高温熔融高炉渣颗粒相变冷却换热毕业论文

3相变温度恒定时熔渣颗粒相变冷却换热的一维数值模拟高温熔融高炉渣颗粒相变冷却换热特性的数值研究炉渣作为钢铁行业副产品，产量高，温度在1450℃-1650℃,可回收利用价值大。染环境的缺点。因此，干式粒化余热回收成为非常具有发展前景的技术。其中，forthedevelopmentandutilizationofnewenergyandthereductionofenergyconsumption.Thesteelienergyconsumption,nearly10%-15%ofthecountrywholeenergyconsumptiofwasteheatwithhighrecoveryvalue.Currently,quickcoolingofthedrawbacksarepresentedduringthecourseofwaterquenchingprocess,includingafullwasteofsensibleandlatentheat;dischargeofharmfuleffectiveheatrecoveryandthereuseoftheslag.recoveryprocessandbecomstudy.Therefore,theheatrechangeheattransferproblem.Consequently,amovinginterfaceseparatingtwodifferentphasesdevelopsandabsorptionorreleaseoflatentheathappensinthevicinityofthisinterface.Mathematicalmodellingofsuchproblemsarealwayschallengingtaskbecauseofthecomplexboundarybehaviorsofasphericalmoltenslagparticleispertemperaturerange;Meanwhilenumericallysimulatedbysolidificationprocess,whiletheradiationsignificantlyimprovestheincreaseofairvelocitiesandvariationofthethermalsolidificationtimeoftheslagparticle,theconsiderationofradiationofthephasechangeinterfacesandproportionforits'highinitial3相变温度恒定时熔渣颗粒相变冷却换热的一维数值模拟completethewhole 1 2 91.1研究背景 91.2高炉渣的处理和余热回收技术的发展 1.2.1传统水淬 1.4.1研究目的 1.4.2主要主要研究内容和创新性 2数值模拟方法 25 2.2.1泰勒(Taylor)级数展示法 2.2.2控制容积积分法 302.3.2能量方程 2.4.1方法原理 2.4.2质量方程 2.4.3动量方程 2.4.4能量方程 2.5相界面处理方法 2.5.1界面附近的插值 2.5.2连续表面张力(CSF)模型 2.6辐射模型 2.7.1求解器选择 2.7.3计算稳定性和收敛性 2.8本章小结 3.1.1物理模型的建立 3.2模型验证 3.3.1换热特性分析 3.4.1颗粒直径的影响 3.4.2空气速度的影响 3.4.3空气初温的影响 3相变温度恒定时熔渣颗粒相变冷却换热的一维数值模拟 4.1.1物理模型的建立 4.3.2辐射换热的影响 4.3.3导热系数随温度变化的影响 4.4不同运行工况下熔渣空冷相变换热特性研究 4.4.3空气初温的影响 4.4.4熔渣初温的影响 77 78 5.4.2颗粒内部及空气温度场分布 5.5不同运行工况下熔渣空冷相变换热特性研究 5.5.1颗粒直径的影响 错误!未定义书签。参考文献 错误!未定义书签。英文字母d:液滴直径mmg:重力加速度R:转盘半径mr:距离旋转中心径向距离m;rps:转/每秒s-¹;Re:雷诺数希腊字母δ:液膜厚度mw:运动角速度rad/s;λ:波长m;1.1研究背景能源是一个国家赖以生存和发展的重要支柱。由于化学能源的有限，为了满有重要经济效益。钢铁工业是典型的过程工业，是资源、能源密集型产业，吞吐量大、生产制造链长。钢铁企业的余热资源主要分为产品余热、熔渣余热和废气余热几个部分。其中熔渣携带大量的高品位热能，这部分热能至今没有得到很好的回收利用，也是整个行业中少数还没有被回收利用的余热资源之一。钢铁熔渣是钢铁冶炼过程中产生的副产品，以高炉渣为例，出渣温度为1450~1600℃,吨钢的渣产量为0.315.27亿吨(世界钢铁协会)。然而钢铁工业也是能源密集型产业，需要消耗大量表1.1高炉渣和转炉渣显热(以生产每吨钢铁计算，参考温度为25℃)渣量出渣温度平均比热显热显热高炉渣转炉渣却时形成非晶相(或称玻璃相)。经估算，后者释放的热量比前者约少17%2;但是离心粒化干式粒化余热回收技术是一种新兴的工艺3,其中的转杯离心粒化-1.2高炉渣的处理和余热回收技术的发展1.2.1传统水淬其中前者释放的热能比后者多17%²。但前者产生的炉渣只能用作路基材料，后者产生的炉渣可以用作水泥生产的掺合料，大大提高了炉渣的后续利用价要提高换热速度就要尽量缩小渣粒的尺寸，这可以抵消一部分低导热率的影决问题的关键。在20世纪70年代干式粒化高炉渣的研究已经在国外开始，前苏联、瑞典、德国、英国、日本、澳大利亚等国都有研究高温熔渣，包括高炉渣、钢渣等干式粒化技术的记录。有的方法还进行了工业试验，但是目前尚无一种方法真正实现工业化。下面主要对主要的干式余热回收工艺进行介绍。1.2.2物理显热回收工艺物理显然回收工艺是指利用不同的物理方法对高温熔融高炉渣进行余热回收利用的工艺，对于物理显热回收工艺，将液态高温熔渣破碎是非常重要的部分。根据破碎的原理，可以将物理显热回收工艺分为：机械破碎法余热回收工艺，风淬法余热回收工艺和离心粒化法余热回收工艺。①机械破碎法余热回收机械破碎法是指高温熔渣在机械力的作用下破碎。