直徑為0.0147米，它被認(rèn)為是計(jì)算域的入口之一。計(jì)算域?yàn)閺膰娮斐隹谙露?05直徑到垂直于射流中心線(xiàn)噴嘴出口20直徑。在實(shí)驗(yàn)研究中，CH4和O2通過(guò)布置在兩個(gè)同心環(huán)圍繞主噴管組成的孔注入如圖3所示?？椎膬?nèi)圈用于CH4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(shí)噴嘴。然而，注入的區(qū)域進(jìn)行調(diào)整，以保持已在實(shí)驗(yàn)研究中CH4和O2相同的流速[5]。這個(gè)假設(shè)可以解決兩個(gè)方面的問(wèn)題。</p><p>　　圖2 計(jì)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(shí)驗(yàn)研究[5]一個(gè)駐點(diǎn)壓力邊界條件用于計(jì)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(duì)于CH4和覆蓋O2的進(jìn)口要使用質(zhì)量流量的邊界條件。因?yàn)槎S計(jì)算域的夾角為1度，所以原來(lái)的質(zhì)量流量除以360。在出口處，采用了靜壓邊界條件。對(duì)于對(duì)稱(chēng)平面中，使用對(duì)稱(chēng)邊界條件。在固體壁上，施加一個(gè)無(wú)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(dāng)中

28、央變成超音速氮?dú)馍淞鲿r(shí)，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(lèi)似的停滯條件下會(huì)導(dǎo)致不同的靜壓力和溫度是已知的，但我們還是使用了在類(lèi)似的停滯條件的氮和氧射流，以匹配與實(shí)驗(yàn)研究。</p><p><b>　　表1 邊界條件</b></p><p><b>　　2.6 計(jì)算程序</b></p&

29、gt;<p>　　采用分離式求解器與一個(gè)隱含的方法計(jì)算壓力，速度，溫度和密度來(lái)解決非定常，可壓縮連續(xù)性，動(dòng)量和能量方程。對(duì)于連續(xù)性動(dòng)量方程，利用一個(gè)高階準(zhǔn)確的總變量遞減的AVLSMART方案計(jì)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(duì)于能源和紊流方程，使用一階迎風(fēng)差分格式。壓力速度校正是通過(guò)使用SIMPLE算法完成的。[22]以超前的解決方案的時(shí)候，一階歐拉法

30、[20]使用了。作為流的速度很高，在非定常計(jì)算中使用的時(shí)間步長(zhǎng)為191055秒。該模擬是假設(shè)融合時(shí)的流動(dòng)變量（壓力，流速，溫度等）的歸一化殘差下拉由4個(gè)數(shù)量級(jí)。模擬進(jìn)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(dú)立性試驗(yàn)</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(jì)算的相干超音速氧氣射流：粗網(wǎng)格（

31、20,100個(gè)細(xì)胞），中網(wǎng)格（28,000個(gè)細(xì)胞），細(xì)格柵（39,000個(gè)細(xì)胞）。對(duì)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(jì)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(jì)算通過(guò)平均在軸向方向上的多個(gè)位置的差異。介質(zhì)和細(xì)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(shuō)，該解決方案是不向電網(wǎng)敏感。所需的精細(xì)網(wǎng)格級(jí)的計(jì)算時(shí)間為約兩倍的介質(zhì)格的水平。因此，與

32、介質(zhì)網(wǎng)格得到的結(jié)果被用于分析和討論在本研究中。</p><p>　　圖4 采用粗，中，細(xì)格柵的水平覆蓋氧氣射流中心線(xiàn)軸向速度分布</p><p><b>　　3 結(jié)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(méi)有火焰

