数理解析研究所講究録922 巻 1995 年 175-191

175

過熱液滴の自励振動におけるモード選択則
徳川直子

東京大学

Naoko Tokugawa)(University of Tokyo1

序論

図 1: 振動の観察例

沸点より十分高温に加熱した平板上にのせられた液滴は, 重力と表面張力の影響で扁平になる. 液滴の下面では激しい蒸発が起き, 液滴はホバークラフトのように浮き上がって, 直接加熱面に接触しない. 液滴の下にできる薄い蒸気層の熱伝導は小さいので, 液滴の下面は加熱面より低温に保たれ, 瞬時に消滅してしまうことはない. 浮き上がった液滴は, 平面形が多角形の対称性を持つ下図に示すような自励振動を始める. この振動は, 液滴が徐々に蒸発して消滅するまでのしばら \langle の間持続する. 以下において, 平面形が 角形になる振動を, モード数 の振動と呼ぶ.
この加熱板上での液滴の運動はストーヴやフライパンの上でなど, 日常生活でも見られる馴染み深い現象
で, Leidenfrost 現象として特に伝聞工学の分野で古くから知られている. 上に述べた多角形振動もその状態の–つと考えられる. Leidenfrost 現象は, 実際の工学的な応用では, 高温面に微粒液滴群を衝突させ, 顕熱
および潜熱移動によって面を冷却する場合や高温面に燃料を噴霧し, 気化, 燃焼させる燃焼器系での蒸発促
進などにおいて, しばしば問題になる $[1, 2]$ . 重力を増したり, 液滴と加熱面の間に電圧をかけ, 液滴と加熱面を接触させ, 蒸発を促進する研究がなされている [3, 4, 5, 6, 7]. また, 原子力工学との関係も深く, 高温固体壁面上の薄液膜は, 軽水冷却型の動力炉, 液体金属冷却高速増殖炉の事故時の炉心過渡伝熱や緊急炉心冷却の問題において重要である. [8]. 過熱液滴の振動を扱ったものとしては, Holter らによって水を用いた実験がなされ, 様々のモードが観察されている [9]. 著者も蒸留水とエタノールを用いて同様の実験を行い, 多数のモードを観察した $[10, 11]$ . この結果については, あとで詳しく述べる. 液化した酸素, 窒素, アルゴンの液滴を室温中で平板にのせた場合にも, 同様の振動がみられた [12, $13|$ . これらの実験からは, 振動モードが物質のみならず加熱面の温度や平均半径に依存することが確かめられている. また, 振動数は, モード
数と平均半径に依存し, 周囲の温度にはほとんど依存しないことが分かっている [13]. 球形液滴や円柱液体の振動が Rayleigh によって解析されている [14, $15|$ . 扁平な液滴の振動については, Takaki らが, 液化ガスの液滴に対する基本振動の解析を行っており, その結果, 実験結果と–致する振動数が予言されている [16].
Tokugawa らは, 自励振動が表面張力の変動によって励起すると考え, 油滴の表面張力の変動についてのモデルを提案し, 解析した. その結果, 微小振動が有限に励起され, 安定な定常振動解が存在することがわと仮定した場合, 励起される
かっている. そして, 蒸留水について高温の時に, 低温の時に 99
振幅の理論値と実験値がモード数 $n=2\sim 6$ 全てについて–致することがわかっている [18].
さて, 過熱液滴の自励振動の未解決の興味深い現象の–つに振動モードの選択がある. 振動モードは, 液より高く, 直滴の物性, 半径, 周囲の温度などによって選択される. 蒸留水においては, 平板の温度が 330$n\neq2$のモードが現れた.
$n=2$
エタノールでは,それ以外ではより小さい場合はのモードが,
径がより小さい場合は $n=3$ のモードが現れた.
より大きい場合は $n=2$ のモードが,
直径が
$n$

$n$

$100^{\mathrm{o}_{\mathrm{C}}}$$.25^{\mathrm{o}}\mathrm{C}$$\mathrm{c}$$15\mathrm{m}\mathrm{m}$$8\mathrm{m}\mathrm{m}$$8\mathrm{m}\mathrm{m}$176

このモード選択則理解の第–段階としてモード間の相互作用について調べた. まず弱非線形近似におけるモード間相互作用について解析し [19], 次に変動量の 3 次までの非線形項を全て取り入れた. その結果, どちらの近似でも計算した範囲内で最も高いモードが不安定である傾向が得られた. また, 非線形効果によりつのモードのみが選択される可能性も確かめられた. 単–のモードが卓越した振動を呈するということ
は, 実験で観察されたように, 瞬間的な液滴の平面形が比較的規則的な正多角形の対称性を持つことを意味する.