下面主要介绍几种机械破1)冷却转鼓法(熔渣薄片状固化工艺)此法技术难点是：a.转鼓的设计和稳定运行的控制；b.渣膜厚度的控点高蒸发潜热有机溶剂的选择。因此，此回收工艺的热回收率偏低。2)旋转滚筒法20世纪70年代末，日本住友金属和石川岛播磨重工联合开发了该工艺9,工艺流程为高温渣粒自由滴落，撞击在敷有不同浸润涂层的高速旋转的滚筒表面，该法技术难点：a.旋转滚筒表面涂层的选择；b.介质颗粒与高温颗粒的分3)机械搅拌法日本住友金属工业开发了一种连续搅拌法熔渣造粒工艺10-11,如图1.2所示。熔渣在机械搅拌作用下被破碎。具体流程为：液态高炉渣注入到搅拌装置，在旋转叶片的搅拌作用下被破碎冷却。破碎后的渣粒在转轴的转动作用下不断地送到装置的外部，粒化装置由外部的水套冷却保护。此法缺陷在：a.炉渣尺寸大而不均匀；b.冷却后炉渣玻璃化程度不高。显moltenstageMtrancemoltenstageMtranceFig.1.2Schematicofmechanicalagitationprocess4)Merotec工艺(利用热应力)该工艺由德国设计开发，见图1.3²。粒化器是充填了介质(细渣粒)的流化渣粒。这两种渣分别进入渣仓1和2,细渣粒返回用于循环操作。熔渣热量通过介质的吸热、粒化器的冷却空气和流化床换热器得到回收。流化床内渣粒的温度可通过风量大小调节，一般为500-800℃1)日本转炉钢渣风淬处理工艺目的是：1)回收氧气转炉液态渣的显热；2)转炉钢渣的综合利用。1977年在NKK2)俄罗斯乌拉尔钢铁研究院钢渣风淬粒化和余热回收装置用甲烷重整反应来吸收热量的方法(这一点将在化学方法中说到)。早在19世纪80年代，英国的Pickering等人就开始研究用转杯粒化造粒的方法来回收熔渣余3相变温度恒定时熔渣颗粒相变冷却换热的一维数值模拟图1.4钢渣风淬粒化和余热回收装置异。转杯的边缘设置了气流喷嘴，喷出的气流在换内转速对渣粒大小影响较大，超过30n/s后影响不大。他还对不同的转杯深度和玻璃丝的出现不利于熔渣热量的回收和渣后续利用，因此并不是转速越高越好。1.2.3化学余热回收工艺化学余热回收工艺是指高温熔渣的热量(包括显热和潜热)利用化学反应来甲烷重整反应法；(2)煤的气化法；(3)直接反应法。①甲烷重整制氢反应法日本学者KASAI,Akiyama等人[26,27]利用将高炉熔渣显热转换成化学能的方式将热量转移出来，进行回收。利用高速喷出的甲烷和水蒸气混合气体对液态炉渣进行冷却粒化，二者进行强烈的热交换，液态渣在风力的破碎和强制冷却作用下，其温度迅速下降并破碎为细小颗粒。同时，混合气体在高炉渣显热的作用下，发生吸热反应生成一氧化碳和氢气，从而直接利用高炉渣的热量，化学反应2004年中国刘宏雄[28]将煤的气化和高炉渣的急速冷却过程结合起来，设计了一套利用高炉渣余热制造生产水煤气的工艺[29]。该工艺主要利用煤气化来吸3相变温度恒定时熔渣颗粒相变冷却换热的一维数值模拟吸收热量后发生气化反应，同时粒化后的渣粒快速冷却凝固。具体装置如图1.6tDdt图1.6利用熔渣余生产煤气的实验装置[29]Fig.1.6Theexperimentalapparatusofcoalgasification③直接生产高附加值产品的产品，无疑将成为熔渣利用的最佳选择。2002年中国的1.3相变冷却过程研究进展品工业、太阳能利用、化工工业等方面都伴有相变过程而确定出不同时1.3.1相变问题的特点1.3.2相变问题的数学化处理所谓相变过程数学化.即基于对具体的相变问题或过程的理解进行合理的概括和简化之后.将其归结为由一个或多个微分方程及相应的初、边值条件组成的理想化意义下部分问题可获近似解。处理相变温度归纳起来可从如下3个不同角第3类边界条件及具有初始过热问题的处理十分不便。而固定区域法.特别是焓1.3.3相变问题研究进展许多研究人员已经对离心粒化和高温熔渣的传热过程进行调查。Hadi边界条件(边界温度随时间呈指数变化)的半平板的熔化过程、圆柱体向外凝固的过程和球体向外凝固的过程三种实例，使用不同的数况下，采用数值解法得出的结果与分析解符合得很好；此外，焓法模型在迭代求解时，固液界面附近通常会出英国华威大学工程学院的J.Yang和上海交通大学的C.Y.个相变材料(PCM)颗粒的相变冷却特性。他们假设：(1)液相区温度恒定且等固相区的物性参数为常数；(3)边界条件为第一类边界条件；(4)凝固过程中， (1)单相问题；(2)外壁面温度给定为一个低于凝固温度的温度值；(3)忽略液相凝固为固相产生的密度变化；(4)液相和固相的热物性参数一致。通过使用料(PCM)的相变冷却过程进行了数值研究。他们作了如下假设：(1)一个球形的Stefan问题；(2)球形容器外壁面与环境进行对流换热，环境温度保持不变；(3)相变冷却过程中，忽略容器内液相区的对流换热，仅考虑热传导；(4)相对一个伴随诺依曼边界条件(即给出边界热流密度的第二类边界条件)下的一维题，同时也作了如下假设：(1)除导热系数外的其他热物性参数都为常数；(2)(1)液相和固相有各自的导热系数且为常数，其他热物性参数均为常数；(2)忽略液相区的对流换热，仅考虑热传导；(3)温度只在径向变化，简化成一维问北京航空航天大学和黑龙江大学的QiangSheng等人4在考虑重力和自然对流固过程，并做了如下假设：(1)忽略相变材料发生相变时引起的速度变化，相变材料和多孔基体均匀且各向同性；(2)相变材料的热物性参数不随温度变化。然的作用；边界为定壁温62,或者对流换热情况63等。而对实际高炉渣颗粒的余热回收，它是一个典型的相变传热过程，其相变过程中存在以下特点：(1)随着凝固过程的进行，物相及晶相的改变导致其物性参数不断变化；(2)在高炉渣相变1.4本文研究目的和主要研究内容本处于初级阶段，而且基本的研究多集中或建立在以下假设条件之上：(1)假设着温度的变化的；(2)认为高炉渣的相变温度1.4.2主要主要研究内容和创新性分布等的影响。在此基础上，利用凝固和熔化模型耦合VOF(VolumeofFluids)2数值模拟方法以数值计算方法为基础，借助(利用)电子计算机求解物理过程的方法—热有限元法、摄动法、变分法等。