33、覆蓋的速度分布。對(duì)于這兩種情況下，中間的線(xiàn)顯示剛剛從拉瓦爾噴管口射出后的射流速度是反復(fù)波動(dòng)。超音速射流膨脹就會(huì)出現(xiàn)這種不正確的情況。因?yàn)閲娮斐隹趬毫κ悄壳暗难芯恐械沫h(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(zhǎng)度比沒(méi)有覆蓋火焰的長(zhǎng)四倍以上。傳統(tǒng)的氧射流，經(jīng)過(guò)10個(gè)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(jié)構(gòu)。覆蓋燃燒火焰連續(xù)射流是湍流混合層的生長(zhǎng)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(dāng)周?chē)h(huán)境密度與噴射密度的比值減小時(shí)，湍流混合層的生長(zhǎng)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(zhǎng)速度。其結(jié)果是，在覆蓋射流擴(kuò)散比常規(guī)射流緩慢。</p><p>　　圖5 有和沒(méi)有覆蓋火焰的超音速氧氣射流在中心線(xiàn)軸向速度分布</p><p>　　圖6對(duì)于

35、被覆蓋的氧氣射流密度的CFD模型</p><p>　　CFD的結(jié)果與常規(guī)射流的實(shí)驗(yàn)結(jié)果[5]一致。對(duì)于覆蓋噴射，CFD模型預(yù)計(jì)連續(xù)區(qū)域的軸向速度超過(guò)6%。所計(jì)算的射流速度顯示連續(xù)區(qū)域后的比實(shí)驗(yàn)速度擴(kuò)散快速。在CFD結(jié)果顯示噴嘴出口直徑大于70的，與實(shí)驗(yàn)速度一致。連續(xù)區(qū)域后迅速擴(kuò)散的原因可能是由于用一個(gè)個(gè)參與燃燒的所有不同的物質(zhì)的總擴(kuò)散系數(shù)。另一個(gè)原因可能是在燃燒建模時(shí)，一步法燃燒反應(yīng)的假設(shè)，在實(shí)際情況中，這種反應(yīng)

36、有幾個(gè)步驟。在約1500度（1227℃）的高溫，二氧化碳會(huì)分解成一氧化碳和氧氣[13]。射流的周?chē)难跖c一氧化碳發(fā)生反應(yīng)，這也降低了湍流混合層的生長(zhǎng)速度。</p><p>　　數(shù)值和實(shí)驗(yàn)研究之間的差異也可能是由于過(guò)程中所涉及的數(shù)字是不確定性的。不確定性的可能的來(lái)源表示如下：</p><p>　?。╝）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(duì)于在煉鋼溫度下沒(méi)有涉及

37、燃燒的超音速氣體射流模擬的開(kāi)發(fā)。模擬紊流燃燒流時(shí)這種修正的k-ε模型可能會(huì)導(dǎo)致流速和火焰溫度的預(yù)計(jì)的一些不確定性。Jones和Whitelaw[25]報(bào)道，測(cè)得一些出入，并預(yù)測(cè)在計(jì)算湍流燃燒流動(dòng)的速度場(chǎng)和溫度等值線(xiàn)時(shí)采用標(biāo)準(zhǔn)k-ε型。</p><p>　?。╞）離散偏微分方程。通過(guò)努力，使用細(xì)網(wǎng)格，可以克服這種錯(cuò)誤。</p><p>　?。╟）用差分格式求解RANS方程。這些差分格式會(huì)在溶

38、液中引入數(shù)值擴(kuò)散誤差。如前所述，AVLSMART被用來(lái)在連續(xù)性動(dòng)量方程中減少數(shù)值擴(kuò)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(xiàng)研究中，我們只考慮1700 K（1427℃）的空氣作為煉鋼條件。在現(xiàn)實(shí)中，爐內(nèi)環(huán)境包含CO，CO2，O 2，H2， 2和其它一些微量物質(zhì)。這種增加是因?yàn)槌羲偕淞鳉怏w周?chē)紵鹧娴拿芏拳h(huán)境大大小于煉鋼條件下的。因此，噴射擴(kuò)散，因?yàn)榈兔芏缺壤?/p>