(a) 蒸留水$(\mathrm{b})\perp \mathit{7}$ノーノレ

図 2: 観察された振動モード

177

2

基礎方程式

理論解析に用いる主な仮定はこれまでの研究に従う $[18, 19]$ . 液滴中の流れは非圧縮で非粘性とし, ポテ
ンシャル流理論を適用する. 物質定数や液滴の体積は振動周期の間一定, すなわち, その間の蒸発の効果は無視できるとする. 寛延を非常に薄い液体の層とし, 流体の振動を浅水波の表面張力波と仮定, 浅水波理論を適用する. 液滴の下側の蒸気層は, 非常に薄く, 流れはほぼ水平を向き, Hele-Shaw 流を仮定できるとする. 加熱面および液滴の下側表面の温度は与えられた–定値を保ち, 蒸気層の物性値は, 中間の高さでの値で代表させる. 液滴の中心を原点として極座標を用いる.
無次元化された方程式を示す. 無次元化には, 液滴の平面形の平均半径埼と,と表面張力係数の代表的な値を用いた. 無次元化された量を を添えて表によって定義された時間スケール
す. 蒸気層内の流速は, 静止した加熱面と速度で動く液滴下面の間を蒸気が流れるとして,
Poiseuille 流と平面 Couette 流の重ね合わせで近似できる. 蒸気腔内の圧力が静水圧と表面張力と釣り合うことから, 平均流速家*(r*,) は, 液滴の高さの変動と表面張力の変動量$(r,\theta)$$R_{0}$$t_{0}=\sqrt{\rho_{\mathrm{L}}R_{0^{3}}/\sigma 0}$$\sigma_{0}$$*$$\nabla^{*}\emptyset^{*}(r^{*}, \theta^{*}, t^{*})$$h^{*}(r^{*}, \theta*, t^{*})$$\theta^{*},t^{*}$$\sigma^{*}(r^{*}, \theta^{*}, t^{*})$

より$\overline{u}^{*}=-A’\nabla^{*}[Gh*-\sigma^{*}\nabla*2h^{*}]+\frac{1}{\mathrm{n}}\nabla^{*}\phi*$,(1)となる. 液滴内の連続の式は,$\partial h^{*}$$-arrow’$–L-p-.

$-..$

.

$-$

,

(2)

$\vee\cdot-+\nabla*\overline{\partial t^{*}}(h*\nabla^{*}\phi^{*})=0$となる. 仮定の通り, 液滴に関しては蒸発の効果は無視してある. 液滴の運動方程式は, 液体内部では粘性摩擦は働かないが, 蒸気日内の速度勾配に起因する摩擦が液滴下面から働くと仮定する. 拡張された Euler 方
程式は$h^{*} \frac{\partial\phi^{*}}{\partial t^{*}}+h^{*}\frac{1}{2}(\nabla^{*}\phi^{*})^{2}+H[\frac{1}{2}Gh^{*2*}-\sigma h*\nabla^{*2}h^{*}]-A\prime\prime(\overline{u}-\frac{2}{3}\nabla*\phi**)=0$,(3)と表される. 第 3 項は, 液滴内部の圧力が静水圧と表面張力の和と釣合うことを表している.

ここで無次元パラメータ $-A’,$ $A”$ (蒸気層に対する Reynolds 数), $H$ (液滴の断面形状のアスペクト比),, 液滴の厚さ(慣性力と表面張力の比) は, 蒸気層の厚さ, 蒸気の粘性係数 , 液体の密度, 重力加速度 を用いて, 次式で定義される.
$G$$h_{0}$$D\mathit{0}$$\mu$$\rho\iota$$\dot{g}$$A’= \frac{\sigma_{0}D_{0}2h_{0}t0}{12\mu R_{0^{4}}}$,$A”= \frac{6\mu t_{0}}{\rho_{\mathrm{L}}h_{\mathit{0}}D0}=\frac{D_{0}}{2R_{0}A’}$,$H= \frac{h_{0}}{R_{0}}$,$G= \frac{\rho_{\mathrm{L}}gR_{0^{2}}}{\sigma_{0}}$.

(4)液滴の周辺部の境界条件として, 周辺における表面張力と圧力の釣り合いの式$\frac{\partial\phi^{*}}{\partial r^{*}}=\frac{1}{r^{*}}\frac{\partial\phi^{*}}{\partial\theta^{*}}\frac{1}{r^{*}}\frac{\partial R^{*}}{\partial\theta^{*}}+\frac{\partial R^{*}}{\partial t^{*}}$,(5)

および, 平面形の輪郭の変動に対する運動学的条件$H[ \frac{1}{2}Gh^{*2*}-\sigma h*\nabla*2*h]=h^{**}\sigma[\frac{1}{H}\frac{2}{h^{*}}+\frac{(1-\frac{\partial^{2}}{\partial\theta^{*2}})(R*+\beta Hh^{*})}{(R^{*}+\beta Hh^{*})^{2}}]$,(6)を課す. ここで, (6) の右辺は, 液量の周辺部分における主曲率を表す. 液滴の周辺部分の断面は実際は丸く膨らんでいるので, 境界条件を適用する ‘周辺部’ の位置を明らかにする必要がある. ‘周辺部) をにある垂直な壁とみなすと, 体積が保存されるためには, 最も膨らんだ先端部分 (平面形の輪郭) の半径$R^{*}(\theta,t)$$R_{\mathrm{c}}^{*}(\theta,t^{*})l\mathrm{h}$$R_{\mathrm{c}}^{*}(\theta,t)=R^{*}(\theta,t)+\beta h^{*}(R^{*}, \theta^{*}, t^{*})$,$( \beta=\frac{1}{2}-\frac{\pi}{8})$(7)とあらわすことができる.

