Computational Fluid Dynamics Modeling ofSteelmaking Process外文翻译

1、 学生毕业设计（论文）外 文 译 文学 院 冶金与材料工程学院 专业班级 冶金工程 学生姓名 学 号 译 文 要 求外文翻译必须使用签字笔，手工工整书写，或用A4纸打印。所选的原文不少于10000印刷字符，其内容必须与课题或专业方向紧密相关，由指导教师提供，并注明详细出处。外文翻译书文本后附原文（或复印件）。文献出处：METALLURGICAL AND MATERIALS TRANSACTIONS B, 2010, 41B(6): 1354-1367.电弧炉炼钢过程中超音速聚流氧枪的流体动力学模拟MORSHED ALAM, JAMAL NASER, GEOFFREY BROOKS, and A

2、NDREA FONTANA摘要：超音速的气体射流现在广泛应用于电弧炉炼钢，其他许多工业用来增加气液混合，反应速率和能量效率。然而，对于超音速聚流氧枪，已有的基本物理研究非常有限。在本研究中，超音速射流流体动力学（CFD）在有火焰覆盖环境温度和室温中的实验数据进行验证。数值结果表明，超音速氧、氮的射流在火焰覆盖的潜在的核心长度分别比无火焰覆盖的超过4倍和3倍，这是与实验数据相吻合。使用火焰笼罩的超音速射流相比常规的超音速射流的扩展率显着下降。本CFD模型被用于在大约1700K（1427）炼钢条件下研究连续超音速氧气射流的特性。连续超音速氧气射流在炼钢条件的潜在的核心长度是在室温环境温度的1.4倍

3、。1 引言1。当一个超音速射流从拉法儿喷嘴喷出时，它便于周围的环境相互作用产生一个湍流混合的区域。在与喷嘴距离加大的过程中，射流直径会增加，射流速度会减缓。在吹氧期间，液面与喷嘴出口之间的距离越大，周围流体的夹带越多，反过来又降低了冲击速度以及渗透液面的深度。所以，小的气-液界面面积使炉内气体和液体的混合度降低，这也降低了反应速率。因此，喷嘴靠近液体的表面是理想的位置。此方法的缺点是炉渣/金属液滴对喷枪尖粘附，导致其寿命的缩短2, 3。为了克服该问题，连续射流技术被引入在电弧炉炼钢过程中是在上个世纪末4, 5。连贯射流的制备是由火焰覆盖传统超音速射流产生的。覆盖所需火焰是使用燃料和氧化剂生成的

4、。图1示出了常规和超音速聚流氧枪的示意图6。因为火焰覆盖，所以周围的气体带入超音速射流的夹质降低，导致超音速射流的更高的潜在核心长度（该长度最长可达其轴向射流速度相当于对该喷嘴的出口速度）。超音速聚流氧枪较长的潜在核心长度使它可以远离液体表面安装的喷嘴。在现代电弧炉中，在熔化期间充满的氧气和燃料的燃烧，增加了工艺的效率7。其同时声称，其在炉壁产生的飞溅小于常规超音速射流产生的8。虽然在过去的10年中，钢铁行业一直在使用超音速聚流氧枪，但关于超音速聚流氧枪有限的研究工作已经完成。Anderson等人5首先开展超音速聚流氧枪的实验研究。最近，Mahoney9研究了覆盖燃料和氧气流量对超音速聚流氧枪

5、的潜在核心长度的影响。Meidani等人10同时进行了使用压缩空气作为覆盖气体的超音速射流实验研究。在他们的研究中，没有燃烧的火焰包围了主体超音速射流。对实验结果的分析，覆盖火焰的超音速射流的一些数值7, 11, 12在文献中可用，但大多数7,11没有得到证实。通过Jeong等人12进行的数值模拟，预测的超音速射流的潜在核心长度一致。在本研究中，通过流体动力学（CFD）的分析，在室温环境进行有和没有火焰覆盖的超音速射流的模拟。CFD的计算结果与实验数据吻合良好。5 为了更清楚地了解技术的工作原理，所以对超音速聚流氧枪的主要特征进行了研究。然后该CFD模型被用于研究在炼钢条件下超音速聚流氧枪的特

