混合層を伴うチャネル内での固液二相流の解析

3.2.2 混合層を伴うチャネル内での固液二相流の解析

(3) 解析パラメータ

境界パネルの長さ ： l_bp / H =0.025～0.1 境界パネル枚数 ： Nbp=200

壁面上の速度参照点高さ ： h/H=0.00124 流れ解析の時間刻み ： t_fU /H =0.05 粒子解析の時間刻み ： t_pU /H=0.005 一個の標本粒子が代表する実際の粒子数： Np=1

(4) 解析結果と考察

① 液相流れの様相と検証

液相流れ場の解析結果として，瞬時の渦要素分布と速度分布を時系列で図3.2.2-2と

図 3.2.2-3 にそれぞれ示す．図3.2.2-3中のコンタは，流れ方向速度uf を表している．

解析結果に見られるように，速度の異なる二並行流間に生じた速度せん断層は非常に不 安定であり，規則正しく発達せずに，合流直後から小規模な集合渦塊が発生しているこ とがわかる．この小規模な渦塊が周囲の渦塊と合体・分裂を繰り返しながら非定常に拡 散していく様子が捉えられた．

また，流れ方向（x軸方向）に逆圧力勾配が生じ，これによって上下壁面から非定常 なはく離が発生している．特に流入流量の少ないチャネル下側では，流体の持つ運動量 が小さいため大きな逆流が発生し，下流にいくに従って発達する様子が捉えられた．こ のように，低流量側の壁面から非定常性の強い逆流が発生する現象は，同条件（合流流 速比E u₂ /u₁ 0.2）における小尾らの実験^{[90], [91]}においても観察されている．

次に，小尾らの実験結果と本解析結果との定量的な比較を図3.2.2-4 に示す．速度せ ん断層合流後から x/H = 2, 4 における流れ方向時間平均速度 uf ，レイノルズ応力

' v '

u_{f f} は実験結果と定量的に概ね一致し，時間平均および非定常特性に対して，本 手法の有効性・精度を明らかにした．以上のように，壁面上に発生する連続的な渦度の 分布を全て離散渦要素で置き換える手法を用いることによって，既存の解析例が多い噴 流等の外部流だけでなく，逆圧力勾配から生じるはく離点不定の非定常内部流に対して 本解析手法が有効に適用できること示した．

tU/H=51.0

tU/H=51.5

tU/H=52.0

tU/H=52.5 u1

u₂

tU/H=51.0

tU/H=51.5

tU/H=52.0

tU/H=52.5

図3.2.2-3. 瞬時の液相速度分布

u₁

u2

uf / U

図3.2.2-2. 瞬時の渦要素分布

② 固体粒子の挙動

固体粒子挙動の解析例として，瞬時の固体粒子分布を時系列で図3.2.2-5 に示す．チ ャネルの上側半分のみから投入された固体粒子は，流入口中央の速度せん断層から生じ る渦と壁面から発生するはく離渦によってチャネル全体に渡って混合され，下流にいく に従って固体粒子分布が均一化される様子が捉えられた．

次に，流れ場の非定常渦運動による固体粒子の混合度合いを定量的に調べるため，速 度せん断層合流後から x/H = 0, 3, 4, 5 における固体粒子の時間平均濃度分布を図

3.2.2-6に示す．本条件（合流流速比E u₂ /u₁ 0.2）においては，合流後5H程度下流

でほぼ一様に混合していることがわかる．このような非定常渦による固体粒子の混合の

-0.04 -0.020 0 0.02 0.04

0.2 0.4 0.6 0.8 1

-u_f'v_f' / U ²

y / H

=2 x / H

-0.04 -0.020 0 0.02 0.04

0.2 0.4 0.6 0.8 1

-u_f'v_f' / U ²

y / H

=4 x / H

0 0.5 1 1.5 2

0 0.2 0.4 0.6 0.8 1

u_f / U

y / H

=4 x / H

0 0.5 1 1.5 2

0 0.2 0.4 0.6 0.8 1

u_f / U

y / H

=2 x / H

(a) The time-averaged streamwise velocity at x/H=2, 4 : Present numerical data

: Experimental data (Obi et al.)