表面張力は, 液滴の周辺部分と周囲の高温気体との熱接触の状態によって変動すると考え, それについて以下の様なモデルをたてる. すでに述べたように, 平板からの加熱によって, 液滴の下側には薄い蒸気の層が形成されている. 液滴はさらに, 周囲を取り囲む気体も加熱されているので, その表面全体が薄い蒸気178の層に覆われていると考えられる. 周辺部分が外側に突出していくとき, 周辺部分の蒸気層は後方, すなわ
ち中心方向へ押し流され薄くなり, 温度が高くなると考えられる. 表面張力は, 温度に逆比例するので, このとき表面張力は弱くなる. 逆に周辺部分が内側へ後退していくときは, 蒸気層は周辺の外側に伴流領域を形成し厚くなる. 周辺部分は, 周囲の気体の影響を受けにくくなり低温に, そして表面張力は強くなる. 結局,
表面張力係数を最も簡単に以下のように仮定する.
(8)3

弱非線形近似まず, 自励振動励起の駆動力となる表面張力の変動にのみモード間の相互作用が働くと仮定する.
変数を平均値とそこからの変動量に分け,$h^{*}=1+\tilde{h}$,$R^{*}=1+\tilde{R}$,$\sigma^{*}=1+\tilde{\sigma}$,(9)

無次元化方程式にこれらの変数を代入する. そして, 表面張力の変動が振動励起の駆動力となり最も重要という立場から, 表面張力の変動を含む 2 次の非線形項のみを残す–種の弱非線形近似を行う.
解は, 単–のモードについての線形解析の結果 $[11, 18]$ から, 半径方向には Bessel 関数, 周方向には 回をの対称性を持つ複数のモードの重ね合わせを仮定する. すなわち, 速度ポテンシャル$n$$\phi^{*}$,$\phi^{*}=\sum_{n=2}^{n_{\max}}[_{A}\dot{4}1,n\cos n\theta*+_{A}\dot{4}_{2,n}\sin n\theta^{*}]Jn(wnr^{*})$$w_{n}=((h_{0}+ \frac{D_{0}}{2})\frac{R_{0}}{G}\frac{n(n^{2}-1)}{1+2\beta+H\frac{n-3}{2GH}}\}^{1/2},$(10)と仮定する. モードは $n=2\sim n_{\max}$ を重ね合わせ, $n=0,1$ の振動は多角形の振動とは性質が異なるのでここでは考慮しない. 高さと半径の変動は, 連続の式と運動学的境界条件からそれぞれ$n\mathrm{m}\mathrm{a}\mathrm{x}$$\tilde{h}$$\tilde{R}$$=$$\sum_{n}w_{n}[2A_{1,n}\cos n\theta^{*}+A_{2,n}\sin n\theta*]j_{n}(wnr)*$,$n \mathrm{m}\mathrm{a}\mathrm{x}\sum_{n}[n-\frac{w_{n}2}{2(n+1)}][A_{1,n}\cos n\theta*+A_{2,n}\sin n\theta^{*}]J_{n}(w_{n})$

(11)

,

(12)

と導かれる.
これらの解を Euler 方程式に代入し,Fourier 積分すると, それぞれのモードの変位に対する振幅方程式が,$A1,n\cos n\theta*n+A_{2},n$[$\ddot{A}_{1,m}+c_{1}A\dot{4}_{1,m}+\frac{1}{J_{m}(w_{m})}\frac{1}{\pi}\int_{-\pi}\pi \mathrm{c}\mathrm{d}\theta*\mathrm{o}\mathrm{s}m\theta^{*}\{C_{2}(1+\tilde{\sigma})\sum_{n=2}^{\max}$sln$n\theta^{*}$]$J_{n}(w_{n})\mathrm{I}$