蔡冥香5以冰的融化为例，利用有限差分法，在物理问题数值求解的基本过程如图2.1所示模型化no.解收敛否图2.1物理问题数值求解的基本过程③区域离散化：在计算区域中配置需要计算温度的地点(位置)(称为节点)④控制方程的离散化：按照一定的原则(通常是守恒原理),建立每个节点上未知量(φ,温度)与其相邻点上未知量之间的代数关系式(称为离散方程)每一个节点可视为相应微小容积(称为控制容积)的代表，控制容积的边界格线(常用实线表示)。根据节点在子区域中的位置划分，有外节点法和内节点法。外节点法节点位于子区域的顶点，用直线簇划分出子区域。子区域的顶点就是节点，子区域与控制容积不重合，先确定节点，后确定界面。记为方法A。内节点法，节点不在控制容积中心，节点位于子区域的中心，划分子区域的直线簇称为界面，控制容积和子区域重合，先定界面，后定节点。记为方法B。以二维为例，网格系统的标记方法如图2.2和2.3所示。j+0.5节点间距δx,δy,界面间距△x,△y,对于均分网格：&x=△x,δy=△y,内、外节点法的节点分布在区域内部趋于一致。①边界节点所代表的控制容积不相同，外节点法：△xp≠0,能更好地考虑边界节点之间的传热作用，更符合实际；内节点法：△xp=0,不能考虑边界节点之间的传热作用。②网格不均匀时，外节点法界面位于相邻两节点正中间，而内节点法的界面不在两节点正中央。③节点位置，外节点法不在控制容积中心，内节点法在控制容积中心④对求解区域内材料物性突变的适应能力不同。内节点法能方便地将物性发生阶跃变化的交界面作为控制容积的界面，从而使同一控制容积内的物性保持均匀一致。因此有材料物性突变时，采用内节点法。且内节点法比外节点法更适用，在一般的处理过程中，通常采用内节点法。外节点法相对于内节点法而言，是一种先定节点位置位置，然后确定界面位置的方法。控制容积是由相邻节点之间中间位置上作出的界面曲线确定的。内节点法，节点不在控制容积中心，节点位于子区域的中心，划分子区域的直线簇称为界面，控制容积和子区域重合，先定界面，后定节点。记为方法B。离散化区域划分如图2.4所示。Fig.2.4Thediscretezonesofnodalanalysis可以看到，内节点法相对外节点法有很多优势，如当网格划分不均匀时，内节点法的节点位置永远都在控制容积中心。内节点法的界面生成自然，碎玉程序编写和求解计算都更加合理，因此本文用内节点法编制程序。2.2方程离散化建立离散方程的常用方法有四种，即泰勒(Taylor)级数展开法、多项式拟合法、控制容积积分法及平衡法，这里主要介绍泰勒级数展开法和控制容积积分法。X定义：把控制方程中的各阶导数用相应的差分表达式来代替而形成离散方程的方法。由于各阶导数的差分表达式可以由泰勒级数展开而导出，故名曰泰勒级数展节点(i,n)、(i+1,n)和(i-1,n)处的精确值，它是未知、待求的。在进行数值计算时，只能获得其近似值，分别记为,且它们应满足以下关系式(或按以下关系式来确定近似解t”,t"1,t"1:向前差分向后差分中心差分一阶精度一阶精度二阶精度同理，对非稳态项的一阶偏导数ot/0t也有类似的差分表达式：对二阶导数项o²t/ax²亦有：有各阶导数的差分表达式后，把控制方程中的所有导数用同一节点处的相应差分表达式来代替，并将所有各项的截断误差相加，从而得到要求的差分离散方程和相应的截断误差。2.2.2控制容积积分法控制容积积分法又称有限容积法，是传热问题数值计算中广为采用的方法。该方法的基本步骤为：①将每个节点视为一个控制容积，把控制方程针对每一个控制容积进行某一时间间隔和空间间隔进行积分②选定函数(温度)随着时间和空间的变化情况及规律，称形状函数或者型③根据选定的型线，作出方程中的各项积分，并整理成关于未知节点函数值(温度值)的代数方程。两种常用型线节点间分段线性分布控制容积阶梯式分布节点间分段线性节点间阶梯式分布在t-T的阶梯式分布中，又有显式与隐式两种情形。显式，在△T的整个时间间隔内，函数(温度)均取为开始时刻之值，仅在该间隔的结束时刻才取得终了时刻(△T+T)之值；隐式，在整个△T时间间隔内，函数(温度)均取为终了时刻之值。C—N,在△T间隔内，从开始时刻值直线变化到终了时刻之值。实施过程如下：②将模型方程对控制容积P在t→t+△t时间间隔内积分)——体现了△t间隔内控容P上的能量平衡关系。③选择t,ot/ax的型线，完成积分计算1)非稳态项，t及pc对x作阶梯式变化，t=tp,p=(pc)。2)扩散项，ot/ox对t作显式、阶梯式变化，取为分段线性分布，则有3)源项S对t及x均作阶梯式变化，且对t为显式变化。④将各项积分结果代入能量平衡式，整理得到离散方程(两端同除以△x△t),?改用(i、n)网格标记，则上式将与泰勒级数展开法得到的显格式结果相同。2.3Solidification/Melting模型可以用来求解包含有熔化和凝固问题的流动和传热问题66,即Solidification/MeltingModel(凝固熔化模型)。它采用的基本数学模型是焓法模型，是由V.R.Voller和Prakash等54提出的。这种凝固和熔化现象可以发生在：(1)某一恒定的温度下发生(相变温度恒定，如纯金属);(2)在一个温度范围内发生(即存在相变温度带，相变温度为一个区间，如石蜡，合金等)。对于凝固和融化发生在相变温度区间的问题，FLUENT的凝固和熔化模型中引入了一个非常重要的概念，就是液相率，定义如式子2.20。由此，凝固界面不需要追踪，可用液相系数来表征。它表示了控制容积中的液相比例。液相系数根据热焓平衡在每一步迭代中计算。β=0,ifT<Tplidsβ=1,ifT>Tiguidhs度带为0.如图2.3.1所示，在相变温度带内，物质的形态为糊状区。它指是液相系数在0和1之间的区域，在液相和固相之间。共存糊状区被虚拟成一种特别多孔介质，孔隙率随着材料凝固而从1减少到0。当材料完全凝固时，孔隙率变为0,在动量和湍流方程中产生附加源项，使流动速度也降为0。图2.5凝固融化模型多孔介质假设Fig.2.5ThemushyzoneoftheSolidification/MeltingModel当相变区存在流动问题时，FLUENT在动量方程中加入了一个动量修正项用来考虑因为相变过程中由于固相的增加引起的压力下降，修正项的表达式为67线越陡峭。