(b) The Reynolds stress at x/H=2, 4

図3.2.2-4. 液相の時間平均速度分布とレイノルズ応力

様子は，流れの合流条件や流路形状によって大きく変化する．特に，反応プロセスを含 む混相流装置では固体粒子の混合状態が性能を左右するため，高効率化や低コスト化を 図るには数値シミュレーションによる検討が重要となる．

図3.2.2-5，図3.2.2-6で示した結果からわかるように，ここで取り上げたような高レ

イノルズ数で非定常性が強く，固体粒子の混じった流れを伴う混相流装置の設計におい ては，乱流渦と固体粒子との干渉を考慮し，固体粒子の非定常運動を十分把握すること が必要となる．そのため，流れ場に存在する乱流渦運動と，その渦から誘起される流体 力によって運ばれる固体粒子をラグランジュ的に時々刻々追跡する本手法は，混相流装 置の設計・開発に有効であると言える．

tU/H=51.0

tU/H=51.5

tU/H=52.0

tU/H=52.5 u1

u2

図3.2.2-5. 瞬時の固体粒子分布

0 0.5 1 1.5 0

0.2 0.4 0.6 0.8 1

concentration C

_V

/ C

_{V in}

y / H

x / H =5

0 0.5 1 1.5

0 0.2 0.4 0.6 0.8 1

concentration C

_V

/ C

_{V in}

y / H

=4 x / H

0 0.5 1 1.5

0 0.2 0.4 0.6 0.8 1

concentration C

_V

/ C

_{V in}

y / H

x / H =0

0 0.5 1 1.5

0 0.2 0.4 0.6 0.8 1

concentration C

_V

/ C

_{V in}

y / H

=3 x / H

図3.2.2-6. 固体粒子の時間平均濃度分布

0 1 2 3 4 5 0

0.01 0.02 0.03 0.04

x / H n

col

(i ) / n

col

(t ot al )

: Top wall : Bottom wall

③ 固体粒子と流路内壁との衝突

最後に，固体粒子が流路内壁に衝突する範囲と頻度を推定するため，固体粒子の壁面 衝突頻度分布を調べた結果を図3.2.2-7 に示す．固体粒子が投入されたチャネル上側の 壁面だけでなく，速度せん断層合流後からおよそ2Hより下流では，チャネル下壁面に おいても衝突頻度が増加していくことがわかる．チャネル下壁面において衝突頻度が増 した原因は，速度せん断層から生じる渦と壁面から発生するはく離渦によって，固体粒 子がチャネル全体に混合されたためである．

2.4.5 項で述べた通り，本手法では粒子－壁面間における衝突現象のモデル化に，摩

擦のある非弾性衝突モデル並びに異常反発モデルを組み込み，個々の衝突運動は衝撃方 程式を解いて算出している．そのため，実際の混相流装置で必然的に想定される固体粒 子の非球形性や壁面の凹凸による不規則な固体粒子運動を考慮した詳細な非定常解析 ができる特徴を持つ[82], [83], [84]．さらに，全ての固体粒子，あるいは代表粒子をラグラン ジュ的に追跡して，壁面への衝突に伴う固体粒子の運動量変化，衝突速度や衝突角度な どの定量的な値を統計的に利用することで，固体粒子による摩耗評価に応用することが 可能である[28] - [31]．ここでは，固体粒子の壁面衝突頻度を調べただけであるが，固体粒 子の非定常な挙動を数値シミュレーションで再現できれば，混相流装置でしばしば問題 となる摩耗による破損トラブルの防止や，装置寿命の予測が可能になると考えられる．

4.3節では，実用流体機器への応用として，石炭灰による伝熱管壁の摩耗量を定量的 に推定することを試みた．

ncol ( i ) : Number of wall collisions at each panel ncol (total) : Total number of wall collisions

図3.2.2-7. 固体粒子の壁面衝突頻度分布

3.2.3 鉛直チャネル内での固液二相流の解析

ドキュメント内 渦法および粒子追跡法の内部流れ混相流解析への適用 (ページ 96-103)