郭學(xué)益，王 雙，王親猛，閆書陽，田慶華

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氧氣底吹熔池熔煉過程氣泡生長行為仿真研究

郭學(xué)益1, 2，王 雙1，王親猛1，閆書陽1，田慶華1, 2

(1. 中南大學(xué) 冶金與環(huán)境學(xué)院，長沙 410083；2. 中南大學(xué) 中國有色金屬工業(yè)清潔冶金工程研究中心，長沙 410083)

采用CFD商業(yè)軟件ANSYS Fluent中VOF多相流模型研究底吹氧氣底吹熔池熔煉過程中氣泡的生長行為，并研究單氣泡在水中的生長破裂行為；在此基礎(chǔ)上，再通過底吹爐熔池內(nèi)部單氧槍的縱切面進(jìn)行二維數(shù)值模擬，分析了熔池內(nèi)部相分布、氣泡的形狀、生長頻率、直徑，以及變形、融合、破裂等過程。結(jié)果表明：水中的氣泡直徑越小、位置越深，停留時間越長。氧槍口處的初始?xì)馀葜睆綖?00 mm左右，氣泡生成頻率約為4 Hz；穩(wěn)定狀態(tài)下熔池內(nèi)部氣泡直徑分布符合Boltzmann函數(shù)分布，直徑為0~100 mm的氣泡數(shù)量占比80%左右；氣泡破裂時間比氣泡融合時間短，因此氣泡更容易破裂，氣泡融合后再破裂會攪拌熔體，加強(qiáng)傳質(zhì)傳熱效果。

氧氣底吹；熔池熔煉；氣泡生長；氧槍；VOF模型；數(shù)值模擬；氣泡直徑

氧氣底吹熔池熔煉是一種高效冶金方法。氣體從冶金爐底部噴入熔池形成氣泡與熔體間發(fā)生強(qiáng)烈反應(yīng)和交互作用，利用氣泡上浮驅(qū)動熔池內(nèi)熔體循環(huán)流動來加快傳遞過程，能使熔體內(nèi)部形成均勻擴(kuò)散區(qū)，實(shí)現(xiàn)劇烈攪拌。在氣液兩相流中，氣泡大小、形狀、運(yùn)動軌跡、氣液兩相之間以及氣泡之間的相互作用規(guī)律是影響氣液兩相流動行為的重要參數(shù)，也是氣液傳熱傳質(zhì)和化學(xué)反應(yīng)設(shè)備等設(shè)計和操作的重要依據(jù)。氣泡微細(xì)化在冶金噴吹冶過程中具有重要的作用和意義。劉柳[1]針對垂直上升管中的氣泡動力學(xué)特性做了詳細(xì)的研究，詹樹華等[2?3]針對浸入式側(cè)吹熔池攪拌現(xiàn)象進(jìn)行研究，并對比了深側(cè)吹和淺側(cè)吹的射流行為，發(fā)現(xiàn)深側(cè)吹攪拌能力更強(qiáng)。DILKHUIZEN等[4]采用VOF和界面追蹤的方法研究單個氣泡在水中運(yùn)動受到的阻力及體積力，分析了密度、粘度、表面張力、氣泡直徑對氣泡形狀的影響。HUA等[5]采用3D-VOF模型研究多個氣泡在粘性流體中的運(yùn)動及交互作用。YANG等[6?7]研究了氣液固多相流高壓狀態(tài)下氣泡形成動力學(xué)。ANNALAND等[8]研究了孤立靜止液體中的氣泡在上升過程中形狀和速度變化。LIU等[9?10]研究電弧爐煉鋼過程中，采用相干氣體射流提高超聲波氧氣噴射的攪拌效果和熔池中的反應(yīng)速率。模擬超音速相干射流的流場特性，對比了在熱(1700K)和冷(298K)條件下具有預(yù)熱氧氣的相干射流流場。結(jié)果表明，通過燃燒形成了圍繞主氧氣射流的低密度區(qū)域，從而抑制了環(huán)境氣體向主射流中的夾帶。研究了超聲波相干射流在冷熱條件下的流場特征。但是針對氧氣底吹熔池熔煉過程中的氣泡變化與直徑分布研究甚少，尚不全面和深入。