其中，当全部为液态时，动量方程源相为0。当有固相出现并不断增加时，动量源相不断增加，抵消动量方程中的对流和扩散部分的作用。2.3.2能量方程在凝固融化模型中，能量方程的计算采用的是焓法模型。可写为：在能量方程表示中，物质的焓是物质的显热焓h和潜热焓△H组成：能量方程中的源项可以写成材料的潜热和液相率的关系：由于在本文中用到凝固融化模型，其在与多相流模型耦合使用时只能用VOF模型。因此，本文选用VOF。2.4.1方法原理VOF(VolumeofFluid)方法是由Hirt和Nichols等68.69提出的，其实现的必要条件是各相流体间没有相互穿插，通过求解分别的动量方程和计算穿过区域的每一流体所占的体积分数来模拟计算两种或两种以上不相混合的流体的流动。相与相之间的界面则通过计算各单元内各相所占体积分数α,同时结合界面重构方法来进行模拟。其中某一单元内流体体积分数α定义为：在任意网格单元内存在：α通过求解一相或多相容积比率的连续性方程来求解，即本文中只涉及空气和熔渣两相流体，则n=2。质量守恒方程又称为连续性方程。是指在运动的流场中，流体不断地流进流出控制体，控制体中所包含的质量可能随时间变化，但总体上说质量不能产生，也不能消灭。无论对于单相还是多相流动问题，其质量守恒方程均可表示为：2.4.3动量方程动量方程是牛顿第二定律在流体力学中的应用，即单位时间内控制体中流体动量的增量等于单位时间作用于其上的外力总和。在VOF方法中则通过求解整个区域内的单一的动量方程，求解速度场。如下所示：密度和动力粘度：p=Ppg+a₁(p₁-Pg)μ=Hg+a₁(H₁-Hg)式中下标g和1分别表示气相和液相。2.4.4能量方程能量方程是能量守恒定律在流体力学中的应用，其含义是单位时间内控制体中增加的能量等于进入控制体的净热流量加上体力与面力对控制体所做的功：VOF模型将能量E和温度T为质量的平均变量：两个模型耦合运用时，通过上述方程联立求解，先计算不同的流体物质分布，再讨论物质内部的固液相分布，由此可获得凝固过程中熔渣颗粒内部固液相分布的变化过程。2.5相界面处理方法FLUENT里的控制容积公式要求穿过控制容积面的扩散和对流通量与控制容积(geometricreconstruction),物质接受(donor-acceptor),欧拉显式和隐式。几何重建和物质接受方案则采用特殊插值方式处理相界面附件的单元。图2.6所图2.6界面重构方法Fig.2.6Interface从图2.5.1可见，几何重建方法采用分段线性方法重构的流2.5.2连续表面张力(CSF)模型上的张力，处于相界面位置处的分子受到的液相分子吸引力与气相分子吸引力不同，使其所受合力不等于零，合力方向垂直指向液体内部，使得液体表面呈自动收缩的趋势。FLUENT中表面张力模型是由Brackbill[70]等提出的连续表面力(CSF)模型，将VOF计算中附加的表面张力处理为动量方程的源项。相界面两侧的内外压差等于表面曲率和与表面张力系数之积：连续表面张力模型中表面曲率通过垂直于相界面的表面局部梯度计算得到。n为表面法线，定义为第k相体积分数的梯度：n=Vak其中通过计算表面的压力梯度可以得到表面张力的大小或者采用散度定理将表面张力表示成当量的体积力。作为动量方程的源项，表示成如下形式：下标i,j代表第i相和第j相流体。本文中只有气液两相流体，因此公式(2.39)式中p为容积平均密度。由公式2.40可见一个单元内表面张力的源项与单元的平均密度呈正比关系。表面张力是影响相界面形状的关键因素，决定流体的形变特性。它通过减小界面面积使整个体系自由能最小化。表面张力影响的重要性决定于两个无量纲参数：雷诺数Re和毛细数Ca或者雷诺数Re和韦伯数We。当雷诺数Re<<1时，毛细数起决定性作用：而当Re>>1时，韦伯数起决定性作用：其中U为自由流速度。如果Ca>>1,毛细力不可忽略。We>>1时，表面张力效应不可忽略。本文计算模型的雷诺数和韦伯数均远大于1,因此计算中需考虑表面张力的作用。2.6辐射模型Rosseland辐射模型，表面辐射(S2S)模型，离散坐标辐射(DO)模型7,721。对于某些问题，某个辐射模型可能比其它模型更适用。在确定使用何种辐射模型时，需要考虑的因素如下：①光学深度：光学深度aL是确定选择辐射模型较好的指标。其中，L为计算域大致的长度标尺，a为吸收系数。例如，对于燃烧室内的流动，L为燃烧室的直径。如果aL≥1,那么,最好的选择是使用P-1或Rosseland辐射模型。P-1模型一般都用于光学深度>1的情况。若光学深度>3,Rosseland模型计算量更小而因此，如果问题允许的话，应尽可能的选择具有“光学深度限制”的P-1或Rosseland辐射模型对于光学深度较小的问题，只有DTRM和DO模型时适用的。此项。由于Rosseland模型在壁面使用具有温度滑移的边界条件，所以，它对壁面的发射率(黑度)不敏感。③只有P-1和DO模型考虑气体与颗粒之间的辐射换热。④半透明介质与镜面边界：只有DO模型允许出现镜面反射(全反射，例如镜子)以及在半透明介质(例如玻璃)内的辐射。⑤非灰体辐射：只有DO模型能够允许用户使用灰带模型计算非灰体辐射。⑥局部热源：对于具有局部热源的问题，P-1模型可能会过高估计辐射热流。这种情况下，DO模型可能会是最好的辐射计算方法，当然，如果具有足够多的射⑦没有辐射介质情况下的封闭腔体内的辐射传热：表面辐射换热模型(S2S)适用于这种情况。从原理上讲，使用具有辐射介质的各种辐射模型也可以计算辐射表面间的换热，但计算结果并非总是很好。考虑到以上几点，对于高温熔渣与周围环境的辐射换热的计算，本课题选用2.7数值计算中相关问题的处理2.7.2计算区域离散和初始化为主相，体积分数为1,密度较重的熔渣定义为第二相，体积分数为0;(2)采用予该区域体积分数为1,即为第二相熔渣，并且给定初始的温度和速度等。表2.1计算区域初始化情况计算域速度(m/s)压强(Pa)熔渣***0空气1*0壁面*2.7.3计算稳定性和收敛性松弛因子和时间步长的大小会对计算的收敛和稳定性产生影响。