機(jī)械設(shè)計(jì)外文翻譯-耦合系統(tǒng)熱問題的數(shù)值模擬在鋁電池中具有磁流體動(dòng)力效應(yīng)【中文6270字】【PDF+中文WORD】,中文6270字,PDF+中文WORD,機(jī)械設(shè)計(jì),外文,翻譯,耦合,系統(tǒng),問題,數(shù)值,模擬,電池,具有,流體,動(dòng)力,效應(yīng),中文,6270,PDF,WORD 中文6270字 耦合系統(tǒng)熱問題的數(shù)值模擬在鋁電池中具有磁流體動(dòng)力效應(yīng) Y. Safa *, M. Flueck, J. Rappaz 洛桑聯(lián)邦理工學(xué)院，分析與科學(xué)計(jì)算研究所，瑞士洛桑1015第8站 2006年12月27日初稿；2008年2月4日修訂；2008年2月8日被收錄；2008年2月29日可網(wǎng)上搜索 摘要 本文運(yùn)用一系列偏微分方程對(duì)鋁電解槽的熱磁耦合行為進(jìn)行了數(shù)值模擬。熱模型被認(rèn)為是一個(gè)由焦耳效應(yīng)引起的非線性對(duì)流擴(kuò)散熱方程組成的兩階段史蒂芬問題。該磁流體動(dòng)力領(lǐng)域的主導(dǎo)是納維-斯托克斯方程和靜態(tài)麥克斯韋方程組。偽進(jìn)化組合（切爾諾夫）用于獲取電解槽仿真壁架的溫度和凝固層剖面的穩(wěn)態(tài)解。利用有限元方法的數(shù)值算法來獲取流體速度，電勢(shì)，磁感應(yīng)和溫度。同時(shí)也利用了迭代算法和三維數(shù)值模擬結(jié)果。 2008年愛思唯爾公司保留所有權(quán)利。 關(guān)鍵詞：鋁電解；切爾諾夫組合；熱方程；磁流體力學(xué)；壁架；凝固 1. 緒論 本文研究了由電解槽熱磁耦合作用模型引起的相位變化問題。在一個(gè)利用霍爾-埃魯特過程的冶煉池中，金屬部分是由三氧化二鋁電解融化在熔融冰晶石材質(zhì)的槽中制造而成的[1]。該電解槽中產(chǎn)生了多種現(xiàn)象，圖1為一個(gè)橫截面示意圖。 電解槽中穩(wěn)定的電流通過鋁液在陽(yáng)極和陰極棒之間產(chǎn)生。送到槽中的電流產(chǎn)生重要的磁場(chǎng)，該磁場(chǎng)連同電解槽中流通的電流共同產(chǎn)生一個(gè)維持這兩種導(dǎo)電液體耦合運(yùn)動(dòng)的拉氏力量作用域。電解槽中會(huì)產(chǎn)生磁流體動(dòng)力學(xué)相互作用。另一方面，由槽體中的電阻率引起焦耳效應(yīng)，熱源也隨之產(chǎn)生。 冰凍層 冰凍層 電解液 陽(yáng)極塊 鋁液 陰極層 圖1. 鋁電解槽橫截面 所謂的壁架在固態(tài)槽壁層上建立。這些壁架能夠避免電解槽側(cè)壁腐蝕性點(diǎn)解，并降低電解槽熱損耗（見[2]第23頁(yè)）。此外，它的輪廓嚴(yán)重影響磁流體動(dòng)力穩(wěn)定性，引起鋁液和槽體接觸面振蕩，降低電流效率。因此最佳的層剖面是電解槽側(cè)壁設(shè)計(jì)的目標(biāo)之一。 冶煉槽內(nèi)的熱凝固問題已經(jīng)被幾個(gè)專家解決[3-5]。據(jù)我們所知，在熱磁耦合上，該問題一直沒有被重視。本文的目的是解決類似的耦合問題。我們期待，關(guān)于該問題的詳細(xì)資料記入在薩法論文集[6]。 數(shù)學(xué)上，該問題解決了偏微分方程組、麥克斯韋方程組和納維-斯托克斯方程組的耦合系統(tǒng)，其中，偏微分方程組包含由焦耳效應(yīng)引起的熱方程，麥克斯韋方程組以導(dǎo)電率作為溫度的函數(shù)。鋁液和和槽體之間的接觸面是未知的。壁架被認(rèn)為是電絕緣體，熱模型是靜止的兩階段史蒂芬問題。本文大綱如下：第2節(jié)介紹物理模型，第3節(jié)給出算法，第4節(jié)得出數(shù)值計(jì)算結(jié)果。 2. 