Title
ノズル内の二次元物体によってパッシブ制御された二
次元噴流の組織構造
Author(s)
宮越, 勝美, 羽二生, 博之, MIYAKOSHI, Katsumi, HA
NIU, Hiroyuki
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日本機械学会論文集B編, 69(678): 338-345
2003-02
http://hdl.handle.net/10213/924
社団法人日本機械学会, 宮越勝美，羽二生博之, 日本
機械学会論文集B編, 69(678), 2003, 338-345.
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http://kitir.lib.kitami-it.ac.jp/dspace/
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−
Ｉ
ノズル内の二次元物体によってパッシブ制御された二次元噴流の組織構造
339
Table 1 Experimental conditions
ｘｃ（ｍｍ）
ｄ(ｍｍ)
50
２
３
５
１０
１５
１８
２２
Ｘ
60
○
○
○▲
○▲
○▲
○▲
○▲
75
90
○
Ｏ▲
○▲
○▲
○▲
105
122
○
○
○
〇▲
○▲
○▲
〇▲
○▲
○▲
○▲
○▲
○▲
Ｏ▲
○▲
○▲
▲
▲
▲
▲
▲
▲
▲
▲
○:CIrculercylind●「
Fig.1 Schematic
view of nozzle and coordinate system
▲:Se●i-circul●r
cyllnd●「
系を示す．ノズル形状は正弦曲線からなり，噴流出口
は高さゐ＝15mm,幅召＝300mmの矩形で,端板が
篇
○
取付けられている．これらの諸元と使用した風洞装置
§ ○
Ｘ
は既報“)と同じである．噴流制御のための二次元物
_. X
体には，直径j＝2∼15mmの５種類の円柱ならびに
1600
r叱jごsrloに･
d＝3∼22mmの６種類の半円柱を用いた．これらは
ノズル内の中心線上にノズル出口と平行に設置し，さ
-’
一
らに，半円柱については上流に向けた底面が垂直にな
ん
るようにした．座標原点はノズル出口の中心に置き，
制御円柱と原点との距離をxi，また，原点における
・ 〃
Control
cylinde
Ey
／
１
１
マ
゛;1
時間平均速度をａと定義する．
『に
表１は，実験における制御二次元柱の設置条件を示
皿
Sazzl･
１
「
1●
-
したものであり，０は円柱を，また▲は半円柱を表し
ている．座標系は，主流方向にｚ軸，ノズル高さ方向
Fig.2 view
に1,軸，スパン方向にｚ軸をとる右手系とした．ま
tion
of experimental
apparatus
for visualiza
た，任意の位置における瞬時速度をｇと定義し，ｇの
ｚ方向成分をz｡11方向成分をz,で表す．さらに，ｚ
るとともにビデオカメラで撮影し，1/30s間隔の時系
方向の任意断面における噴流中心速度をび.,噴流速
列画像を比較した．可視化実験におけるレイノルズ数
度がび.の1/2となる噴流中心からの距離を半値幅ゐ
は2200∼3250の範囲とした．可視化時のレイノルズ
と定義する．
数は風洞実験の約1/4∼1/3であり，両実験における
噴流の詳細な速度分布は，おもに定温度形熱線流速
噴流構造はレイノルズ数が異なるため厳密には一致し
計を用いた風洞実験によって測定し，風洞実験の流速
ているといえない．しかし，噴流せん断層の乱流遷移
は,座標原点の速度をび.≒10.1
レイノルズ数は平板境界層よりもかなり低く(7),二次
m/s
の一定とした．
このときのみを代表長さとするレイノルズ数(刄g＝
元物体の後流渦と噴流せん断層との局所的な干渉に基
a･i面)は1.0×104である．
づく噴流の制御機構は,定性的には同じであると考え
また，噴流の可視化には，風洞と同一諸元のノズル
られる．
部を有する開放形回流水路を使用した．図２に，可視
3.実験結果および考察
化水路を示す．この水路の測定部寸法は，帽300mm，
深さ1
000 mm,
長さ690mmであり，幅はノズル出
3･1 ノズル内の流れおよび速度変動特性 縮流
ノズル内に設置した二次元柱後流の速度変動周波数な
がＫＡＮＯＭＡＸ８８３５システムで,処理系がＤＡＮＴＥｅ
らびに強度は，二次元柱の断面形状や代表寸法ｊと，
５５
Ｎ ２０トラッカで構成される２チャネルレーザドッ
設置位置Ｘμこよって変化する．また，二次元柱の後
プラー流速計を使用した．トレーサにはウラニン水溶
流と噴流せん断層との干渉位置は,後流幅によって変
液を用い,制御二次元柱の表面ならびにノズル出口近
化する特徴がある．二次元柱後流による制御特性を明
傍の縮流部内壁にあけられた直径０．８ｍｍの孔から
らかにするため，ノズル内部の可視化観測と変動速度
色素を流出させた．これらの色素流脈は，直接観測す
の解析を行った．図３は,荼/み＝6に設置された直径
-
口に一致している．水路実験の流速測定には，光学系
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ノズル内
よってパッシブ制御された二次元噴流の組織構造
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ド
§
０．２
り・
○゛
effects of cylinder wake
０．０
−2.0
OCase
2
-without
cylinder
匯
Q4a｡,4，
1.0
Fig.8 Distributions
on jet half-
＠
● Case l
♭
ｊ
4==4S夕
●
●
零
ｌ
ｊ
０．４
0.0 0.Z 0.4 0.6 0.8 10 1.2 1.4
St。
Fig.7 Control
ウ｀ ０ g @
１ １ ０ ０
３４
0.
