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06 09 10 11 12 WA*
Fig. 5‑4‑8 Calculated results for Ne‑SF6 system ((a)Lower wall and (b)Upper wall) Concentration distribution normalization with inlet value of SF 6
178
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，
Th=573K，
(11) uo=1.20cm/s，
Th=773K，
(111) uo=6.04cm/s，
Th=773K，
To=333K
，
Tc=393K，
Re=5，
To=353K，
Tc=473K，
Re=5，
To=353K，
Tc=473K，
Re=25，
Reav=2.49
，
Grav=3080 (Run 4) Reav=1.73，
G ra、，=1850(Run 5) Reav=8.74，
Grav=1850 (Run 6)Fig.5‑4・9Experimental and calculated concentration profiles along the f10 w axis of Ne‑SF6
(ω'Ao=0.2) (a) z =9.5mm
，
(b) z =18.5mm，
(c) z =37.5mm179
5.4.2微小重力場における実験結果と計算結果の比較
本節では、 lG
→
2G→
μG→ 1 .
5G→
lGの重力変動に対する濃度場過渡特性について考 察を行うために、航空機実験結果および、それに対応する重力変動を考慮、した非定常数 値計算との比較検討を行った。なお図中のサンプリング点SPl‑5に対応する座標を Table 5‑4‑1に示す。Table5・4・1Coordinate of sampling points SP
4
実験条件を Fig.5‑4‑10に示すReav‑Gravマップに点綴する。黒塗りの点は、 1G下の値、
即ちこの点において条件の設定が行われていることを示す。 4系列ある同‑Reav数の実験 について、異なる Grav数が点綴されているが、これは重力変動に対応したそれぞれの重 力値から算出した値を示すものである。
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Fig. 5‑4‑10 Calculated and experimental conditions under lG and μG plotted on a Reav・Gravmap
180
5.4.2.1 He‑SF(i系に関する結果
He‑SF6系(Re=2，Run No.7)の濃度分布の経時変化を変動重力値とともに Fig.5・4・11に示 す。また対応する条件において、 3次元非定常解析より得られた濃度、速度、 温度、およ び、ω'A*=O.85における等濃度面経時変化を Figs.5・4‑12‑5‑4・13に示す。 Fig.5・4‑11の実験デ ータに基づいて、各サンプリング点における下壁および上壁近傍の濃度変化を計算結果 と比較して、 Fig.5・4・14(Re=2)とFig.5‑4・15(Re=5，Run No.8)に示す。また、サンプリング 点の位置を、各図中(b)の縦断面および横断面上でOで示す。各図中の横断面の速度分布 図には、 ω'A*=1を関値に 2値化を行った濃度分布を重ねて示した。青色の領域は熱拡散に より入り口よりも SF6分率が低下した部分を、ピンク領域は SF6分率が増加した領域を示 している。
Fig.5‑4‑11において、ヒータ一後縁部のSP5下壁部をみると、 2G
→
μGの重力変化に伴 い濃度が急激に減少し、再び元のオーダーの濃度に復帰する変化が観察された。その理 由として、重力の減少とともに前縁での横渦が消滅したため、 1G下でヒーター前縁に存 在していた低濃度のガス塊が主流によって下流側へと押し流され、一瞬濃度の低下を引 き起こし、その後μGにおける定常状態に遷移していったものと考えられる。また、 SP2 上壁部で観察された、 2G→
μGにおける濃度の減少は、横渦によって上析し側への移動して いた高濃度領域が減少したためである。実験値は、いずれの重力値においても若干信号 レベルの瞬間変動は示すものの全体の傾向は、計算値と同様なパターンを示す。Fig. 5・4‑12の横断面をみると、 1Gから 2Gへの過重力変動に対して、浮力対流に基づ く循環流の強度が増加し、 2GからμGへの微小重力への変動で、はスムーズな流れに変化 し、 μGから1.5Gへの過重力変動とともに再び浮力対流が増加することが分かる。この 流動の変化に伴い、濃度分布も変化している。
2G下では、横渦がヒーターの前縁および後縁に発生し、濃度分布が大きく歪んでいる ことが分かる。特に、ヒータ一前縁上部での高濃度領域の広がりが顕著となることから、
物質移動が対流強度に比例することが分かる。 μG下における温度および速度分布は、 1G 下と際だった差はみられないのに対し、濃度分布をみると浮力対流の消滅により加熱板 前縁部で上壁ヘ向かう低濃度領域の移動と、加熱板後端下流までのびていた低濃度領域 が消え 1G下に比べ低濃度領域が減少している。それに対応して上壁近傍では下流まで高 濃度領域が形成されている。
Fig. 5‑4・13をみると、等濃度面が流動様式の変化によって大きく変化し、 10‑2G下では 加熱板上でぽぼフラットな等濃度面を形成する様子がわかる。
Fig. 5‑4・14における濃度分布から、熱拡散により低温の四隅に高濃度部が形成されて
181
おり、またこの分布は側壁での循環流によって多少影響されていることが分かる。また 側壁近傍部では、側壁に沿う下降流による高濃度部の底部への移動が渦の消滅にともな
って消えることで、横方向への低濃度部の広がりが顕著となっている。