本文作者通過建立合理的底吹熔煉爐模型，運(yùn)用CFD軟件中多相流模型對底吹熔煉爐內(nèi)氣泡的生長進(jìn)行詳細(xì)研究。為了明確熔煉爐內(nèi)氣泡的變化規(guī)律，首先研究了單氣泡自由上浮的運(yùn)動規(guī)律。而后著重研究了熔池內(nèi)部相分布情況、氧槍口處氣泡生長規(guī)律、熔池內(nèi)部氣泡破裂和融合以及熔池內(nèi)部的氣泡直徑分布規(guī)律。

1 模型建立

1.1 物理建模

底吹爐是一座可以轉(zhuǎn)動的臥式圓筒爐，結(jié)構(gòu)示意圖如圖1所示。生產(chǎn)過程中爐膛下部是熔體，其前段為反應(yīng)區(qū)，后段為沉淀區(qū)。在反應(yīng)區(qū)的下邊有噴槍將氧氣吹入熔池，使熔池處于強(qiáng)烈的攪拌狀態(tài)。該方法最大的特點(diǎn)是：氣流是以許多微細(xì)的小氣流從熔體底部吹入，最先進(jìn)入金屬熔體區(qū)域，氣液相接觸面積大、歷程長，氣體在熔體內(nèi)停留時間長，有較好的反應(yīng)動力學(xué)條件，因此有較大的熔煉潛能[11]。

熔池熔煉爐長度為 15 m；氧槍直徑為 0.03 m，一共9 支，分兩排交叉布置，分別與豎直方向夾角為 7°和22°，上排 5 支，下排4 支。單排氧槍間距為 1.0 m；熔池熔煉爐內(nèi)徑為 3.5 m；熔池高度為 1.4 m。

圖1 氧氣底吹熔煉爐示意圖[12]

本實(shí)驗(yàn)中主要研究底吹熔池熔煉過程氣泡生長行為，假設(shè)初始狀態(tài)時熔池為靜止的，暫時忽略化學(xué)反應(yīng)，也不忽略加料和放銅锍、渣對熔池的擾動，以及壁面的散熱。為了精簡計算，分析時選用底吹爐橫截面進(jìn)行數(shù)值模擬研究，其它邊界條件、物性參數(shù)均與基本工況相同，具體模型如圖2所示。

1.2 數(shù)學(xué)建模

本實(shí)驗(yàn)中采用二維非穩(wěn)態(tài)和壓力?速度耦合PISO算法進(jìn)行模擬計算。

圖2 底吹爐橫截面物理模型

1.2.1 基本控制方程

1) 流體力學(xué)的連續(xù)性方程

式中：為密度，kg/m3；=(，，)表示坐標(biāo)系=(，，)中的流體速度，m/s；為時間，s。

2) 流體力學(xué)的動量方程

式中：為壓力，Pa；為作用于控制容積上的體積力，N；為重力加速度，m/s2；為流體速度，m/s；為有效黏度，Pa?s。

3) 流體力學(xué)的能量方程

式中：h為體積熱源相；可表示為

式中：E由各相的比熱容及溫度決定。

1.2.2 VOF模型

VOF方法中引入相函數(shù)(Phase function)，類似百分?jǐn)?shù)的概念。在流體相中，總相函數(shù)取值為1，若單元中一流體相取值為1，則其他流體相取值為0；在相界面位置，其相函數(shù)值來確定在相函數(shù)取0到1之間，各相流體的相函數(shù)取值之和仍為1。在該控制方程中，通過求解氣相體積分?jǐn)?shù)的連續(xù)性方程來描述氣液兩相之間的界面追蹤。假設(shè)氣相為第相，則方程可以描述如下：