341
0.0vZ11 1．０
of longitudinal
mean
2.0
velocities
(J//z＝1，心＝1.0×104)
width
のと考えられる.
3･2 噴流拡散の制御割合 本研究では，拡散作
x/h=20
ぶk
X
用の制御効果を比較するために，既報‘4'と同様に平均
之/
半値幅を用いた．すなわち，ノズル出口から30ゐ下流
まで25断面についてZ,方向速度分布を測定し，この
ノ
x x/h=10
0
３４
範囲の半値幅の平均値を算出した．この平均半値幅と
、｡_
.
無制御時の平均半値幅ゐoとの比を拡散作用の制御割
ゴ
合〈ゐ/ゐo〉と定義する．また，制御円柱後流の乱れ強さ
0.
を代表するものとして.zlil＝0.1における速度,?の
乱れ強度の11方向分布を測定し，その−0.5≦Z//1≦
／
‥コ し‥
V X/h=5
0
.
0.5の平均値〈Q−/a〉を用いた．図７に，制御円柱
ｋ。
の渦放出周波数￡から算出されたストローハル数
0
.
(Sk＝y｡･ゐ/a)と，乱れ強度に対する拡散作用の制御
−１０−１−●−●−２ ０ ２ ４ ● ● １０
割合を示す．なお，図７中の○は拡散の促進を，●は
ｙ／ゐ
抑制を表し，さらにそれらの大きさは制御割合に比例
Fjg.9 Distributions
●:Casel，o
させている．
of longitudinal mean
velocitjes.
:Case2,−:without
cylinder り?g
＝1.0×10り
拡散が抑制される励起条件は広範囲において見ら
れ,Sj,＝0.75,平均乱れ強度が5％の場合に最大の抑
比較したものである．無制御時の速度分布は，噴流外
制効果が得られた．このときの制御円柱の設置条件
縁で約3％の増速が見られるが，トップハット形に近
(一i＝0.2,Ｘ晶＝4)をCase
い二次元噴流が形成されているといえる．一方,制御
l と記すことにする．
一方,促進条件は，SZ,＝0.41∼0.52の特異な場合‘4'
時のＵ！Ｕ。の分布形状は，ノズル内に設置された二次
を除き，SZo＝0.05∼0.21の範囲に集中している．さ
元柱の後流幅によって異なる．後流幄が小さいCase
らに，拡散の促進割合が１．２以上となる場合のSZ,は
lの場合には無制御時の分布形状に等しく，噴流外緑
0.05∼0.10であり，これらの制御円柱後流の速度変動
部では増速が見られる．しかし，後流稲の大きい
には,y;と複数の高次の周波数スペクトルが見られ
Case 2 の制御条件では，噴流外縁の速度分布は丸みを
た．なお，促進割合の最大値は，Sj,＝0.07において
もつようになり，せん断層が厚くなることがわかる．
1.38であり，この最大促進効果が得られた設置条件
図９は，zμi＝5,10,20における時間平均速度の1，
(半円柱,必1＝1.2,xjh＝7)をCase
方向分布である．無制御時のびａの分布には，z/1
の可視化結果はCase
2 と記す．図５
2の場合である．本研究では，
拡散作用が最も抑制されるCase
＞5において良好な相似性が見られた．図10に，噴流
lと最も促進される
中心における平均速度U｡!UOの主流方向変化を示
Case 2 の条件について，噴流速度分布を詳細に測定し
す．無制御時にはz/Z,≦5の範囲にポテンシャルコア
た.