179

$+$

,

$\frac{1}{J_{m}(w_{m})}\frac{1}{\pi}\int_{-\pi}^{\pi}\mathrm{d}\theta^{*}\cos m\theta^{*}\{c3\tilde{\sigma}\}=0$(13)$\ddot{A}_{2,m}+C_{1}\dot{A}_{2,m}+\frac{1}{J_{m}(w_{m})}\frac{1}{\pi}\int_{-\pi}^{\pi}\mathrm{d}\theta*\sin m\theta*\{C_{2}(1+\tilde{\sigma})\sum_{n=2}^{n_{\max}}[A1,nn\cos\theta*+A_{2,n}\sin n\theta^{*}]J_{n}(w_{n})\}\backslash$$+$$\frac{1}{J_{m}(w_{m})}\frac{1}{\pi}\int_{-\pi}^{\pi}\mathrm{d}\theta^{*}\sin m\theta^{*}\{C_{3}\tilde{\sigma}\}=0$

,

(14)

ただし
$C_{1}$$=$$-A”T$$C_{2}$$=$$(h_{0}+_{\tau\tau_{0}^{1}\frac{w_{n}2}{(1+\beta H)}-}D \alpha_{)\{}\frac{(1-n^{2})}{(1+\beta H)^{2}}(n-\frac{w_{n}2}{2(n+1)}+\beta Hwn2)\},$$C_{3}$$=$$(h_{0+}-D \#)\Gamma^{1}0(^{2}\pi+\frac{1}{1+\beta H})$

’

(15)

,

と得られる. 表面張力変動と変位 (速度) の関係は前節で述べたモデル (8) に従って与える.
上記の振幅方程式を数値的に解く. Fourier 積分には台形公式を用い, 時間発展は Runge-Kutta-Gill 法を用いた. 自由パラメーターとなる物性定数, nmax, $R0,$ $H,$ の値を変化させ, 解の挙動を調べた. 初期値と$q$

(無限小) とし, 変位はそれぞれ から 1 までの任意の値を与えた.
蒸留水について nmax $=4,$ $R0=5$ mm, $H=1,$ $q=0.0024$ とした場合の, 振幅空間 (速度が全て のに示す. ここで $a_{n}=\sqrt{A_{1,n}^{2}+A^{2}2,n}$ である.
位相空間断面) 内での解の挙動を図して, 速度はすべてのモードについて

$0$

$0$

$0$

$4(\mathrm{a})$$a_{4}\perp.\cup$

図 4: 弱非線形近似における振幅の時間変化 (a) $q=0.0024$

初期振幅と計算する時間範囲はそれぞれ適当に与えた. 解は, 初期値によらずいずれかの軸上の点に収束する傾向が得られた. モード数の小さい振動は減衰した. 初期値として を与えたモードの振幅は, 無限小のままで有限に増幅されることはなかった. #又東点は, 有限の初期値を与えた中で最も大きいモードが単で振動した場合の定常振動振幅に–致した. その値は解析的に$0$,$\tilde{R}_{\mathrm{S}}=\frac{q}{(q+2)}\frac{4C_{3}\exp[\frac{\pi C_{1}}{\Omega}]+1}{\pi C_{2}(\exp[\frac{\pi C_{1}}{\Omega}]-1)}[n-\frac{w_{n^{2}}}{2(n+1)}]Jn(w_{n})$と求められる [18].

$\Omega=\sqrt{2C_{2}(q+2)-C_{1}2}$

,

(16)

180

の値が大きい 0.01 の場合の結果を図 4(b) に示す. 過熱度が大きい
場合, 幾つかの解が, 1 よりも大きくなった. これは, 液滴が分裂することを意味する. また, これは, 式 (16)から明らかなように, の値が大きくなると単–モード振動の定常振幅が大きくなることに対応している.
きらに, $q=0.02$ と大きくなると, 全ての解が 1 よりも大きくなった.
過熱の度合いを表すパラメーター

$q$

$q$

$a_{4}1.\cup$凶4$(\mathrm{c}[] q=\cup.\mathrm{u}\mathrm{z}$$H$ をそれ
大きいモード数の振動が不安定で小さいモードの振動は安定である傾向は, 物質, nmax,
ぞれ変えた場合も, 同様であった.
結局, の値すなわち加熱面の温度や初期値 (振幅, 位相共に) によらず, 有限の初期値を与えたモードの中で, 最大のモード数を持つ振動が不安定でそのほかのモードは安定であるという傾向が得られた. -つのモードが卓越した振幅を持ち, その他の振動は減衰するという傾向は, 平面形が規則的な多角形であった観$R\mathit{0},$$q$

察結果と–致する. しかし, 選択されるモードは必ずしも実験と–致しない.