39、更慢于煉鋼的條件。沒(méi)有實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)是在文獻(xiàn)中對(duì)于相干噴射在煉鋼溫度下使用，因?yàn)樗请y以在這樣高的溫度下進(jìn)行實(shí)驗(yàn)研究。圖7示出具有和不具有火焰籠罩在室內(nèi)環(huán)境溫度的氮超音速射流的速度分布。籠罩氮?dú)馍淞鞯臐撛诤诵拈L(zhǎng)度比傳統(tǒng)的氮?dú)馍淞鞲L(zhǎng)的三倍以上。在CFD結(jié)果中覆蓋氮?dú)馍淞?，平均只?%偏差，與實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)一致。從圖5和7，很明顯，通過(guò)使用覆蓋火焰，高超音速氧氣射流與超音速氮?dú)馍淞飨啾?，潛在的核心長(zhǎng)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(méi)有覆蓋火焰的超音速氮?dú)馍淞髟谥行木€(xiàn)軸向速度分布</p><p>　　圖8顯示了超音速氧和有和沒(méi)有籠罩燃燒火焰氮?dú)馍淞鞯臒o(wú)量綱半噴射寬度。''半射流寬度''指的徑向距離從射流中心線(xiàn)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(lèi)似的常規(guī)的氮?dú)夂脱鯕馍淞鳌Ｔ谶@之后，開(kāi)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?chē)念~外燃燒。因?yàn)樵谌紵龝r(shí)，氣體的密度低于這個(gè)區(qū)域，這反過(guò)來(lái)又加速了氣體混合物在射流外圍等于超音速?lài)娏鞯乃俣龋?dǎo)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?dú)馍淞?，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(kuò)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(guò)使用覆蓋燃燒火焰來(lái)制射流的擴(kuò)散。換句話(huà)說(shuō)，在覆蓋燃燒火焰大大降低了環(huán)境流體進(jìn)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(kuò)散，四種不同的射流的潛在核心長(zhǎng)度。四種情況中該擴(kuò)散率是0.107，這與一個(gè)自由湍流射流擴(kuò)散率為0.1的理論非常一致[26]。這是因?yàn)闈撛诤诵膮^(qū)域之后的流動(dòng)變成完全湍流和作為一個(gè)自由湍流射流是用于所有情況的。<

43、/p><p>　　圖8有和沒(méi)有火焰覆蓋超音速氧氣和氮?dú)鈬娚湟话肷淞鞯膶挾?lt;/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(dòng)，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?dú)馍淞鞯撵o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(gè)噴嘴。在同一溫度停滯下不同的氣體導(dǎo)致不同的靜態(tài)溫度。Sumi等人[27] 還觀察到在他們的實(shí)驗(yàn)研究相似軸向靜的溫度分布。此分布是最有可能的，因?yàn)樵谶B續(xù)中心射流是混合在由燃燒火焰產(chǎn)生的熱周?chē)髿庵械?，并且射流的溫度升高。這樣的結(jié)果是熱傳遞從射流到周?chē)牧黧w，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(yù)計(jì)這種類(lèi)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(xiàn)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(yù)期的那樣，火焰最高溫度較高的是有額外的氧氣供應(yīng)氧氣射流。用于有覆蓋氧氣射流，如圖10（a）示出了兩個(gè)燃燒火焰剛剛從噴嘴口后，因?yàn)檠鯕馐菑膬烧叩闹行睦郀枃姽芗翱椎耐猸h(huán)供給，如圖3及燃料從內(nèi)注射環(huán)孔。如圖10（a）所示出了兩個(gè)有覆蓋燃燒火焰的氧氣射流剛剛從噴嘴口出來(lái)，

46、因?yàn)檠鯕馐菑膬烧叩闹行睦郀枃姽芗翱椎耐猸h(huán)供給，如圖3及燃料從孔的內(nèi)環(huán)注入。發(fā)生燃燒的燃料流的兩側(cè)，和兩個(gè)火焰合并成一個(gè)單一的初始反應(yīng)區(qū)下游的火焰。然而，對(duì)于有覆蓋氮?dú)馍淞?，該二次火焰結(jié)構(gòu)無(wú)法形成。如圖10（b）所示，剛剛從噴嘴射出的有覆蓋火焰的氮?dú)馍淞鞯淖畲鬁囟?。由于因?yàn)槌羲偕淞饔懈呶πЧ鹧嫜厮葡蛑醒氲某羲偕淞鳌?lt;/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?dú)馍淞鞯男螤?lt;/p><p>　　在整個(gè)模擬預(yù)測(cè)得到最高燃燒火焰溫度有4%的波動(dòng)。超音速氧氣射流隨時(shí)間變化，周?chē)臏囟葟?450K（3177℃）至3600K（3327℃），代表了實(shí)際的湍流燃燒的情況。[28, 29]對(duì)于超音速氮?dú)馍淞?，?400°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(yīng)