次に高Re数(Re=5，Run No.8)条件で行った計算の結果および実験結果との比較を行う。
1Gの結果から、低 Re数の場合に比べ流量が大きいために、より下流側に高濃度領域 が広がっていることが Fig.5‑4・15(a)よりわかる。また、横断面の 2色で表した濃度分布 に見られるように、側壁下部まで高濃度領域が広がっていることがわかる。この広がり はμG下でも存在し、また 1Gとの差はほとんど見られなかった。これは、熱拡散による 物質移動が、流れ場による移動より大きいためである。計算から 1G，μGの計算値の違い はほとんど無いことが分かったが、実験でも同様な結果が得られ全体的に定量的な一致 が見られた。
5.4.2.2 Ne‑SFo系に関する結果
Ne‑SF6系における低Re数(Re=5，Run No.9)および高Re数(Re=25，Run No.13)の結果を Figs. 5‑4‑16‑5・4・19
，
Figs. 5‑4‑20‑23にそれぞれ示す。なお、 Figs.5・4・18，
5・4・22はω'A'=0.97 における等濃度面の経時変化を示している。低Re数(Re=5，Run No.9)では、 1G下ではヒータ一前・後縁部で強い横渦の発生と 2対 の縦渦が重畳した三次元性の強い複雑な流れ場が形成される。また横断面については、
縦渦の影響により側壁方向への高濃度領域の移動が He‑SF6系に比べて顕著であり、更に 側壁に沿う下降流によって側壁下部に高濃度領域のスポットが形成されていることがわ かる。 2G下では渦の強度が強くなることにより、 1Gに比べ温度場、濃度場ともに縦・
横断面内の分布が大きく歪んでいる。特に、 Ne‑SF6系では物質移動が流れ場に強く影響 され、濃度場はより複雑な分布となっている。
ところがμG下では流れ構造が一変し、二次流れのないきわめてなめらかな流れ様式と なる。そのため濃度分布も 1G下のものとは大きく異なり、 μG下の He‑SF6系と類似の分 布構造を示す。しかし He‑SFo系に比べ熱拡散ファクター値が小さいために加熱板近傍の 低濃度領域の空間的広がりは抑えられている。また、 1G下において存在していた側壁下 部のスポットは消滅し、側壁に沿って一様な高濃度領域が形成されている。このような 濃度場の極端な変化があるのは、 He系の場合に比べ物質拡散係数が約 1/3と小さいため である。 (He‑SF凸:DAB=l.O X 10‑4， Ne‑SFo: DAB=4.1 X 10δ)
次に、 2G
→
μGにおける変化について SP5の下壁における結果をみると、 He‑SFo系の 場合と同様に瞬間的に濃度が減少しその後高濃度に戻った後徐々に減少していく現象が 実験でも観察されている。ただ、 He‑SFo系に比べ若干ガス流速が小さいため濃度変化速182
度が緩やかになっている。下壁での計算結果は実験結果より若干低い値を取るものの、 μG ではほぼ等しい値を示していることが分かる。
またここで、 2Gにおける計算結果より、上壁において速度場の振動に伴う濃度場の振 動がみられる。これは 2G下で局所的に高濃度な領域が上壁近傍に出現したことによ り、 いわゆる濃度差に起因する対流が誘起され、この時臨界 Ra数を若干超える状態が生まれ たため振動流が発生したのではなし1かと考えられる。
Fig. 5‑4・19に示した、低Re数での計算結果に対応する実験結果についてのプロットを みると、 lGでヒーター前縁のωA掌値が上下壁ともに若干小さいことを除けば、 lGおよび、μG 下における濃度分離状態を良く表しており、計算結果は比較的良好に一致することが分 かる。
一方、高Re数(Re=25，Run No.13)においては、流量が大きいために横渦は消滅し、 2G においても Re=5の場合のような複雑な濃度分布は形成されない。ただし、縦渦が存在す るために lGに比べ 2Gでは、側壁方向の高濃度領域の移動が大きくなり、また、濃度分 布自体もかなり歪んだ分布となり、ヒータ一端近傍まで上部の高濃度領域が接近してい ることがわかる。このことは Fig.5‑4・22のヒーター上部での 2つの凹部によっても確認 できる。縦断面での 2Gにおける観察では、ヒータ一前縁での浮力と膨張に伴う上昇許しに よって、ヒーター下流の上壁付近まで低濃度部が上昇しており、実験値の SP5上壁部に おける濃度の急激な減少が説明できる。 一方、 μG下での濃度分布をみると、 1Gと同様 上壁における下流側への高濃度領域の広がりが観察できるが、より下壁方向への広がり が大きくなっている。
Fig. 5・4・23に示した、高Re数での計算結果に対応する実験結果についてのプロットを みると、 lG，μGの二者の濃度の違いは下流部上壁領域を除いてほとんど無いことが分か る。実験結果との比較において、ヒータ一前縁付近の上壁部分の濃度が下壁の値に近い 値を示した他は、全体的に非常に良い一致が見られる。
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(B) Calculated results (11) Upper wall (y=15.0mm)
Fig. 5‑4‑11 Comparison of calculated and experimental results: HeδF6 during a parabolic flight
(uo=1.45cm/s
，
To=300K，
T，，=773K，
Tc=423 K，Re=2，
Reav=O.63，
Grav=140 (at lG) Run No. 7)185
1=‑22.1s， 1.05G
1=ー7.3s，2.00G
1=12.7s，O.OlG
1=32.7s， 1.50G
1=‑22.1s， l.05G
1=ー7.3s，2.00G
1=12.7s，O.OlG
t=32.7s， 1.50G
1=‑22.1s，1.05G
1=ー7.3s，2.00G
1=12.7s，O.OlG
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