4

非線形解析

前節では, 表面張力の変動が振動の励起に最も大きな影響を及ぼすという立場で解析したが, その結果は,計算した中で最大モードの振動が不安定であるというものであった. そこで次に, より厳密に, 全ての項について微小量の 3 次まで残した非線形方程式を解析する.
の解として, 前節では\mbox{\boldmath $\phi$}* よりを導く連続の式および運動学的境界条件が線形化されていたので,みを仮定すればは–意的に決定された. しかし, ここでは両式が非線形項を含んでいるために,を連立させて解く必要がある. そして, それぞれの変動量につは簡単な形に帰着されないので,, ,いてモードの重ね合わせを仮定する. 故に, 実際には, 考慮するモードにつき, 六つの従属変数の連立方程式を解くことになる. 各変動量を以下のように仮定する.
$\tilde{h},\tilde{R}$$\phi^{*}$$\tilde{h},\tilde{R}$$\tilde{h},\tilde{R}$$\tilde{h}$$\tilde{R}$$\phi^{*}$$\phi^{*}$

$=$

,

(17)

$\sum_{n}[h1n\cos n\theta^{*}+h2n\mathrm{i}\mathrm{s}\mathrm{n}n\theta^{*}]Jn(wr^{*})n$ ’(18)$\sum_{n}[\phi_{1n}\cos n\theta*+\phi 2n\sin n\theta^{*}]Jn(wnr^{*})$$\tilde{h}$$=$$\tilde{R}$$=$$\sum_{n}[R_{1n}\cos n\theta*+R2n\sin n\theta*]Jn(wn)$

.

(19)

181

境界条件は $r^{*}=R^{*}$ で適用されるが, その境界の位置も変動する. そこで, 境界における Bessel 関数を変動量で摂動展開する. すなわち,$J_{n}(w_{n}R^{*})=J_{n}(w_{n}(1+ \tilde{R}))\sim\{1+[n-\frac{w_{n}2}{2(n+1)}]\tilde{R}+[\frac{n(n-1)}{2}-\frac{(2n+1)}{4(n+1)}w_{n}]2\tilde{R}^{2}\}Jn(w)n$

’

(20)

である.

各変動量の発展方程式を以下に挙げる.

$=( \frac{1}{\frac{J_{m}(w)1^{m}}{J_{m}(w_{m})}}\frac{1}{\frac{1}{\pi}\pi}\int \mathrm{d}\theta^{**}\cos m\theta[\mathrm{K}\mathrm{B}\mathrm{C}]\int \mathrm{d}\theta^{*}\sin m\theta^{*}[\mathrm{K}\mathrm{B}\mathrm{c}])$

,

(21)

(22)

$=M_{im,jn}-1( \frac{1}{\frac{J_{m}(w_{m})1}{J_{m}(w_{m})}}\frac{1}{\frac{1}{\pi}\pi}\int_{* ,\int]}\mathrm{d}\theta^{*}\mathrm{c}\mathrm{d}\theta^{*}\mathrm{s}\mathrm{i}\mathrm{n}\mathrm{o}\mathrm{s}m\theta^{*}[\mathrm{c}\mathrm{E}\mathrm{Q}]m\theta[\mathrm{c}\mathrm{E}\mathrm{Q}),$$=M_{i}n,jn-1( \frac{1}{\frac{J_{m}(w_{m})1}{J_{m}(w_{m})}}\frac{1}{\frac{1}{\pi}\pi}\int \mathrm{d}\theta^{*}\cos m\theta^{*}\int \mathrm{d}\theta^{*}\sin m\theta*\frac{\frac{[\mathrm{E}\mathrm{E}\mathrm{N}]}{[\mathrm{E}\mathrm{E}\mathrm{N}][\mathrm{E}\mathrm{E}\mathrm{D}]}}{[\mathrm{E}\mathrm{E}\mathrm{D}]})$.

ここで, $M_{im,jn}$ は Bessel 関数の展開によって現れた行列である. [KBCI, $M_{im,jn},$(23)$[\mathrm{c}\mathrm{E}\mathrm{Q}]$, [EED], [EEN]の詳細は付録 A に記す. なお, 表面張力変動は, 式 (8) より現実的な(24)$\tilde{\sigma}=\frac{q}{2}[1 - \tanh (\gamma\tilde{R})]$と仮定した.
これらの非線形連立方程式を数値的に解く. 弱非線形近似と同様に, Fourier 積分には台形公式, 時間発
展は 4 次の Runge-Kutta-Gill 法を用いた. $h_{1n},$ $h_{2n},$の発展方程式における行列 $M_{im,jn}$ の陰解法 (具体的には行列 $M_{im,jn}$ の逆行列を左から作用させることにあたる) では Gauss-Jordan 法を用いた.
自由パラメーターとして, 計算する最大モード数, 時間ステップ\Delta t, 初期振幅を与えるモードの数, 初の八つをいろいろと変化さ
期振幅の大きさ, の大きさ, 表面張力変動の基準の値と傾き , 平均半径$\phi_{1n},$$\phi_{2n}$$n_{\max}$$q$$\gamma$$R_{0}$

せた.