が存在し，それより下流のr7./aは，ほぼ(ヱ阻)-゜.s
3･3 時間平均速度特性 図８は，辿l＝1のスパ
に比例して減衰している.Case
ン中央における時間平均速度びａのz,方向分布を
は2.5≦z/i≦4.5の範囲で増速しており，その値の最
−93
l の条件では，U｡旧．
Ｉ
F6
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菌陣‘別軍政(μμμ禰yi4-y市/y/1(昭則がJ･巾聊仙
‘=y乖'９９ＪＱ９=ｙ９対９研桝訓９巾聊痴淳喜備夏(∂
訓(z)9守Ｊｇ付謙語索(むLT(∂扮蚕口印･1ざＸ／‘祠ふ
(2)脚湯９ふ口征爾淳り/77＠？゜9守ぶ％Zf漣別居￥
恥叫』μ/1‘2ぼI圖 易励−−−−叫zk凶加 t･S
鋸コ：堕毎ヽ?巾聊仙‘一をＴ薬害訓(q)II回‘別ふ扮戻
゜ふ劣ぷ.珊語彙等爺召(βり/s｀当９珊対−『∂仔聊聊
？９薬軍政淳仔聊禰y-iﾄX･1//y/1＠岳逗原T□海鞘
りふｎ輦等菰琲(∂謙語索祠(…)珊珊(∂巾gl回‘洋々
/1(β？別叫爾(jonjsn
雄(E)gl凶‘祠孤琲９々こ?￥奢淳s°か1i珊対１゜９
脚湯聊爾(∂海鞘鋸聊仙‘ふｃＴｊ仔？禰ツ呉ｙ市/y
収奪(∂l
asEこ)(ｑ)９対ｉ陣ぼ(∂一碧仙訓μ９副隠陣
‘l.c衷４・
ｓ４乙４ｑ衷１
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343
ノズル内の二次元物体によってパッシブ制御された二次元噴流の組織構造
二言
二言
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1.2
0.0 0.3 0.6 0.9 1.2
St
（a）
1，（c）Case
spectrum
0.4
0.0 0.2
0.6
St
（ｂ）
Fig, 14 variation of power
y/h=0.63 1
（ｃ）
along y direction in the vicinity of half-width.（a）without
cylinder，
（b）Case
2
のエネルギーを表している．
;1ﾚ‥
ﾕ・ごS 1.−
図14(a)の無制御時の場合,坤z＝1において見ら
4
れるSZ≒1.11(760
Hz)の弱いスペクトルピークは，
･砺
J//z＝2ではぷ≒0.55(380
へ．
Hz)に，さらにJ//z＝4で
はSZ≒0.27(185 Hz)を中心とする分布に変化してい
／９ Ｓ
脱穀十軋デ
る．これは，ノズル出口近傍のせん断層で巻き上がっ
た高周波数の渦が,段階的に合体を繰返し大きな渦構
造となるためである．また，無制御時の二次元噴流は，
坤z＜6においては対称配列の渦が形成されやすく，
それより下流では逆対称配列の渦列が支配的となるこ
と(5)(6)が知られており，図12の半値幅の変化とよく
対応する．図15は，無制御時の可視化結果であり，
j"
坤z＜6の上下の噴流せん断層には対称に巻き上がっ
た渦が見られる．また，z/7z≧6では合体で大きくな
ったこれらの渦が,上下非対称な配列となり崩壊して
4:￥X
いくようすがわかる．
，j
図14(b)の噴流転が抑制される条件では，J/ゐ≦2
吟J −
je･･
に円柱後流の渦放出に基づくSZ＝0.73(八＝497.5
Hz)のピークが見られる．しかし，速度変動のレペル
０ ２ ４ｊ滴6 8 10
Fig.15 Flow
はz/み≧3においては減衰しており，無制御時より小
さいことがわかる．
visualization of jet（without cylinder, /な
＝2307）
図14(e)の噴流転が促進される条件では，坤z≦4
に半円柱後流の渦放出周波数刄＝48.75
95
Hz に基づく
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ノズル内の二次元物体によってパッシプ制御された二次元噴流の組織構造
345
の形成が見られる．さらに，J//Z≧8ではこの大規模
渦の崩壊が進むことがわかる．これらの渦構造が変化
する位置は，半値幅の増加割合が変化する位置とよく
一致している．
これらの結果から，本制御法における拡散作用の促
進機構は，制御円柱後流の渦放出周波数とその高次の
速度変動周波数によって，ノズル出ロ近傍の対称配列
の渦が強化されるとともに，後腹渦が同符号の渦度を
もつ噴流せん断層側に偏向し，巻き上がった渦と干渉
することで逆対称配列の渦構造が強化されるためと考
えられる．この現象は音圧励起法と大きく異なる点で
あり，後流渦を強化しせん断層との干渉を強めること
で，さらに拡散作用を促進できる可能性がある.