6、征。图1 （a）常规射流及（b）超音速聚流氧枪射流的原理图62 数值分析2.1 控制方程不稳定RANS方程13被用来进行数值模拟。平均质量，动量和能量方程可以写成一个保守的形式。质量守恒方程可以表示如下： （1）其中是流体的密度和Ui为在第i个方向上的平均流速。动量守恒方程可以表示如下： （2）其中P是流体压力，ij为粘性应力，ui和uj是在第i个和第j个方向上的脉动速度分量，l是分子粘度，ij为克罗内克（ij= 1，如果i = j时和ij=0，如果ij）。雷诺应力是根据以下的Boussinesq近似模型13： （3）t湍流粘度和k是湍流动能。湍流粘度和湍流动能的模拟将在后面描述。能量守恒方程

7、可以表示如下： （4）其中，H是总的焓，为热导率，Prt是湍流普朗特数，和SE是能量（燃烧和辐射）内部来源。湍流普朗特数最常用的值是0.9，它是满足于低超音速的速度和低的热导率无冲击流14。Wilcox对于自由剪切流动和传热问题推荐使用Prt=0.5。因此，Prt=0.5被用于这项研究。这个修改是为了考虑温度梯度对湍流混合区的影响。在K-E型，湍流动能k和扩散率分别从以下传递方程得到： （5） （6）其中C1，C2，k，和对常数k-型，和它们的值分别是1.44，1.92，1.0，和1.3。湍流粘度t的定义如下： （7）的值由下面的公式15来确定： （8）其中Tg为温度梯度通过标准化长度比例和f

8、（M）考虑了压缩性效应。方程（8）C的改取决于在剪切层的温度梯度值。2.2 燃烧模拟在本研究中所用的燃料和氧化剂分别为CH4和O2。N2和O2分别用作中心超音速聚流氧枪。在本研究中认为CH4和O2之间是单步完全燃烧反应。燃烧的产物是CO2和H2O。然而在实际中，在高温下，CO2和H2O的分解导致次要产物如CO，H2，OH和O2一起与主反应产物CO2和H2O燃烧产物生成。分解反应是吸热的，因此，实际的火焰温度会比根据完全燃烧反应所计算出的火焰温度低13。但一单步完全燃烧反应的这一假设使的计算简单及减少了计算时间。燃烧反应方程式表示如下13： （9）参与反应的物质的质量分数是通过求解每个物质单独的

9、方程，其可以写成下面的形式： (10)其中Yi的质量分数，Di为层流扩散系数，和Si是物质i的源项。在本研究中，该气体混合物的所有物质被假设为单个扩散系数（即，Di=D其中i=1，2，3，.，N，其中N是物质的数量）。计算混合气体的层流扩散系数施密特数Sc=0.7。当气流是高度可压缩的，层流扩散系数将对物质的扩散的影响可以忽略不计。湍流扩散系数的影响不同物质在流场中扩散。湍流扩散系数是通过由湍流施密特数Sctt来确定。因此，它表明，反应中涉及的所有物质总的扩散系数是相同的。物质传输方程的源项是产生/还原该特定物质的速率。 (11)其中Sfu是燃油消耗的容积率。A和B是该模型的常数，s为化学计量

10、比。其中Yfu，Yox和Ypr分别是燃料，氧气和燃烧产物的质量分数。涡流分离模型是一个很好的预测，是用CFD计算非常简单就实现了13在涡流分离模型，燃油消耗率规定为本地流量和热力学性质的函数。根据这个模型，燃烧速率是含有反应物和那些含有热产物互混的漩涡分子水平的速率来确定的，换句话说，它是由这些漩涡消散的速率决定。该模型计算出的燃料，氧和产品的单个耗散率，实际消耗速率等于三个中最慢的耗散率所示公式。方程式11的括号内的前两项。简单地判定燃料或氧是否存在于限制数量，而第三项可确保火焰不会蔓延在没有热的产物。在本研究中，A=4与B=0.5是基于以前的研究中使用过的。17 从燃烧的反应看出燃料和氧化