の時間発展の例を二つ, 図 5(a), (b) に示す.
いずれの場合も, 高いモード数の振動ほど不安定で振幅が大き \langle なった. これはすべての結果に共通した傾向でを変化させても, 変化はなかった (図 5(a) 参照). そして, その傾向は平均半径 $R0$ が大きいほどその傾向が顕著であった (図 5(b) 参照). すなわち, 平均半径が小さいときはどのモードの振幅も増幅し続け, その大きさは同程度であった. それに対し, 平均半径が大きいときは, 高モードの振幅は増大した後ほぼ定常になり, 低モードの振幅は–旦増大した後減衰した. そして, 最高モード数の振幅は他のモードに比べ非常に大きかった. -つのモードが卓越した振幅を持つということは, 実験において平面形が規則正しい多角形になることと –致する.
それ以外のパラメーターについて,, 表面張力変動の基準の値は変化させても解の挙動に変化はなかった. 初期振幅を与えるモードの数, 初期振幅の大きさ, $q,$の値は, 変化させてところ, 単–のモードの振動から予測される傾向が得られた.
結局, 3 次までの非線形解析において, 計算したパラメーター領域では, 考慮したモード数範囲の内最も高いモード数の振動が, 不安定であることがわかった.
解 $R_{1n},$$R_{2n}$’$n_{\mathrm{m}\mathrm{a}\mathrm{J}\mathrm{C}}$$\Delta t$$\gamma$

182

5

結果と議論
結局, 表面張力にのみ着目した弱非線形近似による解析, 3 次までの非線形解析, どちらにおいても有限の初期振幅を与えたモードの内, 最もモード数の高い振動が不安定で, 他のモードは安定であるという結論が得られた. 3 次までの非線形解析においては平均半径が大きいほど, 単–のモードが選択される傾向を示し
た. 平均半径が大きいということは液滴が薄いということを示す.

この理論は, 初めに液滴が非常に薄いということを仮定しているので, 仮定がよく成り立つ範囲で, 理論解析の結果と実験事実が–致していることがわかった.

3 次の非線形項を全て取り入れた解析において, 解は定常状態に落ちつくことなく, 半径変動と高さ変動
が 1 より大きく増大してしまった. 解が増大し計算が続行できなかったことは, 振幅がこの理論の限界を越えていることを示している. モード選択のメカニズムを理解するのに, 3 次まででは足りないか, 必要なパラメーターが考慮されていない可能性がある. そこで, まず蒸気層の水平面内の粘性について考慮する. 今までは, 蒸気層内の流れは Poiseuille 流と平面 Couette 流の重ね合わせ, すなわち,,(25)$u(z=D_{0})=U=\nabla\phi$ ,(26)$\nabla p=\frac{\mu}{\rho}=\frac{\mu}{\rho}(\frac{\partial^{2}}{\partial z^{2}})u$

境界条件$u(z=0)=0$ ,を仮定してきた. これらを水平面内の粘性を考慮し,$\nabla p=\frac{\mu}{\rho}=\frac{\mu}{\rho}(\nabla_{2}+\frac{\partial^{2}}{\partial z^{2}})u,$$\nabla_{2}=\frac{\partial^{2}}{\partial x^{2}}+\frac{\partial^{2}}{\partial y^{2}}$

,

(27)

を仮定する. 式 27 を満たす解として, 25 の解との類似から(28)$u=A(z)\nabla p+B(z)U$を仮定し,$\nabla_{2}\nabla p=-E^{2}\nabla p$,$\nabla_{2}U=-E^{2}U$

,

(29)

を満たすとする. すると蒸気層内の平均流速は(30)$-= \frac{\rho}{\mu E^{3}d}[\frac{2(\cosh ED0-1)}{\sinh ED_{0}}-ED_{0}]\nabla p+\frac{1}{ED_{0}}\frac{\cosh ED_{0-}1}{\sinh ED_{0}}U$となる. 再び線形解析 $[11, 18]$ に従い,と仮定すると $E=w_{n}$ となる. そして, 弱非$\phi^{*},\tilde{h},\tilde{R}\propto j_{n}(W_{n})e^{in\theta}$

線形近似した発展方程式の係数は

$\{$

C\’i

$=$

$\frac{t_{0\mu}}{\rho_{\mathrm{L}}h_{0}}w_{n}P\frac{\cosh w_{n}D_{0}}{\sinh w_{n}D_{0}}$$C_{2}’$$=$$(h_{0+} \frac{\cosh w_{n}D_{\cap}-1}{w_{n}\sinh wnD_{0}})\frac{1}{h}\{0\frac{w2}{(1+\beta H)}-\frac{(1-n^{2})}{(1+\beta H)^{2}}(n-\frac{w2}{2(n+1)}+\beta Hwn^{2})\}$$C_{3}’$$=$$(h_{0}+ \frac{\cosh w_{n}D\cap-1}{w_{n}\sinh w_{n}D_{0}})\frac{1}{h_{0}}(^{2}F^{+}\frac{1}{1+\beta H})$

,
,

(31)