4.結 論
ノズル内に設置した二次元柱の後流によって制御さ
れた二次元噴流構造を詳細に調べ,以下の結論を得
た．
０ ２ ４ ６ ８ １０ １２
初7
Fig.19 Flow
(Case
（１）二次元柱の後流幅が狭く縮流の影響が小さな
場合には，渦放出に基づく単一周波数の速度変動が生
visualizationof enhanced jet spread
2，防/z＝1.2，蓄仙＝7，7?e＝2
508)
成される．
（２）ノズル出口高さに比較して二次元柱の後流幅
法における拡散作用の抑制機構は,高周波数の後流渦
が大きな場合の後流渦は，ノズル壁面と干渉し大きな
によって混合・拡散作用に大きく寄与する低周波数の
変形を受ける．また，この場合の後流の速度変動には，
大規模な渦構造の形成が妨げられるためと考えられ
渦放出周波数とその高次の局波数が発生する．
る．
（３）せん断層の自然巻上がり周波数より高い周波
図19は,噴流の拡散作用が促進されるCase
2の場
数の後流渦が存在する場合には，せん断層内の渦の成
合の可視化結果である．なお，φは半円柱から放出さ
長が阻害され,噴流の拡散作用は抑制される．
れる渦の周波数八に基づく位相である.
（４）ノズル内に設置された二次元柱後流による拡
φ＝o°のノズル出口には，半円柱後流の渦に取り込
散促進作用は，噴流中に形成される逆対称配列の渦周
まれた色素塊Ａの噴出が見られる．このＡは時計回
波数に調和した複数の周波数の速度変動によって，ノ
りに回転しており，その回転速度はJ/み＝2付近で巻
ズル出ロ近傍の対称配列の渦ならびにその下流の逆対
き上がった上下せん断層の対称配列の渦2,2'に比較
称配列の渦構造が強化されるためである．
して小さい．この要因は,先に示したノズル内におけ
文 献
る壁面境界層との渦度の相殺によるものと考えられ
る．また，渦Ａは同符号の時計回りの渦度をもつ下
（
方のせん断層側に偏向しているのがわかる.
）
Crow，S. C. and Champage， F.H･,j.Flgg
(1971)，547-598.
（2）Hussain，A.K.M.F.and
φ＝90°では,渦Ａが成長したせん断層内の渦2,2'
jfga.，48
Thomps｡n，C.A｡5F&11
j＆a.,100-2（1980）･,397-431.
（3）鈴木宏明・ほか２名，槍論，65-639，B（1999），3644-
に追いつき，さらにφ＝180°では渦Ａにより下側せ
3651.
ん断層の渦2',Fが強化されているのかわかる．一方
（4）宮越勝美・羽二羽博之,機論,66-649,B（2000），2298 2303.
上側せん断層では,渦１ならびに渦２が渦Ａの一部
（5）蒔田秀治・ほか２名，槍脇，57-539，B（1991），2239-
を取り込み合体を開始するように見える．渦1,2の
2246.
周波数は2八であり，図14(C)の速度変動のJ/ﾉ2≦4
（6）蒔田秀治・ほか２名，槍脇，54-504，B（1988），1946 1952.
の顕著なスペクトルに対応している．これらの渦の合
（？）白倉昌明・大橋秀雄共著,流体力学,2（1981），140，コロ
体により，坤z≧6では逆対称に配列した大規模な渦
-
ナ社。
97−
−
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