11、剂的化学计量比为s=4时，表示1千克甲烷完全燃烧，必需要4公斤氧。因此，氧气消耗速率是燃料的4倍。燃料消耗量的体积率Sfu是通过使用方程式计（11），算出每个个体。再乘以该特定燃料的燃烧热，然后再新增为源项到能量方程来计算温度。2.3 辐射模拟当温度超过1500度（1227）13。系统的辐射换热变得很重要。这里，燃烧的温度约为3500度（3227），因此，辐射传热需要考虑。使用以下著名的斯忒藩-玻耳兹曼公式进行的辐射的计算： （12）其中E是每单位时间的辐射换热，图2是该气体的发射率，R =5.670391058W/（m2K4）为斯蒂芬-玻尔兹曼常数，A是发光体的面积，并且T1和T2分别是辐射

12、和接收温度。一种介质的发射率取决于周围流体性质13。正常的大气是透明的，因此不参与辐射换热。燃烧的产物含有高浓度的CO2和H2O，这两者都是强吸收和发射器。灰色气体模型（WSGGM）的加权和18通常用于定义介质的温度和物种浓度依赖性的发射率。对于不同的气体浓度和温度，WSGGM模型的气体的辐射率不同，一般0.3到0.5。在本研究中，简单气体放射率为恒定值=0.5。辐射能量E是用方程式（12）计算出每个个体，然后从能量方程中减去。2.4 计算领域在本CFD模拟中使用，具有边界条件的计算域的示意图，如图2。计算域只有一个在圆周方向上单元的是轴对称和楔形的。为了减少计算时间，拉瓦尔喷嘴内部流动是不包

13、括在计算内。利用等熵理论计算喷嘴出口处的流动条件。 19 喷嘴的出口直径为0.0147米，它被认为是计算域的入口之一。计算域为从喷嘴出口下端105直径到垂直于射流中心线喷嘴出口20直径。在实验研究中，CH4和O2通过布置在两个同心环围绕主喷管组成的孔注入如图3所示。孔的内圈用于CH4气体和孔的外环供氧。通CH4和O2孔的直径分别为0.00287米和0.00408米。在本研究中，用于注射CH4和O2喷嘴是假定为环形，它不同于真实喷嘴。然而，注入的区域进行调整，以保持已在实验研究中CH4和O2相同的流速5。这个假设可以解决两个方面的问题。图2 计算区域与边界条件图3 超音速射流喷嘴的剖面图和主视图

14、52.5 边界条件所有的边界条件，都选择符合与安德森等的实验研究5一个驻点压力边界条件用于计算域的主射流入口（收敛-发散喷嘴出口）。马赫数和温度的值被界定在超音速射流入口。对于CH4和覆盖O2的进口要使用质量流量的边界条件。因为二维计算域的夹角为1度，所以原来的质量流量除以360。在出口处，采用了静压边界条件。对于对称平面中，使用对称边界条件。在固体壁上，施加一个无滑移的边界条件。中央超音速氧气射流的边界条件值如表1。当中央变成超音速氮气射流时，只有超音速射流入口边界条件从100%氧变为100%的氮，其余部分保持不变。虽然不同的气体在类似的停滞条件下会导致不同的静压力和温度是已知的，但我们还是

15、使用了在类似的停滞条件的氮和氧射流，以匹配与实验研究。表1 边界条件边界的名称边界条件的类型数值滞压914468Pa超音速射流入口马赫数总的温度298K质量分数O2=100pct燃料入口质量流量10-5Kg/s质量分数CH4=100pct覆盖氧气入口质量流量10-5Kg/s质量分数O2=100pct出口静压力100000Pa质量分数O2=23pctN2=77pct壁面无滑移298K2.6 计算程序采用分离式求解器与一个隐含的方法计算压力，速度，温度和密度来解决非定常，可压缩连续性，动量和能量方程。对于连续性动量方程，利用一个高阶准确的总变量递减的AVLSMART方案计算在池面上的值20。AVL

16、SMART方案是Gaskell和Lau提出的SMART方案的修改21。对于能源和紊流方程，使用一阶迎风差分格式。压力速度校正是通过使用SIMPLE算法完成的。22以超前的解决方案的时候，一阶欧拉法20使用了。作为流的速度很高，在非定常计算中使用的时间步长为191055秒。该模拟是假设融合时的流动变量（压力，流速，温度等）的归一化残差下拉由4个数量级。模拟进行了利用商业CFD软件AVL FIRE2008.2，这是基于控制体积方法。2.7 网格独立性试验研究了溶液的网格的灵敏度，是用带下面的不同网格的水平计算的相干超音速氧气射流：粗网格（20,100个细胞），中网格（28,000个细胞），细格栅（