模型 為了介紹該模型，我們首先描述一些幾何和物理量。 2.1. 概括描述 幾何圖形定義如圖1所示。下面介紹物理符號(hào)： l ：流體和固態(tài)層， l ：電極， l ：表示電解槽的域 另外，我們定義如下接觸面： l ：鋁液和槽體之間的自由接觸面，未知， l ， 1,2， l ：電極的外邊界。 我們必須處理的未知物理場(chǎng)列舉如下： 流體動(dòng)力場(chǎng)： l ：中的流速場(chǎng)， 1,2，（固態(tài)層中為0）， l ：壓力。 電磁場(chǎng)： l ：磁感應(yīng)場(chǎng)， l ：電場(chǎng)， l ：電流密度。 熱場(chǎng)： l ：總熱能， l ：溫度。 材料屬性定義如下： l ：密度， l 與：槽體內(nèi)、外導(dǎo)電率， l ：流體粘度， l ：空隙導(dǎo)磁率， l ：熱導(dǎo)率， l ：比熱容， l ：潛熱。 2.2. 物理假設(shè) 該模型需要以下基本假設(shè)： 1. 各流體不相融，不可壓縮，并且遵守牛頓定律。 2．在每個(gè)域內(nèi)，，= 1,2，各流體遵守靜態(tài)納維-斯托克斯方程組。 3．電磁場(chǎng)滿足靜態(tài)麥克斯韋方程組，此外，歐姆定律應(yīng)該在整個(gè)電解槽內(nèi)有效。 4．槽外的電流密度已知（即陰極棒內(nèi)的電流）。 5．導(dǎo)電率是液體和電極部分的溫度的函數(shù)。 6．粘度，密度和比熱容與溫度無關(guān)。 7．流體和固體的體積為給定值（質(zhì)量守恒）。 8．電解槽中的流產(chǎn)生的焦耳效應(yīng)提供唯一的熱源。 9．忽略化學(xué)反應(yīng)的影響[7]，馬朗戈尼效應(yīng)[8,9]，表面張力以及氣流的存在。 2.3. 流體動(dòng)力學(xué)問題 在這一部分，我們考慮溫度場(chǎng)和電磁場(chǎng)，并且磁感應(yīng)場(chǎng)為已知。我們選擇的用的參數(shù)化形式表示鋁液和槽體間的未知接觸面，其中通常是一個(gè)與鋁陰極界面的參數(shù)化相對(duì)應(yīng)的矩形區(qū)域。考慮到，我們用表示，和的相互關(guān)系。 根據(jù)假定7得出如下關(guān)系： ， 其中表示鋁的體積。 的單位法線指向，為。 我們定義水動(dòng)力場(chǎng)的標(biāo)準(zhǔn)方程組如下： ， （1） ， （2） ， （3） 其中 。 這里(.,.)通常是R3的普通無向積。方程（1）-（3）對(duì)應(yīng)于第1和第2條假設(shè)。我們通過引進(jìn)包含流體的域、的邊界條件完成了上述方程組。對(duì)于任意場(chǎng)，表示穿過的的跳躍，即。各域中，和具體為： ， （4） ， （5） 。 （6） 中的流體部分只是所有域凝固前的一個(gè)子域。為了解決一個(gè)固定域中的流體動(dòng)力學(xué)問題，我們使用包含懲罰函數(shù)的“虛擬域”方法。之后會(huì)定義液體和固體中的速度和壓力。我們將術(shù)語(yǔ)添加到納維-斯托克斯方程，是溫度函數(shù)的固相組分。函數(shù)由科澤尼定律給定： ， 其中，為平均孔徑，為通過實(shí)驗(yàn)確定的常量（見[10]）。修改方程（1）為 （7） 液相狀態(tài)下為0，上述公式簡(jiǎn)化為一般的納維-斯托克斯方程。相對(duì)于其他狀態(tài)，糊狀區(qū)內(nèi)可能很大，并且上述方程模擬了達(dá)西定律： 。 當(dāng)時(shí)，我們得到，并且固態(tài)區(qū)內(nèi)為0。 最終得到流體動(dòng)力學(xué)問題PHD：已知，和，求得，和，并且滿足以下條件 ， （8） ， （9） ， （10） ， （11） ， （12） ， （13） 。 （14） 2.4. 電磁問題 我們假定速度場(chǎng)及溫度場(chǎng)已知。