48、力分布</p><p>　　渦度是衡量流體單元的旋轉(zhuǎn)運(yùn)動(dòng)時(shí)的流場(chǎng)。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(biāo)系中，渦度矢量可以表示如下：</p><p><b>　　（14）</b></p><p>　　當(dāng)超音速射流穿過(guò)相對(duì)靜止的空氣，旋轉(zhuǎn)流是在射流的周?chē)a(chǎn)生，因?yàn)樵谠搮^(qū)域有大量的速度梯度。圖11顯示了有和沒(méi)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(xiàn)，和火焰籠罩推遲合并的渦度區(qū)域與射流中心線(xiàn)。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(xiàn)，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(xiàn)CFD模型（b）被覆

50、蓋氧氣射流渦度等值線(xiàn)CFD模型</p><p>　　圖12 對(duì)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(yīng)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?chē)鷼怏w密度的降低，從而降低了粘度和湍流剪切層內(nèi)的剪應(yīng)力。減少紊流剪切應(yīng)力則延遲的超音速氧氣射流與周?chē)h(huán)境的混合，這反過(guò)來(lái)又增加了射流的潛在核心長(zhǎng)度。</p

51、><p>　　3.4 物質(zhì)的質(zhì)量分?jǐn)?shù)</p><p>　　圖14顯示了兩個(gè)覆蓋和無(wú)覆蓋的情況下沿射流軸線(xiàn)的氧的質(zhì)量分?jǐn)?shù)。潛在的核心區(qū)域后，在中央射流氧的質(zhì)量分?jǐn)?shù)減少，等于周?chē)难醯馁|(zhì)量分?jǐn)?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(zhì)量分?jǐn)?shù)分布的知識(shí)對(duì)于鐵的氧化和脫碳速率的計(jì)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(zhì)量分?jǐn)?shù)在不同軸向位置的X /De＝1，3，8，和12。當(dāng)兩個(gè)火焰合并，CO2的質(zhì)量分?jǐn)?shù)的徑向分布顯示只有一個(gè)峰。圖16顯示了超音速連續(xù)氮?dú)馍淞飨嗤妮S向位置的CO2質(zhì)量分?jǐn)?shù)的徑向分布。正如所料，CO2的質(zhì)量分?jǐn)?shù)只有一個(gè)峰被注意到，因?yàn)槿紵话l(fā)生在燃料流動(dòng)的一側(cè)。</p><p>　　圖17顯示了所計(jì)算出超音速連續(xù)氧氣射流的CO2的質(zhì)量分?jǐn)?shù)分布。該圖表明，C

53、O2的質(zhì)量分?jǐn)?shù)是在燃燒火焰的附近較高，因?yàn)槎趸际侨紵漠a(chǎn)物。H2O的質(zhì)量分?jǐn)?shù)表現(xiàn)出類(lèi)似CO 2的趨勢(shì)，因此沒(méi)有這里給出。</p><p>　　圖13 （a）常規(guī)氧氣射流的湍流剪切應(yīng)力CFD模型</p><p>　?。╞）被覆蓋氧氣射流的湍流剪切應(yīng)力CFD模型</p><p>　　圖14 常規(guī)和被覆蓋氧氣射流的中心線(xiàn)的軸向質(zhì)量分?jǐn)?shù)分布</p>&l

54、t;p>　　圖15覆蓋氧氣射流不同位置的CO2質(zhì)量分?jǐn)?shù)分布 圖16覆蓋氮?dú)馍淞鞑煌恢玫腃O2質(zhì)量分?jǐn)?shù)分布</p><p>　　圖17對(duì)于被覆蓋的氧氣射流的CO2的質(zhì)量分?jǐn)?shù)的CFD模型</p><p><b>　　4 結(jié)論</b></p><p>　　進(jìn)行了有和沒(méi)有覆蓋火焰超音速氧氣和氮?dú)馍淞鞯腃FD模擬。本研究表明，覆蓋燃燒火焰能減小了