17、39,000个细胞）。对所有网格的水平轴向速度分布示于图4。用粗和中等水平格计算的轴向速度分布的变化的平均百分比小于3厘，随着X的区域之间6pct的最大偏差40和60。变化的平均百分比，计算通过平均在轴向方向上的多个位置的差异。介质和细网格的水平之间的差异是可以忽略的（小于1厘）。因此，可以说，该解决方案是不向电网敏感。所需的精细网格级的计算时间为约两倍的介质格的水平。因此，与介质网格得到的结果被用于分析和讨论在本研究中。图4 采用粗，中，细格栅的水平覆盖氧气射流中心线轴向速度分布3 结果与讨论3.1 速度分布图5显示了超音速氧气射流在室温中有和没有火焰覆盖的速度分布。对于这两种情况下，中间的

18、线显示刚刚从拉瓦尔喷管口射出后的射流速度是反复波动。超音速射流膨胀就会出现这种不正确的情况。因为喷嘴出口压力是目前的研究中的环境压力的大约1.18倍，该轻度膨胀射流23。覆盖火焰的超音速氧气射流的潜在核心长度比没有覆盖火焰的长四倍以上。传统的氧射流，经过10个喷嘴出口直径的喷嘴出口平面后速度逐渐降低。笼罩流注和随后的燃烧影响主喷射中的压缩和膨胀波结构。覆盖燃烧火焰连续射流是湍流混合层的生长速率的降低原因，这已在第III-C描述了的。Papamoschou和Roshko24表明，当周围环境密度与喷射密度的比值减小时，湍流混合层的生长速率降低。如图6中，燃烧火焰造成低密度区域围绕超音速氧气射流，从

19、而降低了湍流的混合区域的生长速度。其结果是，在覆盖射流扩散比常规射流缓慢。图5 有和没有覆盖火焰的超音速氧气射流在中心线轴向速度分布图6对于被覆盖的氧气射流密度的CFD模型CFD的结果与常规射流的实验结果5一致。对于覆盖喷射，CFD模型预计连续区域的轴向速度超过6%。所计算的射流速度显示连续区域后的比实验速度扩散快速。在CFD结果显示喷嘴出口直径大于70的，与实验速度一致。连续区域后迅速扩散的原因可能是由于用一个个参与燃烧的所有不同的物质的总扩散系数。另一个原因可能是在燃烧建模时，一步法燃烧反应的假设，在实际情况中，这种反应有几个步骤。在约1500度（1227）的高温，二氧化碳会分解成一氧化碳

20、和氧气13。射流的周围的氧与一氧化碳发生反应，这也降低了湍流混合层的生长速度。数值和实验研究之间的差异也可能是由于过程中所涉及的数字是不确定性的。不确定性的可能的来源表示如下：（a）在模拟中中使用的湍流模型。本文作者15在这里修正的k-模型是对于在炼钢温度下没有涉及燃烧的超音速气体射流模拟的开发。模拟紊流燃烧流时这种修正的k-模型可能会导致流速和火焰温度的预计的一些不确定性。Jones和Whitelaw25报道，测得一些出入，并预测在计算湍流燃烧流动的速度场和温度等值线时采用标准k-型。（b）离散偏微分方程。通过努力，使用细网格，可以克服这种错误。（c）用差分格式求解RANS方程。这些差分格式

21、会在溶液中引入数值扩散误差。如前所述，AVLSMART被用来在连续性动量方程中减少数值扩散误差。图5还显示了超音速连续氧气射流在炼钢条件下的轴向速度分布。在这项研究中，我们只考虑1700 K（1427）的空气作为炼钢条件。在现实中，炉内环境包含CO，CO2，O 2，H2， 2和其它一些微量物质。这种增加是因为超音速射流气体周围燃烧火焰的密度环境大大小于炼钢条件下的。因此，喷射扩散，因为低密度比例更慢于炼钢的条件。没有实验数据是在文献中对于相干喷射在炼钢温度下使用，因为它是难以在这样高的温度下进行实验研究。图7示出具有和不具有火焰笼罩在室内环境温度的氮超音速射流的速度分布。笼罩氮气射流的潜在核心