式中：ρ為相的密度，kg/m3；α為相的體積分?jǐn)?shù)，%；v為相的速度，m/s；m為相到相的質(zhì)量輸送，kg；m為相到相的質(zhì)量輸送，kg；S為源項(xiàng)。該方程受到如下約束：

1.2.3 湍流模型

當(dāng)氣體從噴槍噴入熔池，該過程是具有高度復(fù)雜的不規(guī)則、有旋性、三維性、擴(kuò)散性和耗散性的湍流流動。湍流運(yùn)動現(xiàn)象中運(yùn)動的各種物理參數(shù)，如速度、溫度、壓力等都隨時間與空間發(fā)生隨機(jī)的變化，這在自然界中和工程技術(shù)領(lǐng)域隨處可見。研究表明：Realizable?模型更接近實(shí)驗(yàn)結(jié)果。湍流模型中通用的、的輸運(yùn)方程分別如下：

湍動能方程，

湍動能耗散率方程，

表1 Realizable k?ε湍流模型各常數(shù)

2 定解條件及求解策略

2.1 邊界條件及物性參數(shù)

1) 入口條件。氧槍入口采用質(zhì)量入口邊界條件，入口氣體為可壓縮富氧空氣，其質(zhì)量流量為 0.73 kg/s，溫度為300 K，湍流強(qiáng)度和湍動能耗散率均為5%，水力學(xué)直徑為 0.03 m。

2) 出口條件。煙氣出口設(shè)置為壓力出口邊界條件，設(shè)置為低于標(biāo)準(zhǔn)大氣壓85 Pa。

3) 壁面邊界條件。不考慮壁面的散熱，作絕熱壁面處理；采用無滑移壁面邊界條件，認(rèn)為在壁面處的流體速度為 0；近壁面區(qū)域采用標(biāo)準(zhǔn)壁面函數(shù)處理。

4) 物性參數(shù)。不考慮化學(xué)反應(yīng)，底吹氧氣熔池熔煉爐內(nèi)包含銅锍熔體和富氧空氣(煙氣)兩種流體，由于氣體入口馬赫數(shù)大于0.3，故富氧空氣作為理想可壓縮氣體處理，具體物性參數(shù)如表2所示。

2.2 求解策略

通過網(wǎng)格獨(dú)立性檢查，用ANSYS Workbench 中的軟件Geometry-Design Modeler建模，用ICEM CFD進(jìn)行網(wǎng)格畫分。對模型進(jìn)行定時間步長為0.0001s的瞬態(tài)計算，選用VOF多相流模型，壓力速度耦合選擇 PISO算法，壓力的離散化用 PRESTO 格式，方程的離散化采用二階迎風(fēng)格式，以便提高計算精度。

模型驗(yàn)證一般情況下都是CFD數(shù)學(xué)模型的驗(yàn)證，是判斷結(jié)果準(zhǔn)確與否的關(guān)鍵因素。因此，選擇合適的模型至關(guān)重要。依據(jù)科研人員[13?16]的模型驗(yàn)證結(jié)果，目前更適合氣液多相流運(yùn)動的模型是VOF模型，更符合爐內(nèi)不規(guī)則運(yùn)動的湍流模型是Realizable?模型，選擇合適的模型才能得到理想的模擬結(jié)果。