在计算过程中，通过不断的调试找到最为合理的值。本文动量方程和压力项松弛因子初始设定为1,计算时通过对残差曲线以及结果的观察，如果稳定性较差时，可适当将其改小，针对本文中计算工况，取值为0.7或0.8时较好。关于时间步长的选取，主要根据Courantnumber来选取时间步长大小以满足计算的收敛性和稳定性。Courantnumber反应了时间步长和空间步长的相对关系，其中V表示速度，dt为时间步长，dx为空间步长。一般来说，Courantnumber小时收敛速度慢，但是稳定性好，Courantnumber大时收敛速度快，计算稳定性差。计算中，通过对残差收敛速度和稳定性观察选取适当的时间步长对Courantnumber进行调整，本文中时间步长选取为10-⁶至107时，Cr数小于0.25,计算的稳定性和收敛性较好。2.8本章小结本章对本文计算模型所用到的控制方程，VOF方法以及相界面处理方式进行了详细的阐述。并对数值模拟中求解器选择、计算区域初始化、计算稳定性和收敛性等技术方法进行了讨论。3相变温度恒定时熔渣颗粒相变冷却换热的一维数值模拟3相变温度恒定时熔渣颗粒相变冷却换热的一维数值模3.1模型的建立流换热，同时与周围环境进行辐射换热，如图3.1.1所示。高温熔渣颗粒先后经做出如下假设：(1)假设颗粒温度只沿径向变化。(2)颗粒中热量的传递以导热为主，忽略自然对流的影响。(3)相变温度确定，移动相界面清晰。(4)相变过Fig,3.1ThephysicalmodelofBlastfur内节点法具有如前所述优点，本次模拟中采用的网格离散方法是内节点法。节点划分情况如图3.2所示。如上述所示，我们对半径方向上进行网格的划分，先定界面，再定节点。一共有n+1个节点，其中0,1,n-1,n点是我们要特别处理的点。通过对所研究的对象进行网格的划分，对所划分的每一个节点列出相应的控制方程，对控制方程进行离散，最后得到每一个节点温度的方程。通过在语言下进行编程计算，最后得出每一个节点温度随着时间变化的值。3.1.2数学模型的建立针对高温熔渣颗粒的相变冷却过程建立如下数学模型731:考虑高温熔渣颗粒与周围环境的辐射换热，以及颗粒固液相导热系数随温度的变化[74](以某一温度为分界),建立初始条件和边界条件如下：初始条件边界条件：λ=-99.552+0.19672t-1.2574×10-⁴t²+2.625×10-8t³λ=0.7095+7.3468×10-⁴t+7.6683×10-7t²-6.5718×10-10t³(fort<1373.15K)3相变温度恒定时熔渣颗粒相变冷却换热的一维数值模拟本文计算中采用的物性参数如表3.1所示：表3.1物性参数表变量数值定性温度为空气流来流温度，特征长度为颗粒直径。通过计算，得到不同风速，不同直径情况下换热系数的值，如表3.2所示。表3.2不同直径、空气流速下外掠炉渣颗粒对流换热系数h(w/(m2.K))经(om)空气流速u(n/s)123452345678本文对熔融高炉渣颗粒相变冷却的计算分为两个过程，冷却阶段和凝固阶段。对冷却阶段时间步长为定值，在凝固阶段时间步长为凝固一个△r所用的时间。在此方法上，将上述高炉渣颗粒物理模型利用内节点法进行离散，如图3.2所示。控制模型采用有限差分法离散，空间时间都用向前差分。式(1)-(5)可以离散①冷却阶段a₁=p*c/△t,a₂=λ/(△r)²,a₃=λ/(△r*r)Fig.3.2thedivisionofnodes之PE+2图3.3某一时刻相界面位置图Fig.3.3thepositionofthephasechangeinte其中各节点温度系数的定义中除了中间的时间步长有变化，对相界面右侧参数采用固相参数，相界面左侧参数采用液相参数，其他均不变。本文对变化的时间步长作了以下修正：①利用式(3.10)计算的时间步长△t作初值，带入(3.11)计算温度分布②利用计算出的温度分布重新计算时间步长△t*。计算式子如下：对E=n-1时，即移动第一个△r,有：移动第i(i≥2)个△r,有：③判断△t-△t*≤e,满足则计算下一个相界面位置。不满足则重复①-③。将上述方程组在FORTRAN环境下进行编程计算。3.2模型验证行了求解，图3.4为计算结果与白凤武等人⁶结果的对比。结果表明本模型的建图3.4模型验证3.3熔渣颗粒相变换热特性分析3.3.1换热特性分析3相变温度恒定时熔渣颗粒相变冷却换热的一维数值模拟,=1.00图3.5定导热系数条件下熔渣颗粒内部温度分布变化固后期，由于较大的固相导热系数，使得相界面移动速度加快，如图3.6所示。 图3.6定导热系数条件下熔渣颗粒内部相界面移动情况如图3.7为高炉渣颗粒小球凝固过程中降温速率的变化。从图中我们可以看出，得颗粒外表面附近显热释放减弱，降温速率降低。r=0.5r₁的显热释放也减弱，降温速率降低。直到该处开始凝固时，降温速率降到最低。并且当凝固完成后，导热系数增加，换热增强，因此降温速率增加。 Fig.3.7thecoolingrateinsidetheparticlewithconstantthermalconducitivity由前部分所述，液态高炉渣颗粒出渣温度高，因此在冷却过程中除了与空气的对流换热外，还与周围环境发生了辐射换热。并且不同的研究这对于高炉渣辐射系数的取值不同，而通过查阅文献，得到了锅炉渣的辐射系数为0.70-0.96,而0.8作为高炉渣的辐射系数。图3.8示出了定导热系数条件下，在高温熔融颗粒边界同时考虑对流及辐射换热时颗粒内部温度随时间的变化。与仅考虑对流散热(图3.5)相比，颗粒表面温度降低到相变点的时间大为缩短，在0.064s即开始发生凝固。这是由于对高温熔渣颗粒而言，辐射所导致的散热量远大于对流换热。表面温度的快速降低，使得颗粒内部的导热温差增大，促进了颗粒内部热量的向外传递，从而加速了颗粒3相变温度恒定时熔渣颗粒相变冷却换热的一维数值模拟图3.8考虑辐射情况下颗粒内部温度分布图3.9考虑辐射情况下相界面移动情况Fig.3.9Themovementofthephasechangeinterfacewiththeconsiderationof3.3.3导热系数随温度变化对换热的影响热系数随着温度在0.27到1.57之间变化。