22、长度比传统的氮气射流更长的三倍以上。在CFD结果中覆盖氮气射流，平均只有6%偏差，与实验数据一致。从图5和7，很明显，通过使用覆盖火焰，高超音速氧气射流与超音速氮气射流相比，潜在的核心长度增加。这后面观察法是在下一节中描述中解释。图7 有和没有覆盖火焰的超音速氮气射流在中心线轴向速度分布图8显示了超音速氧和有和没有笼罩燃烧火焰氮气射流的无量纲半喷射宽度。半射流宽度指的径向距离从射流中心线所在的射流的速度变成一半的轴向速度。该图表明，射流的半宽度是类似的常规的氮气和氧气射流。在这之后，开始增加在更高的速度。这样做的原因只是从喷嘴出口后迅速增加射流宽度是在中心O2射流的周围的额外燃烧。因为在燃烧时

23、，气体的密度低于这个区域，这反过来又加速了气体混合物在射流外围等于超音速喷流的速度，并导致射流宽度的距离拉伐尔喷嘴的出口之后的增加。为超音速笼罩氮气射流，该射流宽度缓慢增加至X/De=32，然后增加在更高的速度。射流宽度增加速度也可以被定义为在射流的扩散速率，这可以表示如下26： （13）图8示出了通过使用覆盖燃烧火焰来制射流的扩散。换句话说，在覆盖燃烧火焰大大降低了环境流体进入中央超音速氧气射流的夹杂。该图还显示出在恒定的速率扩散，四种不同的射流的潜在核心长度。26。这是因为潜在核心区域之后的流动变成完全湍流和作为一个自由湍流射流是用于所有情况的。图8有和没有火焰覆盖超音速氧气和氮气喷射一半

24、射流的宽度温度分布图9示出覆盖燃烧火焰超音速氧和氮射流的静态轴向温度分布。超音速射流从拉瓦尔喷嘴流出后的温度出现了一些波动，在火焰末端位置迅速增大到最大值，然后缓慢降低至室温。究其原因，氧气和氮气射流的静态温度的差异是从拉瓦尔喷嘴射出后，相似临界温度的两个喷嘴。在同一温度停滞下不同的气体导致不同的静态温度。Sumi等人27 还观察到在他们的实验研究相似轴向静的温度分布。此分布是最有可能的，因为在连续中心射流是混合在由燃烧火焰产生的热周围大气中的，并且射流的温度升高。这样的结果是热传递从射流到周围的流体，及射流的温度慢慢接近环境条件。Jeong等人12的数值表明并不能预计这种类型的行为。图9 被

25、覆盖的氧气和氮气喷射在射流中心线的轴向静温分布图10（a）和（b）显示覆盖燃烧火焰的氧和氮的射流的形状。两种情况的最高火焰温度是不同的。正如预期的那样，火焰最高温度较高的是有额外的氧气供应氧气射流。用于有覆盖氧气射流，如图10（a）示出了两个燃烧火焰刚刚从喷嘴口后，因为氧气是从两者的中心拉瓦尔喷管及孔的外环供给，如图3及燃料从内注射环孔。如图10（a）所示出了两个有覆盖燃烧火焰的氧气射流刚刚从喷嘴口出来，因为氧气是从两者的中心拉瓦尔喷管及孔的外环供给，如图3及燃料从孔的内环注入。发生燃烧的燃料流的两侧，和两个火焰合并成一个单一的初始反应区下游的火焰。然而，对于有覆盖氮气射流，该二次火焰结构无法

26、形成。如图10（b）所示，刚刚从喷嘴射出的有覆盖火焰的氮气射流的最大温度。由于因为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。图10 （a）该被燃烧火焰覆盖的氧气射流的形状（b）该被燃烧火焰覆盖的氮气射流的形状在整个模拟预测得到最高燃烧火焰温度有4%的波动。超音速氧气射流随时间变化，周围的温度从3450K（3177）至3600K（3327），代表了实际的湍流燃烧的情况。28, 29对于超音速氮气射流，从2400K（2127）变化到2500K（2227）。图10所示是的火焰温度瞬值的分布。3.3 涡量和湍流的剪应力分布涡度是衡量流体单元的旋转运动时的流场。涡量也是流体中混合的量度。涡度