3 單氣泡自由上浮運(yùn)動

3.1 單氣泡在水中運(yùn)動

氣泡是氣液兩相流中的基本研究對象，氣泡運(yùn)動是一種氣液界面的非定常流動[17]。針對液體深度=0.1 m、半徑=0.02 m的氣泡在水中自由上浮過程中的運(yùn)動變化情況如圖3~7所示。從圖3可知，氣泡在上浮過程中，由于受到浮力和重力的不平衡作用，氣泡會向上運(yùn)動。在氣泡外部，下面壓強(qiáng)大于上面壓強(qiáng)，氣泡下邊界向內(nèi)凹陷，使氣泡呈現(xiàn)彎月牙形狀，然后沖破氣液界面。在氣泡內(nèi)部，上半部分壓強(qiáng)大于下半部分壓強(qiáng)，并且隨著氣泡的上升，氣泡內(nèi)部壓強(qiáng)越來越小，當(dāng)上升臨近氣液界面時，氣泡壓強(qiáng)達(dá)到最小。圖5所示為氣泡上升過程中速度變化規(guī)律。隨著氣泡上升，氣泡中心速度逐漸增大，最大可以達(dá)到0.19059 m/s，往兩邊方向逐漸減小，靠近壁面的位置由于環(huán)流的作用，速度又增大。當(dāng)氣泡沖破氣液界面，即=1.54 s時，彎月牙狀的氣泡兩端破裂，瞬時速度可達(dá)到0.767172 m/s。由于液滴的飛濺，下落時氣液速度最大，可達(dá)到1.2 m/s。由此可見，熔池內(nèi)適當(dāng)?shù)膰姙R對于加快物料在熔池上表面的擴(kuò)散有較大幫助。

表2 熔煉爐內(nèi)熔體和氣體的物性參數(shù)

從圖5可以看到，在氣泡破裂過程中，由于氣泡左右受力平衡，氣泡沿著豎直方向運(yùn)動，氣泡速度變化主要在氣泡軸線上。從圖6可以看到，當(dāng)時間＜1.5 s，即氣泡未破裂時，最大速度處于氣泡運(yùn)動軌跡上，先增大后減小，當(dāng)=1.28 s時，氣泡速度max=0.194 m/s。當(dāng)＞1.5 s后，氣泡破裂，此時，最大速度已經(jīng)不處在中心軸線上，而是氣泡破裂的位置()和噴濺的液滴下落的位置(、、三點(diǎn))。

圖7所示為氣泡在軸線上距離液面不同高度位置的瞬時速度變化。當(dāng)深度大于0.02 m時，每個位置的瞬時速度變化先增大后減小，即當(dāng)氣泡運(yùn)動到該位置時，速度最大，當(dāng)氣泡遠(yuǎn)離該位置時，速度逐漸變小。另外，位置越深，氣泡運(yùn)動到該位置時間越短，速度就最小。當(dāng)=1.26 s時，處于0.02 m深度的位置速度最大，max= 0.191 m/s。當(dāng)深度小于0.02 m時，距離界面越近，由于受到界面張力的阻礙作用，氣泡速度減小。在深度處于0.02 m到0.08 m之間的位置，速度出現(xiàn)拐點(diǎn)。當(dāng)氣泡開始上升，受到不平衡作用力，氣泡變形導(dǎo)致氣泡內(nèi)部速度分布不均，在彎月牙兩端和氣泡中心速度最大。在氣泡經(jīng)過此位置時，氣泡繼續(xù)變形，氣泡內(nèi)中心速度較大的區(qū)域也發(fā)生微變形，使得此位置的速度又增大，持續(xù)極短時間，由于氣泡的遠(yuǎn)離，速度逐漸下降。

3.2 氣泡在水中的停留時間

氣泡自由上浮時在水中停留時間受氣泡半徑和所處深度影響。氣泡停留時間隨尺寸的增大而減小，隨熔池深度的增加而增加。因此在熔池熔煉過程中，盡可能使氣泡在熔池底部破裂成微小氣泡，能夠增加氣泡停留時間以及氣液接觸面積。

圖3 氣泡在水中破裂行為(相分布)

圖4 氣泡在水中破裂過程中壓強(qiáng)變化

單氣泡自由上浮，初始速度為0，所以氣泡速度的增加主要來源于氣泡所受浮力的作用。而浮力與氣泡體積有關(guān)，氣泡體積越大，所受浮力越大，那么氣泡的加速度越大，所以速度越大。因此，在氣泡所處深度不變時，氣泡直徑越大，運(yùn)動速度越大，氣泡在熔池內(nèi)的停留時間越短。而當(dāng)氣泡直徑不變時，深度越深，距離越遠(yuǎn)，氣泡在熔池內(nèi)停留時間越長。