55、周?chē)臍怏w夾帶到中央超音速射流的雜質(zhì)，導(dǎo)致超音速射流的擴(kuò)展率降低。它也減小了在剪切層中湍流剪切應(yīng)力的大小，從而延遲了超音速射流與周?chē)h(huán)境的混合。所以，超音速連續(xù)噴射的潛在核心長(zhǎng)度比常規(guī)的射流長(zhǎng)。被覆蓋的氧氣射流的潛在核心長(zhǎng)度比傳統(tǒng)的氧氣射流要長(zhǎng)的四倍以上。在煉鋼溫度下，超音速氧氣射流的潛在核心長(zhǎng)度是室溫下的1.4倍。對(duì)于被覆蓋氮?dú)馍淞?，潛在核心長(zhǎng)度比傳統(tǒng)的氮?dú)馍淞鞲L(zhǎng)。CFD的計(jì)算結(jié)果與實(shí)驗(yàn)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(shí)中，這種燃燒要用幾個(gè)步驟來(lái)反應(yīng)。除了CO2和H2O，還生成其他一些微量物質(zhì)，如CO，H2和OH[13]。對(duì)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?chē)幕鹧娌⒂绊懮淞鞯臐撛诤诵拈L(zhǎng)度。合并多級(jí)燃燒反應(yīng)需要更多的工作。</p><p>　　CFD模型只是針對(duì)實(shí)驗(yàn)速度分布的數(shù)據(jù)進(jìn)行了驗(yàn)證。在文獻(xiàn)中沒(méi)有火焰溫度或不同物質(zhì)的質(zhì)量

57、分?jǐn)?shù)的實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)與CFD的結(jié)果進(jìn)行比較。因此，需要更多的實(shí)驗(yàn)研究來(lái)建立超音速射流的CFD模型。本研究可以提供一些關(guān)于集束射流技術(shù)有益的見(jiàn)解。燃燒火焰的形狀和溫度對(duì)于集束射流是很重要的，這項(xiàng)研究表明，不同的氣體被用作中央超音速射流時(shí)，燃燒火焰的溫度是顯著變化。該模型還預(yù)測(cè)了燃燒火焰的溫度最高的位置，以及對(duì)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(zhǎng)度增加，那它在液體表面上的沖擊速度會(huì)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(zhì)的質(zhì)量分?jǐn)?shù)的分布，這是一個(gè)很重要的功能。爐內(nèi)不同物質(zhì)的質(zhì)量分?jǐn)?shù)影響爐內(nèi)的氣體的局部壓力，這反過(guò)來(lái)又影響到爐內(nèi)的反應(yīng)動(dòng)力學(xué)。在本研究中建立的模型應(yīng)該有助于確定的覆蓋氣的最佳流速和設(shè)計(jì)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(duì)本項(xiàng)目的討論的財(cái)政支持。</p><p><b>　　術(shù)語(yǔ)：</b></p><p>　　Di：物質(zhì)的擴(kuò)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(dòng)能(m2/s2)</p><p>　　P：

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

61、p><p><b>　　t：時(shí)間（s） </b></p><p>　　U：速度（m/s） </p><p>　　u：波動(dòng)速度（m/s） </p><p><b>　　X：距離（m） </b></p><p>　　Yi：物質(zhì)的質(zhì)量分?jǐn)?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(dǎo)率（W / mK的） </p><p>　　ε：湍流擴(kuò)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.

65、 Proc, TMS, New York, NY, 1994, pp. 713–22.</p><p>　　4. B. Sarma, P.C. Mathur, R.J. Selines, and J.E. Anderson: Electric Furnace Conf. Proc., 1998, vol. 56, pp. 657–72.</p><p>　　5. J.E. Anderson

66、, N.Y. Somers, D.R. Farrenkopf, and C. Bethal: US Patent 5 823 762, 1998.</p><p>　　6. P.C. Mathur: Coherent Jets in Steelmaking: Principles and Learnings, Praxair Metals Technologies, Indianapolis, IN, 2004.