根據(jù)法拉第定律，我們令為0，電場(chǎng)由給定，其中表示在中計(jì)算得到的電勢(shì)場(chǎng)。我們?nèi)匀挥帽硎舅俣鹊倪B續(xù)延拓（在中為0），同時(shí)考慮到安培定律：令以及歐姆定律：在中，因此，我們給出電守恒定律： 。 我們用表示運(yùn)算，其中是的外部單位法線。 關(guān)于電勢(shì)，我們介紹以下邊界條件： ， ， ， 其中是已知的陽(yáng)極外邊界電流密度。作為電流的一個(gè)函數(shù)，磁感應(yīng)強(qiáng)度可以利用畢奧-薩伐爾關(guān)系求得： ， 其中為由槽體外電流產(chǎn)生的某些磁感應(yīng)場(chǎng)。 電磁問題PEM表達(dá)如下：和已知，通過以下公式求得，和 ， （15） ， （16） ， （17） ， （18） ， （19） 。 （20） 2.5. 溫度問題 我們假定流體動(dòng)力場(chǎng)和電磁場(chǎng)已知。我們正在尋求的穩(wěn)定解將在這里作為一個(gè)隨時(shí)間變化的熱方程被求得。 因此，在本小節(jié)我們介紹了進(jìn)化的熱模型。在對(duì)流擴(kuò)散問題中，凝固前（固液分界線）的位置事先未知，因此需要作為解法的一部分來確定。該問題被廣泛地稱為“史蒂芬問題”，并且是高度非線性的。為了克服有關(guān)史蒂芬接觸面條件的非線性困難，我們定義一個(gè)焓函數(shù)，它表示每單位體積的物質(zhì)的總熱量。焓可以用溫度，潛熱和固相分?jǐn)?shù)表示，即： 。 （21） 由于焓為單調(diào)函數(shù)，我們引進(jìn)函數(shù)，由以下關(guān)系定義： 。 （22） 函數(shù)是由在列表中的值經(jīng)過數(shù)學(xué)處理（插值法）計(jì)算得出的，上述列表值與由方程21得出的反比關(guān)系式相對(duì)應(yīng)。通過這種關(guān)系，我們可以將該問題表示成有關(guān)溫度和焓的史蒂芬問題，形式如下： ， （23） ， （24） 該問題是一個(gè)非線性對(duì)流擴(kuò)散系統(tǒng)。表達(dá)式用表示的數(shù)積，為僅由焦耳效應(yīng)提供的熱源。表達(dá)方式如下： 。 （25） 考慮到分配性，溫度-焓規(guī)劃的優(yōu)勢(shì)就是仔細(xì)跟蹤固液界面消除位置的必要性，以及可以用標(biāo)準(zhǔn)數(shù)值技術(shù)來解決相變問題。 溫度遵守羅賓邊界條件： ， （26） 其中是在指向的單位外法線的方向?qū)?shù)，是由空間和溫度決定熱傳遞系數(shù)，是外界溫度。熱傳遞是由于對(duì)流和輻射。而輻射是由如下表達(dá)式間接考慮： 其中，和是由通過實(shí)驗(yàn)估算的正值。 的初始條件是假定的。 對(duì)于一個(gè)給定的表示積分時(shí)間的標(biāo)量值，表達(dá)式如下： 。 溫度問題PTh表達(dá)如下：，和已知，通過以下公式求得和： ， （27） ， （28） ， （29） 。 （30） 2.6. 完整問題 我們剛剛描述了流體力學(xué)，電磁和熱力學(xué)的問題。在每個(gè)具體域中，我們都假定其他域已知。 我們要解決的問題就是找到同時(shí)滿足上述三個(gè)問題的速度，壓力，電勢(shì)，焓和溫度；函數(shù)，，，，和均給定，并且已知常量，，，，，，和。 3. 數(shù)學(xué)方法 上述的數(shù)學(xué)問題的數(shù)值解是基于一個(gè)迭代過程的，在迭代過程中，我們交替進(jìn)行未知的三種域的計(jì)算：流體域，電磁域和熱域。在本節(jié)中我們提出了PHD，PEM和PTh三種問題的迭代方案。包含用有限元法進(jìn)行空間離散的全局“偽進(jìn)化”算法被用來解決三域耦合問題。 3.1. 