27、越高，混合程度越大。在笛卡尔坐标系中，涡度矢量可以表示如下： （14）当超音速射流穿过相对静止的空气，旋转流是在射流的周围产生，因为在该区域有大量的速度梯度。图11显示了有和没有火焰覆盖的超音速氧气射流的涡度外形。图12示出了在X/De=1，3，8和12中径向方向上的涡度的大小。随着距离的增加从喷嘴出口平面的涡区，逐渐接近射流中心线，和火焰笼罩推迟合并的涡度区域与射流中心线。例如，在X/De=12，涡区的延伸到常规的氧气射流的射流中心线，而涡区仍在覆盖着氧气射流的射流外围。然而，随着喷嘴射出面的距离的增加，涡度的大小可以忽略。图11（a）常规氧气射流涡度等值线CFD模型（b）被覆盖氧气射流涡度

28、等值线CFD模型图12 对于常规和被覆盖的氧气射流涡度量值在不同的轴向位置的径向分布。有覆盖的氧气射流在剪切层中的最大剪切应力值约为传统的射流一半。覆盖燃烧火焰的超音速射流周围气体密度的降低，从而降低了粘度和湍流剪切层内的剪应力。减少紊流剪切应力则延迟的超音速氧气射流与周围环境的混合，这反过来又增加了射流的潜在核心长度。3.4 物质的质量分数图14显示了两个覆盖和无覆盖的情况下沿射流轴线的氧的质量分数。潜在的核心区域后，在中央射流氧的质量分数减少，等于周围的氧的质量分数。在炼钢中，液态铁成钢是除氧的，而且金属液界面的氧的质量分数分布的知识对于铁的氧化和脱碳速率的计算是非常重要的。冲击区域中的氧

29、含量越高，冲击区域产生的温度也更高30。图15显示覆盖超音速氧气射的流径向分布的CO2质量分数在不同轴向位置的X /De1，3，8，和12。当两个火焰合并，CO2的质量分数的径向分布显示只有一个峰。图16显示了超音速连续氮气射流相同的轴向位置的CO2质量分数的径向分布。正如所料，CO2的质量分数只有一个峰被注意到，因为燃烧只发生在燃料流动的一侧。图17显示了所计算出超音速连续氧气射流的CO2的质量分数分布。该图表明，CO2的质量分数是在燃烧火焰的附近较高，因为二氧化碳是燃烧的产物。H2O的质量分数表现出类似CO 2的趋势，因此没有这里给出。图13 （a）常规氧气射流的湍流剪切应力CFD模型（b

30、）被覆盖氧气射流的湍流剪切应力CFD模型图14 常规和被覆盖氧气射流的中心线的轴向质量分数分布 图15覆盖氧气射流不同位置的CO2质量分数分布 图16覆盖氮气射流不同位置的CO2质量分数分布图17对于被覆盖的氧气射流的CO2的质量分数的CFD模型4 结论进行了有和没有覆盖火焰超音速氧气和氮气射流的CFD模拟。本研究表明，覆盖燃烧火焰能减小了周围的气体夹带到中央超音速射流的杂质，导致超音速射流的扩展率降低。它也减小了在剪切层中湍流剪切应力的大小，从而延迟了超音速射流与周围环境的混合。所以，超音速连续喷射的潜在核心长度比常规的射流长。被覆盖的氧气射流的潜在核心长度比传统的氧气射流要长的四倍以上。在

31、炼钢温度下，超音速氧气射流的潜在核心长度是室温下的1.4倍。对于被覆盖氮气射流，潜在核心长度比传统的氮气射流更长。CFD的计算结果与实验数据相一致。本研究中只考虑了CH4和O2的一步完全燃烧。在现实中，这种燃烧要用几个步骤来反应。除了CO2和H2O，还生成其他一些微量物质，如CO，H2和OH13。对于连续的超音速氧气射流，由甲烷气体和氧气的不完全燃烧产生的CO，这造成射流周围的火焰并影响射流的潜在核心长度。合并多级燃烧反应需要更多的工作。CFD模型只是针对实验速度分布的数据进行了验证。在文献中没有火焰温度或不同物质的质量分数的实验数据与CFD的结果进行比较。因此，需要更多的实验研究来建立超音速