67、</p><p>　　7. C. Harris, G. Holmes, M.B. Ferri, F. Memoli, and E. Malfa: AISTech—Iron and Steel Technology Conf. Proc., 2006, pp. 483–90.</p><p>　　8. R. Schwing, M. Hamy, P. Mathur, and R. Bury:

68、‘‘Maximizing EAF Productivity and Lowering Operating Costs with Praxiar’s Co-Jet Technology – Results at BSW,’’ 1999 Metec Conference, Dusseldorf, Germany.</p><p>　　9. W.J. Mahoney: AISTech-Iron and Steel Te

69、chnology Conf. Proc., Pittsburgh, PA, 2010, pp. 1071–80.</p><p>　　10. A.R.N. Meidani, M. Isac, A. Richardson, A. Cameron, and R.I.L. Guthrie: ISIJ Int., 2004, vol. 44, pp. 1639–45.</p><p>　　11.

70、C. Candusso, M. Iacuzzi, S. Marcuzzi, and D. Tolazzi: AISTech—Iron and Steel Technology Conf. Proc., 2006, pp. 549–57.</p><p>　　12. M.-S. Jeong, V.R.S. Kumar, H.-D. Kim, T. Setoguchi, and S.Matsuo: 40th AIAA

71、/ASME/SAE/ASEE Joint Propulsion Conf, Fort Lauderdale, FL, 2004.</p><p>　　13. W. Malalasekera and H.K. Versteeg: An Introduction to Computational Fluid Dynamics, Pearson, Harlow, England, 2007.</p>&l

72、t;p>　　14. D.C. Wilcox: Turbulence Modelling for CFD, DCW Industries, La Canada, CA, 1998.</p><p>　　15. M. Alam, J. Naser, and G.A. Brooks: Metall. Mater. Trans. B, 2010, vol. 41B, pp. 636–45.</p>&

73、lt;p>　　16. B.E. Launder and D.B. Spalding: Comput. Meth. Appl. Mech. Eng., 1974, vol. 3, pp. 269–89.</p><p>　　17. B.F. Magnussen and B.H. Hjertager: Sixteenth Symp. (Int.) on Combustion, Cambridge, MA, 19

74、76, pp. 719–29.</p><p>　　18. M.F. Modest: Radiative Heat Transfer, McGraw-Hill, New York, NY, 1993.</p><p>　　19. Y.A. Cengel and J.M. Cimbala: Fluid Mechanics Fundamentals and Applications, McGr

75、aw Hill, New York, NY, 2006.</p><p>　　20. Anonymus: AVL Fire CFD Solver v2008.2 Manual, AVL Fire, Graz, Austria, 2006.</p><p>　　21. P.H. Gaskell and A.K.C. Lau: Int. J. Numer. Meth. Fluid, 1988,

76、 vol. 8, pp. 617–41.</p><p>　　22. S.V. Patankar and D.B. Spalding: Int. J. Heat. Mass. Trans., 1972, vol. 15, pp. 1787–806.</p><p>　　23. Y. Bartosiewicz, Y. Mercadier, and P. Proulx: AIAA, 2002,

77、 vol. 40, pp. 2257–65.</p><p>　　24. D. Papamoschou and A. Roshko: J. Fluid Mech., 1988, vol. 197, pp. 453–77.</p><p>　　25. W.P. Jones andJ.H.Whitelaw: Combust. Flame, 1982, vol. 48, pp. 1–26.<

78、;/p><p>　　26. S.B. Pope: Turbulent Flows, Cambridge University Press, Cambridge, MA, 2000.</p><p>　　27. I. Sumi, Y. Kishimoto, Y. Kikichi, and H. Igarashi: ISIJ Int., 2006, vol. 46, pp. 1312–7.<

79、/p><p>　　28. G. Cox and C.R: Fire Mater., 1982, vol. 6, pp. 127–34.</p><p>　　29. D.A. Smith and G. Cox: Combust. Flame, 1992, vol. 91, pp. 226–38.</p><p>　　30. Y.E. Lee and L. Kolbeins