流體動(dòng)力場(chǎng)計(jì)算 流體動(dòng)力學(xué)問題通過迭代求解。在每一個(gè)求解步驟中，我們首先解決接觸面無正常受力平衡條件的固定形狀問題，然后利用非平衡法向力更新接觸面位置。解決替代應(yīng)用問題的兩個(gè)步驟如下： l 第一步：通過給定的幾何結(jié)構(gòu)，并且考慮到接觸條件，解決流體動(dòng)力學(xué)問題如下： ， ， 為的切向量， 該問題之后會(huì)通過弱公式化簡(jiǎn)單表達(dá)。 l 第二步：更新接觸面位置，以便驗(yàn)證接觸面所受法向力的平衡，通過以下表達(dá)式選擇： 。 這里我們用表示的Oz軸的單位向量，用表示通過以下條件求得的常量： 。 利用迭代法計(jì)算，，，和，上述函數(shù)的函數(shù)值通過之前的迭代求得。 設(shè)定和，并且通過下列表達(dá)式定義求解步驟： ，（31） ， （32） ， （33） ， 為的切向量， （34） ， （35） ， （36） 。 （37） 注意到這種算法的停止條件是基于的規(guī)范估計(jì)，它必須小于公差。 3.2. 電磁場(chǎng)計(jì)算 磁感應(yīng)強(qiáng)度直接取決于電流，間接取決于位勢(shì)場(chǎng)，對(duì)于一個(gè)已知速度場(chǎng)我們要計(jì)算出這些電磁場(chǎng)的值。在求解的步驟中，我們用迭代法確定。迭代法中，利用公式（15）、邊界條件（16）-（18）和的值計(jì)算，利用公式（19）相繼計(jì)算。隨后，我們利用畢奧―薩伐爾定律求得作為的函數(shù)的的值。 求解步驟： ， （38） ， （39） ， （40） ， （41） ， （42） 。 （43）停止條件是基于的規(guī)范估計(jì)，它必須小于公差。 3.3. 熱場(chǎng)計(jì)算 如前所述，我們用偽進(jìn)化類型作為收斂于溫度問題（27）-（30）穩(wěn)定解的數(shù)學(xué)均值。 在運(yùn)用（27）-（30）時(shí)，利用半隱式法離散化得到： ， （44） 其中，，和為在時(shí)，和的值；為離散化的時(shí)間間隔。為了關(guān)閉系統(tǒng)（44），我們利用切諾夫方法，即： ， （45） 其中是正松弛參數(shù)。通過在（44）中替換（45），我們得到一個(gè)計(jì)算時(shí)間時(shí)溫度的方法，即： ， （46） 只要滿足下列條件，該方法就是穩(wěn)定的[11]： 。 在上面的式子中，不是在時(shí)間時(shí)糊狀區(qū)溫度的良值，其良值可從中求得。為了避免可能出現(xiàn)的誤解，用表示前者。在時(shí)間離散化形式中，我們假定已知在時(shí)間區(qū)間內(nèi)的，另外用以下方法計(jì)算求解步驟中的，和： ， （47） ， （48） ， （49） 。 （50） 3.4. 伽遼金構(gòu)想 利用伽遼金構(gòu)想對(duì)三套方程組，以及進(jìn)行數(shù)值求解，該方法適用于在一個(gè)四面體網(wǎng)格上進(jìn)行一階分段多項(xiàng)式有限元法。圖.2表示用于計(jì)算的四面體網(wǎng)格。 利用經(jīng)典的穩(wěn)定有限元法（見[12]）對(duì)納維-斯托克斯問題進(jìn)行數(shù)值求解，用含一階分段多項(xiàng)式的標(biāo)準(zhǔn)有限元方法對(duì)位勢(shì)問題進(jìn)行數(shù)值求解。該小節(jié)中，我們把重點(diǎn)放在與熱問題相應(yīng)的有限元方法上?？紤]到局部沛克萊數(shù)的大?。ㄔ诒纠写蠹s為1000），我們使用SUPG穩(wěn)定法（流線迎風(fēng)彼得羅夫-伽遼金格式）[13]。定義有限元空間 ， 其中用四面體表示網(wǎng)格重疊。與方程集（47）-（50）對(duì)應(yīng)的有限元由下列條件給定：找到滿足 圖2. 