与图3.8相比，熔渣颗粒表面温降速率减小，表面发生凝固的时间延后到0.172s,颗粒内部温差缩小；在相变温度点处，颗粒内部温度(特别是越靠近中心部分温度)表现出较长时间的接近等温过前=0 图3.10变导热系数情况下颗粒内部温度分布所需时间增加到2.08s。3相变温度恒定时熔渣颗粒相变冷却换热的一维数值模拟cnouathepmutiunnd图3.11t=1.5s不同导热系数下熔渣颗粒内部温度分布constanttemalconductyi图3.12不同导热系数下相界面移动情况3.4不同工况下熔渣单颗粒空冷相变换热特性研究3.4.1颗粒直径的影响颗粒的相变冷却特性进行了研究。得到了不同直径情况下小球颗粒的凝固时间，这样会降低余热的回收效率同时不利于系统实际运行，系统必须进行定期清理。天重天重图3.13不同直径颗粒外侧温度分布(r=r₁)始凝固时间分别为0.112s,0.233s,0.293s。在发生凝固之后，在相变温度点处减少，对流换热减弱，因此温度降低速度减小，达到凝固温度点的时间延长。图3.15所示为不同颗粒直径情况下小球颗粒的凝固时间，随着颗粒直径增加，颗粒完全凝固时间大幅增加，而且增加幅度不断上升。通过多项式拟合，得到颗粒凝固时间与颗粒半径之间的关系式(拟合度为0.999)如式3.14所示：图3.16不同直径颗粒凝固完成时径向温度分布Fig.3.4.4Theradialdistributionoftemperatureinsidetheslagparticlewith3.4.2空气速度的影响下面主要对d=2mm,v=2.8m/s工况下的高炉渣颗图3.17所示为不同风速情况下熔渣颗粒外侧温度分布情况。从图中我们可以变强，温度分布较液相区平缓。随着风速增加 图3.17不同空气速度下颗粒外侧温度分布 图3.18不同风速情况下相界面移动情况均降温速率为114℃/s,v=6m/s时平均降温速率为107℃/s,v=4m/s时平均降温速率为99.57℃/s。在完成相变之后，平均降温速率分别为591.5℃/s,559℃/s,热。同时由于熔渣温度高，辐射换热强。如图3.4.8所示，为不同空气流速情况0 图3.19不同风速下熔渣颗粒r=0.5r₁处降温速率Fig.3.19Thecoolingrateofthepositionr=0.5r₁withdifferentairveloc同时，我们可以看到，随着风速增加，对流换热占比增加。v=2m/s,4m/s,6m/s,8m/s情况下对流换热平均占比为35%,43%,48%,52%。因此，对于高温熔渣，在同时，我们对颗粒凝固完全凝固时间与风速之间的关系进行了拟合。如图3.21。得到颗粒凝固时间与空气流速之间的关系式(3.15)。(拟合因子为0.998)图3.21不同空气流速界面移动情况3.4.3空气初温的影响 图3.22不同空气初温下相界面移动情况3.4.4熔渣初温的影响3相变温度恒定时熔渣颗粒相变冷却换热的一维数值模拟图3.23不同空气初温下相界面移动情况3.5本章小结过拟合得到凝固时间与颗粒直径之间关系式为：T=-0.21728+1.40751r+合得到凝固时间与冷却气流速度之间关系式为：τ=2.22104-0.07484v+4存在相变温度带时单熔渣颗粒空冷相变换热的一维数值模拟4.1模型的建立流换热，同时与周围环境进行辐射换热。如图4.1所示，由于高炉渣为混合物，状区(固液相共存)和固相区。建立物理模型时，做出假设为：(1)假设颗粒温convection+radiation图4.1高炉渣颗粒物理模型(考虑相变温度带)建立物理模型后，利用内节点法对高炉渣颗粒的物理模型进行离散，节点划分情况如图4.2所示。图4.2(a)图示出了t=0时熔渣颗粒节点位置分布，边界点是我们要特别处理的点。图4.2(b)示出了t=T₀时刻熔渣冷却到一定状态的情况，熔渣内部存在两个移动的相界面，两个相界面中间的区域是固液共存区域，即糊状区。通过对所研究的对象进行网格的划分，对所划分的每一个节点列出相应的控制方程，对控制方程进行离散，最后得到每一个节点温度的方程。通过在FORTRAN语言下进行编程计算，最后得出每一个节点温度随着时间变化的值。Fig.4.2Thenodedistributiondiagrtm代表了熔化温度，p,Cp,λ,L,t密度、定压比热容、热导率、潜热和温度。可以被描述为：其中物性参数定义为式(4.5),温度与焓值得关系为：(固相区)(糊状区)(液相区)热系数，r为球体半径，下标s为固相，1为液相，m指相变，其中：H为焓值，H和Hs分别为液相和固相的饱和焓，ta为相变温度半径。在高温熔融高炉渣颗粒凝固过程中，考虑高温熔渣颗粒与周围环境的辐射换热、与周围空气流的对流换热，以及颗粒固液相导热系数随温度的变化74(以某一温度为分界),建立初始条件和边界条件如下：初始条件：t=0,t,=T₀(4.6)边界条件：式中，σ为黑体辐射常数，ε为辐射率。f指流体，w指颗粒最外侧壁面，r₁指固体颗粒最外侧。本模型中用到的物性参数如表4.1所示。Table.4.1Thephysicalpropert变量固相液相定性温度为空气流来流温度，特征长度为颗粒直径。经过计算可以得到不同直径，不同风速情况下流体外掠球体的对流换热系数。利用内节点法对控制区域进行离散，如图4.2所示。采用有限差分法离散控制方程，空间和时间均采用向前差分格式，且扩散项取时间为t+dt的值，得到隐式差分方程组(4.11)-(4.15)。HI+dr=HY+(2a+2b)T+dr-(3a+2b)TT+dt+aT₁I1dri=n-2(式中：dt、dr分别为时间步长和空间步长，i为某一计算节点，T为时间。在上述方程组中，通过带入各个区域焓值与温度的关系，在FORTRAN环境下进行编程计算。进行迭代求解得到整个计算区域的焓值分布和温度分布。通过判断焓值的大小，得到相应的液相区-糊状区、糊状区-固相区相界面的位置。4.2模型验证冻过程(相变温度带为0)进行了求解，图4.3为计算结果与白凤武等人63结果的 4.3.1熔渣相变换热特性分析性进行了求解。