（iii）
一
・1．7x】O
a b c d e f
（c）Pressure variations along（i）the wa11・
（ii）th・㏄・t・・一1in・a・d（iii）th・・xisof…一…
（Laminar f1ow，0pen祀tio：30％，Re：930）
a b c d e f
o U し 、 日
（i）
O
@P
￨0．6対O，
@ 0
@P
￨0．舳10
@ 0
@P
￨O．6x1O
（ii）
̀BCD
E F（iii）
（ざ）P・…山・…i・ti・…1㎝g（i）th・w・11，
（ii）th・c・・te・一1inea・d（iii）lh・axisofaval・・，
（Laminarflow，0penratio：50％，Re＝930）
図5．15 DN Sによる膨張弁の解析結果
一G8一一
い k一εモデルによる結果を図5．16に示す．レイノルズ数は1×105とした．50％の閉 度では，中心線に沿って流れ，弁棒の後流には渦の発生はなく，管壁側に大きな利雛渦が発 生している．また，（c ）のデータより，50％の開度の場合，中心線上は弁ヰ奏を出た後の圧力 低下以外は，圧力はほぼ一定値となっている．キャピラリチューブの場合と同様に，一首、拡大 後の管壁側にできる大きな剥離渦を弱くすることが打手であり，5．4節で述べる．
1
熱回
（・）St…mli・…ft・・b・1・・川・wi・th…p・。・i。。。。lv、
（T・・b・1・・tf1・w10p・・mti・：30％，R・・1・105） （a）St・…1i・…f血・b・1・舳・・i・th・・。p。η。i。、。、lv、
（Tu・b・I・・川・w・0p・・旧ti・：50％，沢・・1・1・5）
∵。．1、．、ギ
（b）Pressurc distribution of−hc cxp三msion valvc f1ow （T・・b・1・・川・w，0p㎝・・ti・：30％，火・・1×105）
ゴ
月．
一一一一一一一一一一一1I
衷繧刀＝A一
一（b）Prcssurc distribution oflhc cxp三msion va−vc n（）w （Tu・b・1・州・・・・・…ti・：・・％，沢・・1・1・5）
u u 』 ∪ 1 」
（i）
0
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@ O
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@ O
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E1，2xlO！
（ii）
̀ B C D E F
（iii）
a b c d e f
0
（C）Prcssurc variations along（i）thc wa11，
（ii）th・㏄・t・トli…nd（iii）th・axisofa・・lv・，
（T・・b・1・・tfl・w，0p㎝mti・：30％，R・・1×105）
O P
・O．6．j0
O P
＿0．6x10】
．O P
，O．6x】0，
（i）
a b c d e f
（ii）
ABCD 】≡…一F
（伽）
（C）Prcssure variations along（i）the wa11，
（ii）th・…t・トli・…d（iii）th…i・・f。。。1。。，
（T・・b・1・・川・w，Op・・mti・：50％，沢・・1・105）
図5． 16 K εモデルによる膨張弁の解析結果
1一G∩
可視化水槽を用いて計算の検証を行った．可視化用の膨張弁には，透明なアクリル製の10 倍モデルを試作した．レイノルズ数を言十算すなわち実機の値に合わせて，レーザライトシー
トを使った蛍光法により，可視化した．
計算と実験の比較を図5．17に示す．弁棒の先端表面から離れた流れと，剥離域の形状 や大きさが計算と一致しており，計算値は実機に対応した値であることが検証できた．
0．0
（a）計算結果
（b）可視化実験
図5．17 K一εモデルによる計算の検証（弁開度：50％）
一・
V0一
5． 3． 2． 2 LES
乱流域をk一εモデルで解いても，直接圧力変動を求めることはできない．そこで，L E Sによる解析を試みた．以下に，前節の膨張弁について行った解析例を示す．
冷媒流を非圧縮性流体を仮定すると，基礎方程式は，不言己の格子スケールの連続の式とナ ビエ・ストークスの式となる．
∂Ui
二〇 （i二！，2，3） （5．13）
∂Xi
∂Ui∂UiUj ∂ 2 ∂ ∂Ui ∂Uj
＋ ・一（P＋一k。。。）十一／（1／Re＋v。。。）（一 十一）／ （514）
∂t ∂xj ∂xi 3 ∂xj ∂xj ∂xi
Sub格子スケール（SGS）モデルには，Leonard項Li j＋C1．oss項Ci jをOとし，レイノルズ応 力項に通例のSmagorrinskyモデルを使用した．SGS乱流渦粘性係数v。。。とSGS乱流エネルギー k。。。は次式で与えられる．
1∂Ui ∂Uj
v。。。・（C、△）2／一（一十一）2／1／2 （5．15）
2∂xj ∂xi
k。。。・v。。。2／（C。△）2 （5．16）
C。・O．09，C、・O．1，△二（△1△。△。）1／3
また，壁付近での急激な速度変化による渦粘性の過大を補正するため，壁面の格子スケー ルにはVan Deiest型のダンピングの式を使用している．
f・1−exP（一y＋／A＋）， A＋・25 （5．17）
単純化した膨張弁の言十算対象の領域を図5．18（次頁）に示す．また，計算格子を図5．
19に（次頁）に示す．格子点の数は約35400である．入口境界条件には，森西ら（1川に よるバックステップ流れの計算と同様に，別途各ステップで。hanne1内乱流を計算して，そ の速度分布を膨張弁の入口に与えている．式（5．13），式（5．14）の離散化は有限体積法に基づ いて行い，空間差分には対流項のみ3次風上差分であるQUlCKスキームを用い，その他は2 次精度中心差分を用いた．計算アルゴリズムは11SMAC（11ighly SinlPli〔ed MAC）法に準じてい る．平均流速に基づくレイノルズ数は約25000である．
図5．20（73頁）に計算途中の値を示す．直接圧力変動を求める有効な岬析法であるが，
現状下記の問題がある．木研究では，ここまでで1一に上したが，大用n勺な舳：行としていくため には，牛、1子に（a）が課魍であり、｛而はスーパコンピュータf1川］による方法しかない．
1一一
（a）計算速度が遅く，約20000ステップの目標に対し，EWSによる計算では」日に300〜50r）
ステップしか進まない．
（b）当初は，対流項の離散化に4次精度中心差分を用いていたが，言十算が不安定になると いう問題があり，3次の風上差分に変更（数値粘性増大による安定化）したが，理論 的にその影響が明らかでない．
（C）入口境界条件のためのChannC1内乱流の言十算において，格子数の節約を図って計算す ると，乱れが減衰する．
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図5．18 膨張弁のL E S解析モデル
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図5．19 膨張弁のL E S計算格子