32、射流的CFD模型。本研究可以提供一些关于集束射流技术有益的见解。燃烧火焰的形状和温度对于集束射流是很重要的，这项研究表明，不同的气体被用作中央超音速射流时，燃烧火焰的温度是显著变化。该模型还预测了燃烧火焰的温度最高的位置，以及对于不同吹送条件下的速度分布。如果气体射流潜在的核心的长度增加，那它在液体表面上的冲击速度会更高，这也增加了液滴的生成速率31;虽然，它被要求连续射流减少产生飞溅4, 6。该模型还可以提供不同物质的质量分数的分布，这是一个很重要的功能。炉内不同物质的质量分数影响炉内的气体的局部压力，这反过来又影响到炉内的反应动力学。在本研究中建立的模型应该有助于确定的覆盖气的最佳流速和设

33、计更有效的集束射流喷嘴。致谢作者想感谢One Steel的成员，墨尔本对本项目的讨论的财政支持。术语：Di：物质的扩散系数E：辐射传热(J/s)H：总焓(J/kg)K：湍流动能(m2/s2)P：压力(N/m2)Prt：湍流普朗特数Sct：湍流施密特数Sfu：燃油消耗的容积率（kg/m3 S）Sp：扩散率T：温度（K）t：时间（s） U：速度（m/s） u：波动速度（m/s） X：距离（m） Yi：物质的质量分数 ：密度（kg/m3） ：分子粘度（Ns/m2） t：湍流粘度（Ns/m2） ：热导率（W / mK的） ：湍流扩散率（m2/s3） ：发射率 ：涡度（1/秒） De：喷嘴出口直径（m）

34、参考资料1. B. Deo and R. Boom: Fundamentals of Steelmaking Metallurgy, Prentice Hall, Upper Saddle River, NJ, 1993.2. K.D. Peaslee and D.G.C. Robertson: EPD Congress Proc, TMS, New York, NY, 1994, pp. 112945.3. K.D. Peaslee and D.G.C. Robertson: Steelmaking Conf. Proc, TMS, New York, NY, 1994, pp. 71322

35、.4. B. Sarma, P.C. Mathur, R.J. Selines, and J.E. Anderson: Electric Furnace Conf. Proc., 1998, vol. 56, pp. 65772.5. J.E. Anderson, N.Y. Somers, D.R. Farrenkopf, and C. Bethal: US Patent 5 823 762, 1998.6. P.C. Mathur: Coherent Jets in Steelmaking: Principles and Learnings, Praxair Metals Technolog

36、ies, Indianapolis, IN, 2004.7. C. Harris, G. Holmes, M.B. Ferri, F. Memoli, and E. Malfa: AISTechIron and Steel Technology Conf. Proc., 2006, pp. 48390.8. R. Schwing, M. Hamy, P. Mathur, and R. Bury: Maximizing EAF Productivity and Lowering Operating Costs with Praxiars Co-Jet Technology Results at

37、BSW, 1999 Metec Conference, Dusseldorf, Germany.9. W.J. Mahoney: AISTech-Iron and Steel Technology Conf. Proc., Pittsburgh, PA, 2010, pp. 107180.10. A.R.N. Meidani, M. Isac, A. Richardson, A. Cameron, and R.I.L. Guthrie: ISIJ Int., 2004, vol. 44, pp. 163945.11. C. Candusso, M. Iacuzzi, S. Marcuzzi,

38、and D. Tolazzi: AISTechIron and Steel Technology Conf. Proc., 2006, pp. 54957.12. M.-S. Jeong, V.R.S. Kumar, H.-D. Kim, T. Setoguchi, and S.Matsuo: 40th AIAA/ASME/SAE/ASEE Joint Propulsion Conf, Fort Lauderdale, FL, 2004.13. W. Malalasekera and H.K. Versteeg: An Introduction to Computational Fluid Dynamics, Pearson, Harlow, England, 2007.14. D.C. Wilcox: Turbulence Modelling for CFD, DCW Industries, La Canada, CA, 1998.15. M. Alam, J. Naser, and G.A. Brooks: Metall. Mater. Trans. B, 2010, vol. 41B, pp. 63645.16. B.E. Launder and D.B. Spalding: Compu