图4.4所示为定导热系数情况下高炉渣颗粒内部温度分布情况。此时温度出现小范围回升，回升之后缓慢下降知道t=3相区温度梯度较大。图4.5定导热系数情况下不同时刻小球内部温度分布图4.3.3定导热系数情况下相界面移动情况4.3.2辐射换热的影响2025 图4.7加入辐射时小球内部不同位置温度分布Fig.4.7Theinternaltemperaturedistributionwiththeconsiderationofradiation球内部温度分布和凝固时间都有重要的影响，在计算中，不能忽略。 度时，液-糊相界面保持静止，只剩下糊-固相界面移动，相界面厚度不断减小到0。最终小球颗粒在t=3.60s完成凝固。整个凝固过程中，由于固相导热系数比液相 0不和靠图0Fig.4.9Themovementphasechangeinterfacesandthethicknessofthephasechange4.3.3导热系数随温度变化的影响 Fig.4.10Thetemperaturedistwithvariedthermalconductivity在小球颗粒的相变冷却过程中，小球颗粒温度不断下降，在此过程中，小球颗粒的物性参数不断发生变化，如密度，导热系数，比热容等。颗粒内部物性参数的变化反过来会影响小球颗粒的相变过程中温度场以及凝固过程，凝固时间等热系数随着温度变化，变化规律如前公式所示。在考虑熔渣颗粒导热系数随温度变化时，熔渣颗粒内部温度分布随时间的变化如图4.10所示，此时边界换热条件图4.7相比，熔渣颗粒表面温降速率减小，表面发生凝固的时间延后到0.148s,颗粒内部温差缩小；在颗粒外侧达到凝固起始温度时，颗粒外侧温度分布没有出间缩短至至2.733s;但在颗粒中心完全凝固之后，颗粒内部的温差却较大，达到266K。这是由于：与定导热系数条件相比，在冷却过程前期，随着时间增加，颗粒温度逐渐降低，其导热系数逐渐增大，内部热量得以及时向外传递，使得温差较小，热阻增大，颗粒内部显热和潜热的传递图4.11所示为t=2s时，在考虑导热系数随着温度变化变生热系定导热系 图4.11t=2.0s小球内部温度分布4.3.4与不考虑温度带时相变换热特性对比不考出相要温度像 图4.13所示为相变温度恒定和相变发生在一个相变温度区间内相同的渣颗粒内部的温度分布。我们可以看到，在小球颗粒外侧凝固之前，温度分布基本没有区相变温度范围内时，小球颗粒的冷却速率远远小于相变温度恒定时的冷却速率。同时，前者在相变温度区间内温度平稳过渡，没有明显的转折点。前者在2.733s完成凝固，后者在2.08s完成凝固，造成这种结果的原因主要是：一方面，考虑相变温度范围时，小球颗粒凝固起始温度1671K,凝固完成温度为1661K。温度位置这两个温度区间之内便为固-液共存状态，即糊状区。在糊状区内热导率和其他物理参数由方程4.5定义。因此，糊状区的热导率较高，导热增强，热量得到及时传递，因此温度分布是平滑的。另一方面，当熔渣颗粒完成凝固时，相变发生在相变温度范围内时渣粒外侧和中心之间的温差是270K,而相变温度恒定时渣粒外侧与中心之间的温差是250K。因此，两者在释放相同潜热的同时，前者释放的 图4.14小球内部冷却速率变化情况(r=0.5r,)图4.14所示为不同情况下小球内部r=0.5r₁位置处冷却速率变化情况。由图可知，当相变发生在相变温度范围之内时，冷却速率先增加，增加到123℃.s时缓慢降低，降低到35℃.s¹时降温速率增加，增加到210℃..s¹时降温速率继续增加，但是增加的幅度有减弱的趋势。出现这种结果的原因是：冷却过程开始时，相变过程还没有发生，颗粒内部只有显热的释放，因此降温速率增加。当显热释放到一定程度时，颗粒开始凝固，凝固过程中由于潜热的释放，会一定程度时候。由于潜热的不断释放，显热释放有所恢复，因此降温速率会有所增加。当r=0.5r₁这个薄层区域相变完成后，显热释放增强，降温速率会持续增加。由于此时此处薄层已成为固相区域，平均导热系数较大，内部温度分布较为均匀，因此降温速率增加的幅度会有减小。与相变过程发生在恒定温度的情况对比，可以发现，整个过程降温速率都较低，平均降温速率为104℃.s。而后者平均降温速率为247℃.s¹。因此考虑相变温度带时，整个颗粒完成凝固过程耗费时间更长。4.4不同运行工况下熔渣空冷相变换热特性研究图4.15所示分别为 通过对不同直径的熔渣颗粒的凝固时间进行计算，得到如图4.17所示的凝固时间和颗粒直径之间关系曲线。通过拟合，得到了凝固时间与熔渣颗粒直径之间一个非常重要的因素，对高炉渣的余热回收，以及得到高品质玻璃态矿渣都有重4.4.2空气速度的影响内部的导热热阻，与空气对流换热过程中的对流换热热阻。因此，加大空气流速能够降低表面换热热阻，降低熔渣颗粒的凝固时间。但由于大的空气流速需要耗下面主要对d=2mm,v=2.8m/s工况下的高炉渣颗粒的相变冷却特性进行了分析和图4.18所示为不同风速情况下熔渣颗粒外侧温度分布情况。从图中我们可以开始释放，到达凝固结束温度，凝固完成。在相变温度范围之内，温度变化较为图4.17不同直径颗粒凝固时间 图4.18不同空气速度下颗粒外侧温度分布液-糊相界面移动情况，(b)为糊-固相界面移动情况。我们可以看到，随着风速增加，相界面移动速度加快，颗粒完成凝固时间缩短，但我们可以看到凝固时间缩短的幅度有所减少，风速为2m/时，凝固时间是2.733s,风速是4m/s式，凝固时间是2.607s,风速增加50%,凝固时间降低比例为5%。风速为6m/s时，凝固时间为2.517s,凝固时间仅降低3.58%。(a)液-糊相界面(b)糊-固相界面图4.19不同风速情况下小球内部相界面移动情况Fig.4.19Themovementsofphasechangeinterfaceswithdifferentairvelocity由此可以看出，流体速度增加，颗粒凝固时间减少不明显。这主要是由于颗粒除了与周围气流进行对流换热以外，颗粒还与周围环境进行辐射换热。同时由于熔渣温度高，辐射换热强。因此，对于高温熔渣，在相变冷却过程中，熔渣颗粒与周围环境的辐射换热在高温段影响较大。