4 底吹爐內(nèi)氣泡生長行為

4.1 熔池內(nèi)相分布情況

在底吹熔煉過程中，氣相在氧槍壓力作用下進(jìn)入熔體內(nèi)形成氣泡。隨著時間變化，氣泡體積逐漸增大，使得氣泡受力越來越大，并帶動氣泡兩側(cè)液相運(yùn)動，而后反作用于氣相，使得氣泡受到液相阻力和切應(yīng)力變大，氣泡從氧槍口脫離形成單個氣泡。圖10所示為熔池內(nèi)的氣相分布，在氣泡運(yùn)動初期階段，熔體速度極小，基本處于靜止?fàn)顟B(tài)。此時，氣泡的剪切力較小，主要受浮力和表面張力作用，而表面張力能夠維持氣泡形狀，浮力會使氣泡向上運(yùn)動，所以氣泡變形較小，有輕微變形且不容易發(fā)生破裂。而當(dāng)隨著氣體的不斷噴入，熔體內(nèi)的速度越來越大，對氣泡的剪切作用力也逐漸增加，氣泡發(fā)生快速變形甚至最終破裂。當(dāng)熔池到達(dá)穩(wěn)定狀態(tài)，熔池內(nèi)有少量的大氣泡和大量的小氣泡，熔池內(nèi)部劇烈攪拌，氣相與熔體進(jìn)行快速傳熱傳質(zhì)，加速反應(yīng)進(jìn)行。

4.2 氧槍口處氣泡生長

4.2.1 根部初始?xì)馀萆L

高速氣體通過噴槍會形成一個噴射錐似的液相區(qū)，形成氣液兩相體系；而對于一般浸沒式噴槍來說，氣體流速并不高，氣體從噴槍口出來的瞬間會形成一個大的橢球形氣泡。

圖5 氣泡在水中破裂過程中速度變化

圖6 氣泡破裂過程中最大速度隨時間變化

圖7 距離液面不同高度位置的瞬時速度隨時間變化

圖8 深度為h=0.1 m處的氣泡在水中停留時間隨氣泡尺寸變化

圖9 不同尺寸的氣泡在水中停留時間隨氣泡位置變化

具有一定角度的氧槍，并且氣泡初速度不為0的情況下，由于氣泡受力不均勻，導(dǎo)致不規(guī)則生長。氧槍中心速度可達(dá)18 m/s，整個氣泡內(nèi)部，氣泡中心速度最大。隨著氣泡的長大，氣泡內(nèi)的中心速度逐漸增大。在氧槍中心線的兩側(cè)，氣泡內(nèi)部各自形成漩渦。當(dāng)氣泡脫離氧槍口或者氣泡破裂時，氣泡速度減小。在氣泡從氧槍口生成或者氣泡長大過程中，氣泡速度增加。當(dāng)氣泡開始脫離氧槍口時，在上升過程中不斷將能量傳遞給熔體，速度變小。

4.2.2 氧槍口氣泡形成時間分析

氣泡形成時間，即氣泡從氧槍口形成到脫離的時間。它是熔池熔煉過程中的重要參數(shù)。為了研究爐內(nèi)氣泡形成時間頻率，提取氧槍出處口30個連續(xù)氣泡的形成時間和，探究了不同氧槍角度與出口處氣泡生產(chǎn)時間的關(guān)系。如圖12所示，其直線擬合數(shù)據(jù)如表3所示。

從圖12可以看出，初始?xì)馀菰谌鄢貎?nèi)的生成時間較長，約為0.5 s左右。這是由于初始時刻熔煉爐內(nèi)熔體處于靜止?fàn)顟B(tài)，氣泡上浮主要受表面張力、浮力和黏力作用。氣泡周圍的熔體由于氣泡上升帶動其運(yùn)動，由于氣泡體積小使得浮力較小，氣泡上升速度很小，因此，氣泡長大并脫離時間較長。隨著時間的變化，熔體在連續(xù)上升氣泡或者氣團(tuán)的攪拌作用下氣泡流兩側(cè)產(chǎn)生漩渦，使得附近形成較強(qiáng)的攪動流動。氣泡在長大過程中，受到周圍流體攪拌作用影響，更加容易破裂，因此形成時間變短。由表2可以看出，氣泡平均生成時間約為0.25 s，頻率約為4 Hz。