,

となる. $w_{n}D_{0}\ll 1$ であるので, その 2 次まで取ると$\{$$\underline{A}’’T^{[1\frac{(w_{n}D_{0})^{2}}{i}]}+.\cdot$,$C_{1}’$$\sim$$C_{2}’$$\sim$$(h_{0+}- \#[1+\frac{(w_{n}D_{0})^{2}}{12}])\pi_{0}-\{1\frac{w2}{(1+\beta H)}\frac{(1-n^{2})}{(1+\beta H)^{2}}(n-w\beta H\ovalbox{\tt\small REJECT}+w2)2(n+1)n\}D.2$$C_{3}’$$\sim$$(h_{0}+- \neq D[1+\frac{(w_{n}D_{0})^{2}}{12}])_{\Gamma_{0}^{1}}(_{F^{+\frac{1}{1+\beta H}}}^{2})$

,

(32)

,

と近似される. $w_{n}D_{0}=0$ とするとこれまで用いてきた係数 (15) に–致することを確認しておく. このように補正した係数を用いて, 解を数値的に求めた. 本研究で用いた数値を代入すると $w_{n}D_{0}\sim 10-4$ なので,
$t=1$ までの計算では, 水平方向の粘性を考慮した効果は見られなかった.

183$n_{\max}=8,0\leq\tilde{\sigma}\leq q/2R_{0}=5$

mm

184

.

$0.005_{u}$$‘\alpha$.

$.\alpha|$$R_{23}$$4\propto$$\tau\alpha$$\mathrm{a}\infty$$.\alpha$

.

$n$

$*$

$\cdot$$*$$\dagger\infty$,$\mathrm{r}$$\mathrm{o}.\mathrm{o}\mathrm{o}5\mathrm{m}$$\emptyset\infty$$0\infty|$$R_{24}4\text{」鴎}\ovalbox{\tt\small REJECT}$$\triangleleft\infty$$\triangleleft\infty$$4\infty$. . . . . .
$\mathrm{t}$

図 5 (b) nmax $=6$$-q/2\leq\tilde{\sigma}\leq q/2$
$,$

五

$=3$

cm

,

$n$

185

この他の可能性があるパラメーターとしては液滴の物質依存性 (物性値以外の極性や分子構造など), 液滴の形状, 液滴内の対流などがある. これらについてはまだ考察していない.
また, すでに考慮しているパラメーターについても, 与えた数値はそれぞれ平衡状態における値を基にした数種類の値であった. 本研究で扱っている現象は強い非平衡状態にあるので平衡状態とは異なる可能性がある. また, 非線形方程式においては, パラメーターの値のわずかな違いによって, 解の振る舞いが定性的に変化する可能性がある. それ故, 非線形解析の解と実験結果を比較するには, パラメーターとして与える数
値の範囲を広げる必要がある.
なお, 本研究の数値計算は, 計算流体力学研究所および東京大学素粒子物理国際研究センターのワークス
テーションを使用させていただきました.

参考文献
[1

“伝熱工学の進展 3” 戸田三朗, 他: 養賢堂昭和 49 年第 1 版[2 大久保英敏 : 伝熱研究, 30, 117, (1991), p. 66[3 新井雅隆, 天谷賢児 : 機論, 60-572,$\mathrm{B}(1994)$, p. 1343[4] 高野清, 棚澤–郎, 西尾茂文 : 機論, 57-534,$\mathrm{B}(1991)$[5] 高野清, 四国–郎, 西尾茂文 : 機論, 57-544,$\mathrm{B}(1991)$, p. 4216[6 高野清, 棚澤–郎, 西尾茂文 : 機論, 59-557,$\mathrm{B}(1993)$, p. 212[7] 高野清, 棚澤–郎, 西尾茂文 : 機論, 60-573,$\mathrm{B}(1994)$, p. 1705, p. 297[8] 戸田三朗 : 伝写研究, 32, 125, (1993), p. 45[9] N. J. Holter and W. R. Glasscock: J. Acoust. Soc. Am. 24 (1952), p. 682$|10]$

N. Tokugawa and R. Takaki : Proc. KIT Workshop, 1991, ed. S. Kai (World Scientific, 1992)$11]$

N. Tokugawa: Master Thesis, 1992

12] K. Adachi and R. Takaki : J. Phys. Soc. Jpn. 53, (1984), p. 4184

13] R. Takaki, N. Yoshiyasu, and K. Adachi : Forma, 7, (1992), p. 47
14] Lord Rayleigh : Scientific Paper (Cambridge Univ. Press, 1902) vol. 3.