域四面體網(wǎng)格 ， （51） ， （52） ， （53） 其中表示網(wǎng)格和的插值，公式如下： ， （54） ， （55） 其中是的大小，變量為局部沛克萊數(shù)。我們分別用和表示時(shí)間間隔內(nèi)的導(dǎo)熱系數(shù)和傳熱系數(shù)。 注。很明顯，焓在先驗(yàn)未知的凝固前有一個(gè)突增，但我們可以用連續(xù)函數(shù)子空間內(nèi)的近似取代。因此，該近似值表示了在一個(gè)精確焓值突增的小區(qū)間內(nèi)的焓值差。我們注意到，即使建立了很好的離散問題，逼近收斂于的焓近似值僅在規(guī)則下為真。 4. 數(shù)值計(jì)算結(jié)果 我們使用廣義最小余數(shù)法解決流體動(dòng)力學(xué)問題和溫度問題的矩陣系統(tǒng)。另一方面，由于與電場(chǎng)問題相關(guān)的該矩陣系統(tǒng)是對(duì)稱且正定的，我們利用代數(shù)多重網(wǎng)格法AMG或共軛梯度法CG來解決該問題。 利用計(jì)算機(jī)（奔騰（R）4，CPU 2.80GHz，RAM 2GB）進(jìn)行磁-熱計(jì)算，10小時(shí)內(nèi)可獲得全局算法的收斂性。電勢(shì)計(jì)算相關(guān)結(jié)果見圖.3。圖.4顯示了槽內(nèi)溫度分布。壁架模型見圖.5。我們可清晰觀察到固化前一個(gè)小區(qū)間內(nèi)由SUPG穩(wěn)定法得出的相關(guān)數(shù)值擴(kuò)散的影響。值得指出的是，這張圖片與代表速度場(chǎng)的圖片（圖6）具有一致性，特別是壁架大的位置與各場(chǎng)中數(shù)值小的位置也是一致的。 很容易觀察到在液體分?jǐn)?shù)小于1的部分域內(nèi)，速度場(chǎng)的數(shù)值計(jì)算結(jié)果符合達(dá)西定律。這表明，在流體動(dòng)力學(xué)模型中，利用含有速度場(chǎng)懲罰值的“輔助域”方法是有效的。 用多個(gè)元素對(duì)流體層沿深度進(jìn)行離散化，以便更準(zhǔn)確地表示流體動(dòng)力場(chǎng)。另外如前所述，界面鋁-槽接觸面的節(jié)點(diǎn)可以沿垂直線移動(dòng)，以保證了垂直受力平衡（見第3.1節(jié)第2步）。液體深度誤差的主要誤差值是6％。在鋁-槽水平接觸面上，我們?nèi)〉米罡叩膶?duì)流效果，最佳壁架厚度見圖.5。 保證總散熱量與內(nèi)部產(chǎn)熱量的一致性是很重要的。為了保證結(jié)果與槽穩(wěn)態(tài)條件相一致，關(guān)鍵是保證實(shí)現(xiàn)上述條件?？偵崃康扔诟鞑糠郑ㄆ渲斜硎静壑须娏鞔┻^的各部分?jǐn)?shù)量）產(chǎn)生的焦耳熱之和： 。 總散熱量相當(dāng)于槽邊界處的對(duì)流耗散： 。 圖3. 槽內(nèi)電勢(shì)結(jié)果 圖4. 槽內(nèi)溫度結(jié)果 圖5. 壁架內(nèi)液體分?jǐn)?shù) 圖6. 固化前速度場(chǎng)（上圖）和固化后速度場(chǎng)（下圖），平均值=0.8cm/s 圖7. 壁架模型和電熱計(jì)算的液體分?jǐn)?shù) 焦耳總散熱量的數(shù)值誤差為2.5％。該誤差值相當(dāng)于槽切片內(nèi)使用有限元分析代碼進(jìn)行電熱計(jì)算的誤差，見[14]。 使用另一種方法求得壁架模型。該方法依賴于無速度場(chǎng)的電熱計(jì)算。利用金屬槽體內(nèi)的人工導(dǎo)熱系數(shù)進(jìn)行對(duì)流效應(yīng)模擬。對(duì)比圖.5，求得對(duì)稱壁架如圖.7所示，從而更易觀察固體壁架結(jié)構(gòu)內(nèi)速度場(chǎng)的影響。 5. 結(jié)論 這項(xiàng)工作是在前人研究基礎(chǔ)上的延伸（[15，16]），目的在于引出判斷霍爾-埃魯特電解槽內(nèi)流體運(yùn)動(dòng)穩(wěn)定與否的標(biāo)準(zhǔn)。 