圖10 熔池內(nèi)氣液兩相分布

圖11 氣泡初始生長過程中相分布和速度分布

圖12 不同角度下氧槍出口處氣泡生成時間

表3 不同角度下氧槍出口處氣泡生成時間直線擬合

4.2.3 氧槍出口處初始?xì)馀莩叽?/p>

初始?xì)馀莩叽纾囱鯓尦隹谔幍谝粋€氣泡從生成到脫離時的氣泡直徑。氣泡隨時間慢慢長大，初始?xì)馀菪纬蓵r間約為0.5 s。圖13所示為初始?xì)馀萆L到氣泡脫離時氣泡直徑的變化。由圖13可以看出，在0.45 s時刻，氣泡直徑達(dá)到最大，為410.395 mm，而后逐漸變小。這是由于氣泡脫離氧槍，在氣泡上升過程中發(fā)生氣泡變形、甚至破裂。初始?xì)馀莩叽缂s為400 mm。

4.3 熔池內(nèi)氣泡生長變化

初始?xì)馀輳难鯓尶谔幣c氧槍脫離后，開始上浮。在浮力作用下，氣泡向上運(yùn)動，繼續(xù)變形、破裂或者融合。由于受到熱膨脹和熔體阻礙作用，被擊散形成若干細(xì)小氣泡或流股。氣泡在上浮過程中的變化對底吹熔煉爐內(nèi)氣液反應(yīng)有重要作用。

4.3.1氣泡破裂過程

圖14所示為典型的氣泡破裂過程，氣泡在上升過程中呈細(xì)長條形，于根部氣泡破裂。圖中黑色方框內(nèi)長條形氣泡從1.0 s到1.05 s的時間變化過程中，在喉口處分裂變?yōu)閮蓚€扁圓形的氣泡；虛線圓形框內(nèi)扁圓形氣泡由于受力不均，從小裂縫變成大裂縫，變成兩個小氣泡。而且從大氣泡破裂變成小氣泡時，氣液接觸面積增大，氣泡速度由大變小，將能量傳遞給熔體，加強(qiáng)了氣液之間的攪拌作用。因此，大氣泡具有攪動熔池、加快傳質(zhì)的作用，而小氣泡具有較大接觸面積、加快熔池內(nèi)反應(yīng)的作用。

4.3.2 氣泡融合過程

圖15所示為氣泡融合的過程變化。對比圖14發(fā)現(xiàn)，氣泡破裂發(fā)生時間可能小于0.05 s。但是氣泡融合卻需要0.3 s，甚至可能更長的時間。因此，氣泡發(fā)生融合比氣泡破裂要慢很多。這是由于熔池內(nèi)發(fā)生著不規(guī)則的湍流運(yùn)動，氣含率約為15%，所占比例較小，氣體與液體發(fā)生碰撞的幾率更大，使得氣泡體積變小，而氣泡與氣泡融合的幾率很小。在熔池內(nèi)部氣泡上浮造成氣泡變形，氣泡越不規(guī)則，越容易發(fā)生破裂變成小氣泡。因此，熔池內(nèi)部的氣泡直徑比初始?xì)馀莞　?/p>

圖13 初始?xì)馀葜睆阶兓?/p>

圖14 氣泡破裂過程

圖15 氣泡融合過程

4.4 熔池內(nèi)氣泡直徑

熔池內(nèi)氣泡直徑是底吹熔煉爐內(nèi)部的重要參數(shù)。氣泡直徑越小，氣液接觸面積越大，傳熱傳質(zhì)速度越快，促進(jìn)化學(xué)反應(yīng)進(jìn)行。圖16所示為熔池內(nèi)部氣泡直徑分布頻率直方圖。從圖16可以看出，氣泡直徑在0~100 mm范圍內(nèi)占比最大，達(dá)到80%左右。在前文中已有介紹，在熔池中，氣流與熔體碰撞劇烈，使得氣泡更容易發(fā)生破裂而較難融合，所以熔池中大氣泡都發(fā)生破裂變成為小氣泡，使得熔池內(nèi)部0~100 mm直徑的氣泡占較大比例。大氣泡較少，其大小基本與初始?xì)馀葜睆较嘟?/p>