增加空气流速，对增强熔渣颗的换叶图4.20不同空气流速下凝固时间Fig.4.20Thesolidificationtimeoftheslagparticlewithdifferentair消-和氯幽图4.21不同空气初温下相界面移动情况Fig.4.21Themovementsofphasechangeinterfaceswithdifferentairinitial者件相界国机开图T=1BQ0K 图4.22不同熔渣初温下相界面移动情况4.5本章小结5单熔渣颗粒空冷相变换热的二维数值模拟单颗粒熔渣颗粒在空气流中相变冷却换热特性是本文主要的研究内容。在前面几章的研究基础之上，本章通过建立单颗粒熔渣在重力场中空冷相变换热二维数值模型，利用Fluent流体计算软件，凝固融化模型以及多相流模型等对高温熔渣颗粒在空气流中的相变冷却过程进行了进一步的研究。首先进行了网格独立性验证，然后对模拟结果进行了验证，确定了模型建立的正确性。在此基础之上，对高温熔渣颗粒空气流相变冷却过程中的相变换热特性，包含了颗粒内部相界面同时研究了不同颗粒直径，空气速度，颗粒初温，空气初温等参数对单颗粒熔渣相变换热特性的影响单颗粒熔渣空冷相变换热的三维模型计算区域如图5.1所示，球形熔渣颗粒(D=1,1.5,2mm)位于矩形流道中(对应为2.5×2×2,3.75×3×3,5×4×4mm³),计算区域足够大。模型下端为空气速度入口，四周和上端均为大气环境。通过讨论不同熔渣颗粒尺寸、空气速度、颗粒初温、空气初温等参数研究单颗粒液滴在不同运行工况下的相变换热特性。5.2计算区域网格划分及参数设定三维空间以中心为轴简化为二维的中心轴对称平面，颗粒直径d=1mm时计算区域，边界条件，网格划分以及初始状态相图如图5.2.所示，整个区域由25000处在一个大气环境中，CD边为空气速度入口边界条件。空气入口温度为300K,速算工质包括两相，分别为空气和熔渣。质量较轻的空气相设为基础相，熔渣相作然后在特定位置patch一个特定尺寸，温度，初速度为0的圆形液滴。通过改变不同的空气进口条件研究熔渣的相变特性，讨论不同冷却条件对熔渣相变冷却特性的影响。Fig.5.2Thegridpartitionofcomputionalzoneandtheinitialphasediagram模拟计算中用到的物性参数如表5.1所示。熔渣为多种氧化物的混合物，因此凝过程发生一个温度区间范围内，在模拟中设置熔渣的液化温度设为1671K,固化温度设为1661K,液态熔渣的表面张力设为0.478N·m¹,辐射率因子为0.8。模拟过程中需要用到的液态熔渣、固态熔渣和空气的物性参数见表5.1。熔渣导热当T>1373.15K时λ=-99.552+0.19672T-1.2574×10⁴T²+2.625×10-8T³(5.1)表5.1熔渣及空气物性参数表5.2计算工况表111213123212223对时间进行无关性检验，分别选取时间步长为0.0005ms,0.001ms和0.002ms数值格式，模拟直径为0.5mm熔渣颗粒在1m/s空气速度下后固相系数随时间变化，结果如图5.4所示。结果表明在保证计算精度的情况下，选取时间步长为0.001ms认为是可行的。5.3模型验证图5.5模型验证5.4熔渣颗粒相变换热特性分析5.4.1颗粒周围空气速度场分布到了熔渣颗粒体积随着时间变化的情况，如图5.7.所示。从图中我们看到，熔渣初始状态体积为4.19*10-⁹m³,t=0.2s之前在各种力的作用下发生形变，成椭圆状。体积缩小为4.126*10-⁹m³,之后体积不断减少，T=0.4s时体积为图5.6熔渣相变冷却过程中形态变化(d=2mm,v=2m/s)图5.7熔渣相变冷却过程中体积变化(d=2mm,v=2m/s)图5.8熔渣相变冷却过程中空气速度分布(d=2mm,v=2m/s)5.4.2颗粒内部及空气温度场分布图5.9为φ2mm熔渣在空气流速为2m·s¹的情况下，熔渣颗粒相变冷却过程中熔渣颗粒周围空气温度上升比较明显，靠近熔渣表面空气温度达到1300K,此时颗粒表层已经发生凝固。t=0.4s时，颗粒外侧温度分布出现变化，颗粒尾部空气温升较小。t=0.8s时，空气温升主要集中在颗粒两侧区域，直到颗粒凝固完成。由于颗粒表面各个方向上换热情况的不均为，导致颗粒内部温度分布出现不均匀，这种温度不均匀性导致颗粒内部发生自然对流，能够加强了颗粒内部的换热。例如，在t=0.2s时熔渣表面温度最低约为1640K,而内部温度最高点约为1673K。图5.10所示为熔渣颗粒在整个相变过程中空气出口最高温度，平均温度随着时间变化的情况。从图中我们颗粒看到，出口空气最高温度为858K,出口平均温度最高为566K,从空气温升上看，空气温度上升并不明显。分析原因，主要是由辐射换热占比较大，因此对流换热强度较弱。其次空气速度较快，在与颗粒进行换热时停留时间较短，因此温度上升不明显。图5.9熔渣相变冷却过程中温度分布(d=2mm,v=2m/s)coolingprocess(d=2Fig.5.10Thevariationoftheoutletairhighestandaveragetempartature图5.11所示为t=0.1s、0.2s、0.4s、0.8s时刻熔渣颗粒在相变冷却过程中不同时刻颗粒外表面温度随着时间变化的情况。熔渣在X轴上的左边范围为时，颗粒表面温度分布差异较小，平均温度为1666K,同时在颗粒球心位置90°到95°处温度明显下降，降到1638K。之后有一定回升图5.12给出了t=1.2s、1.6s、1.8s、2.0s时刻熔渣表面的温度分布，呈现一定 图5.13所示为熔渣表面平均温度。从图中我们看到，颗粒表面平均温度在外表面平均温度仅为1534K,比初始温度降低约139℃。5.4.3熔渣凝固过程中固液相分布图颗粒凝固过程不断向颗粒内部推进。从图中))图5.13熔渣表面的平均温度分布Fig.5.14solidandliquidfractiondistributionoftheslagd为0.26s-¹,颗粒完成剩下的5.46%耗时0.4s,是整个凝5.5不同运行工况下熔渣空冷相变换热特性研究5.5.1颗粒直径的影响宴图5.16不同直径颗粒颗粒完全凝固时间(v=3m/s)图5.16所示为风速v=3m/s时不同直