在上面提到的參考文獻(xiàn)中，這些標(biāo)準(zhǔn)是從磁流體動(dòng)力學(xué)線性方程組定態(tài)解的頻數(shù)分析得到的。它產(chǎn)生于 [15] 和[16]中進(jìn)行的數(shù)值研究，這些標(biāo)準(zhǔn)的穩(wěn)定性在很大程度上依賴于求得的定態(tài)解的精確度。精確度不僅取決于正確的數(shù)值方法，也取決于電解槽特征表述與模型的妥善性。 本文中，壁架模型和速度場(chǎng)的溫度分度影響已考慮在內(nèi)。 通過觀察分析上述結(jié)果，得到以下結(jié)論： 流體動(dòng)力場(chǎng)的影響是一個(gè)決定電解槽熱行為的重要因素。從圖.5和圖.7中可以看到，速度場(chǎng)對(duì)壁架形狀有很大的影響。 忽略流體應(yīng)力張量對(duì)壁架的侵蝕作用完成的計(jì)算。該問題應(yīng)在將來解決。 雖然處理多域相互作用問題有很大難度、幾何條件也很復(fù)雜，切爾諾夫方法在解決熱磁力耦合問題上很穩(wěn)定。 最后，我們注意到，多個(gè)作者進(jìn)行了熱膨脹影響下的鋁電解槽鋼殼熱-機(jī)械形變研究[19-21]。在這些研究中從未有熱磁耦合的計(jì)算。本文中所示溫度場(chǎng)計(jì)算對(duì)于之后由薩法等人（見[22]）為展示熱對(duì)流對(duì)槽體結(jié)構(gòu)力學(xué)的影響以及速度場(chǎng)和鋼殼機(jī)械變形的相關(guān)性而進(jìn)行的彈性熱計(jì)算而言是富有成效的。 致謝 作者衷心感謝瑞士國(guó)家科學(xué)基金會(huì)和加拿大鋁業(yè)公司的支持。 參考文獻(xiàn) [1] P. Fellner, G.M. Haarberg, J. Hives, H. Kvande, A. Sterten, J. Thonstad,鋁的電解霍爾He'roult基礎(chǔ)過程中，第三編。，鋁，出版社，2001。 [2] K. Grjotheim, H. Kvande, 杜塞爾多夫生產(chǎn)霍爾Herlout過程，1986. [3] V. Bojarevics, M. Dupuis, J. Freiberg, 示范熱電和磁流體的鋁500 kA的電解數(shù)學(xué)模型細(xì)胞在：第42屆會(huì)議的COM冶金，加拿大溫哥華，2003。 [4] L. Consiglieri, M.C. Muniz, 自由邊界的存在性問題，在熱電造型的鋁溶液 電解槽, 歐洲應(yīng)用數(shù)學(xué)學(xué)報(bào)14 (2003) 201–216. [5] M.C. Muniz Castineira, Estudio matematico de un problema de Stefan relacionado con la modelizacion termoelectrica de cubas de electrolisis de aluminio, Universidade de Santiago de Compostela, Teses 編號(hào) 489, 1995. [6] Y. Safa, Simulation Nume′rique des phe′nome`nes thermiques et magne′tohydrodynamiques dans une cellule de Hall–He′roult, EPFL, Ph.D. 