圖16 熔池內(nèi)氣泡直徑頻率分布

表3 擬合曲線函數(shù)常數(shù)數(shù)值及標(biāo)準(zhǔn)差

圖17 氣泡直徑平均頻率分布及擬合曲線

5 結(jié)論

1) 自由上浮氣泡在水中的速度先增大后減小，在熔池內(nèi)的停留時間與氣泡半徑、氣泡所處的深度有關(guān)。氣泡半徑越大，停留時間越短；氣泡所處深度越深，停留時間越長。此外，適當(dāng)?shù)囊后w噴濺會使液面處的熔體速度瞬時增大，運(yùn)動加快，有助于固體物料的混合。

2) 氧槍出口處氣泡不斷長大，氧槍中心速度可達(dá)18 m/s。氧槍氣泡生成頻率約為4 Hz，初始?xì)馀莩叽鐬?00 mm左右。

3) 熔池內(nèi)部的氣泡發(fā)生變形、融合和破裂等變化。氣泡破裂會使得氣泡體積變小，上浮速度變小。氣泡融合，氣泡體積變大，速度變大。但是熔池中氣泡由于受到不平衡力的作用發(fā)生變形或者破裂更為普遍。

4) 熔池內(nèi)部的氣泡直徑分布符合Boltzmann函數(shù)方程。其中直徑為0~100 mm的氣泡占總氣泡數(shù)量的80%左右。

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Simulation research of bubble growth behavior inoxygen bottom blowing smelting process

GUO Xue-yi1, 2, WANG Shuang1, WANG Qin-meng1, YAN shu-yang1, TIAN Qing-hua1, 2

(1. School of Metallurgy and Environment, Central South University, Changsha 410083, China; 2. Clean Metallurgical Research Center of China Nonferrous Metals Industry Association, Central South University, Changsha 410083, China)

Based on the commercial CFD software ANSYS Fluent, the VOF model was adopted to study the bubble growth behavior in the process of bottom blowing oxygen. A single bubble was simulated to study the growth and fracture behavior of in the water, and it is found that the resident time of bubble is longer with smaller diameter and deeper position. It provides theoretical guidance for the rising and deformation of bubbles in melt. Again to respectively study the cross section of single lance with the methods of two-dimensional numerical simulation. Also, the phase fraction, the bubble shape, growth frequency and diameter, including the bubble deformation, integration, and rupture process were analyzed. By the researches, the diameter of the initial bubble oxygen gun is about 400 mm in the outlet of oxygen lances, and frequency of the bubble generated is about 4 Hz. The distribution of bubble diameter conforms to the Boltzmann distribution function inside the molten bath under the steady state, bubble ranging from 0 to 100 mm accounts for about 80%. The time of bubble breakdown is shorter than that of bubble fusion, so bubble breakdown fusion is easier. Bubble breakdown can strengthen the melt mixing and enhance effect of mass transfer and heat transfer.

oxygen bottom blowing; bath smelting; bubble growth; oxygen lance; VOF model; numerical simulation; diameter of bubble

Project(51620105013) supported by the National Natural Science Foundation of China

2016-12-21;

2017-05-11

GUO Xue-yi; Tel: +86-731-88876275; E-mail: xyguo@csu.edu.cn

國家自然科學(xué)基金項(xiàng)目(51620105013)

2016-12-21；

2017-05-11

郭學(xué)益，教授，博士；電話：0731-88876275；E-mail：xyguo@csu.edu.cn

10.19476/j.ysxb.1004.0609.2018.06.16

1004-0609(2018)-06-1204-12

TF811

A

(編輯 龍懷中)