論文3185號(hào), 2005. [7] E.S. Filatov, V.A. Khokhlov, A. Solheim, J. Thonstad, 在cryolitic導(dǎo)熱融化中產(chǎn)生的新數(shù)據(jù)及其對(duì)鋁原子產(chǎn)生的影響, 輕金屬(1998) 501–506. [8] S.H. Davis, 熱毛細(xì)不穩(wěn)定, 流體力學(xué)年評(píng)19 (1987) 403–435. [9] S. Rolseth, A. Solheim, 一些表面和界面現(xiàn)象中遇到的鋁電解, 輕金屬, 挪威; 2001,469–474. [10] A. Bejan, D.A. Nield, 在多孔介質(zhì)對(duì)流, 斯普林格出版社, 1992. [11] A.E. Berger, H. Brezis, J.C.W. Rogers, 一個(gè)解決問題的數(shù)學(xué)方法 ut  Mf euT ?0; RAIRO 數(shù)據(jù)分析 13 (4) (1979) 297–312. [12] E. Erik, A. Ern, 非線性擴(kuò)散和離散最大值原理的對(duì)流穩(wěn)定的Galerkin逼近–擴(kuò)散反應(yīng)方程, 應(yīng)用力學(xué)與工程系計(jì)算機(jī)方法 191 (2002) 3833–3855. [13] L.P. Franca, S.L. Frey, T.J.R. Hughes, 穩(wěn)定黑夜元方法: I. 適用于對(duì)流擴(kuò)散模型, 應(yīng)用力學(xué)與工程系計(jì)算機(jī)方法 95 (1992). [14] M. Dupuis (Ge′nisim Canada), 流程模擬, TMS 的鋁電解工業(yè), 1997. [15] M.V. Romerio, M.A. Secretan, 磁流體平衡電解槽鋁, 計(jì)算機(jī)物理報(bào)告 3 (June II) (1986). [16] J. Descloux, M. Flueck, M.V. Romerio, 鋁電解槽穩(wěn)定建模. 非線性偏微分方程及應(yīng)用, 1998, Colle`ge de France Seminar, vol. XIII, Pitman 的數(shù)學(xué)研究札記,391. [17] D. Munger, Simulation nume′rique des instabilite′s magne′tohydrodynamiques dans les cuves de production de l’aluminium,De′partement de physique, Universite′ de Montre′al, Canada, Master thesis, 2004. [18] J.F. Gerbeau, Problemes mathe′matiques et nume′riques pose′s par la mode′lisation de l’e′lectrolyse de l’aluminium, Ecole Nationale des Ponts et Chausse′es, France, Ph.D. thesis, 1998. [19] M. Dupuis et al., 正極應(yīng)力模型, 輕金屬 (1991) 427–430. [20] M. Dupuis, I. Tabsh, 關(guān)于Hall–He′roult 原子預(yù)熱的熱應(yīng)力評(píng)價(jià), in: Proceeding of the ANSYS, 6th 國(guó)際會(huì)議, vol. 1, 1994, pp. 3.13–3.23. [21] G. D’Amours et al., 多軸向力學(xué)性能的碳陰極: understanding, 建模與辨識(shí), 輕金屬 (2003) 633–639. [22] M. Flueck, J. Rappaz, Y. Safa, 鋁電解槽結(jié)構(gòu)力學(xué)在熱液壓領(lǐng)域的影響, 輕金屬 (2006) 433–438.