15] Load Rayleugh : Proc. R. Soc. London 29, (1879), p. 71
16] R. Takaki and K. Adachi : J. Phys. Soc. Jpn. 54, $(1985).$ ’ . 2462
17] R. Takaki, A. Katsu, Y. Arai, and K. Adachi : J. Phys. Soc. Jpn. 58, (1989), p. 129$\mathrm{P}$18] N. Tokugawa and R. Takaki : J. Phys. Soc. Jpn. 63, (1994), p. 1758

19] 高木隆司, 徳川直子: 数理解析研究所講究録 888, (1994), p. 158

付録 A

,

$\mathrm{f}\mathrm{l}_{21AB}$$=$$A_{1,n}B_{1,n’}-A_{2,n}B_{2,n’}$$\mathrm{f}\mathrm{l}_{22AB}$$=$$A_{1,n}B_{2,n^{!}}+A_{2,n}B_{1,n’}$,$\mathrm{f}\mathrm{l}_{23AB}$$=$$A_{1,n}B_{1,n’}+A_{2,n}B_{2,n}$$\mathrm{f}\mathrm{l}_{24AB}$$=$$-A_{1,n}B2,n’+A2,nB1,n’$$A_{1,n}B_{1,1}n’c,N^{!}’-A_{1,n}B2,n’C2,N’’-A_{2},nB_{1,n’}C_{2,N’}’-A_{2,n}B_{2},n’C1,N\prime\prime$$\mathrm{f}\mathrm{l}_{31ABc}$$=$$\mathrm{f}\mathrm{l}_{32ABC}$$=$$A_{1,n}B_{1,n^{\prime c}}2,N’’+A_{1,n}B2,n’c1,Nn+A_{2,n}B_{1,n}\prime C1,Nn-A_{2,n}B2,n’C2,N$’

現 3ABC$=$$A1,nB1,n’c_{1},N’’A1,nB_{2},nJC2,N^{\prime r}+A_{2,n}B_{1,2}n^{\prime c,\prime\prime}N-A_{2,n}B_{2,n^{r}1}C,N\prime\prime$

現 4AB $c$$=$$-A_{1,n}B_{1,n’}C2,N\prime\prime+A_{1,n}B_{2},C_{1,N}\prime\prime n’+A_{2,n}B_{1,n}Jc1,N’’+A_{2,n}B2,nC\prime 2,N’’$

亀 5AB $c$$=$

$A_{1,n}B_{1,n}\prime C1,N\prime J+A_{1,n}B2,n^{l}C_{2,N}\prime\prime-A_{2,n}B1,n’c2,N’’+A_{2,n}B_{2,n}\prime c_{1,N}\prime\prime$$\mathrm{f}\mathrm{l}_{36ABC}$$=$$A_{1,n}B1,n’C2,N’’-A1,nB2,n\prime C1,N’’+A_{2,n}B1,n\prime c1,N\prime\prime+A_{2,n}B_{2,n}\prime C2,N\prime\prime$$\mathrm{f}\mathrm{l}_{37ABC}$$=$$A_{1,n}B1,n’cn1,N-A_{1,n}B_{2,n’}C2,N’’+A_{2,n}B_{1,n’}c_{2,N}r’+A_{2,n}B_{2,n^{\prime c_{1,N}}}\prime\prime$

現 8AB $c$$=$$-A_{1,n}B1,n’C2,N’’-A_{1,n}B2,n’C1,N’’+A_{2,n}B_{1,1N}n’c,J’-A2,nB2,n’C2,Nl$ ’$\mathrm{P}\cdot 211$

186

[KBC]

$=$

$\sum_{n}(n-\frac{w_{n}2}{2\langle n+1)})[\phi_{1n}\cos n\theta+\phi_{2n}\sin n\theta \mathrm{r}1j_{n}1^{w}n)$$+ \sum_{n}\sum_{n’}(-n+n[n-\frac{w_{n}2}{2\langle n+1)}]-\frac{w_{n}2}{2(n+1)}\langle n+1))J_{n}\langle wn)j_{n}\prime \mathrm{t}wn^{\prime)}$.

$\mathrm{X}[\frac{1}{2}\mathrm{f}\mathrm{l}_{21_{\mathrm{P}}}’\cos(n+n’)\theta*+\frac{1}{2}\mathrm{f}\mathrm{l}22p’\sin \mathrm{t}n+n’\rangle\theta \mathrm{s}+\frac{1}{2}\mathrm{f}\mathrm{l}_{2}3_{\mathrm{P}}r\cos\langle n-n)’\theta$$+ \sum_{n}\sum_{n’}nnJ_{n}’\langle wn)J_{n}’\langle w_{n}’)$$\cross 1^{\frac{1}{2}\mathrm{f}\mathrm{l}_{21}}\mathrm{p}\Gamma\cos(n+n’)\theta$.

$+ \frac{1}{2}\mathrm{f}\mathrm{l}_{22_{\mathrm{P}^{r}}}\sin(n+n’)\theta$.

.

$- \frac{1}{2}\mathrm{f}\mathrm{l}_{23pr}\cos\langle n-n’)\theta$$+ \frac{1}{2}\mathrm{f}\mathrm{l}_{24p\prime}\sin \mathrm{t}n-n’)1\theta^{*}]$$- \frac{1}{2}\mathrm{f}\mathrm{l}_{24pr}\sin(n-n’)\theta.]$$+ \sum_{n}\sum_{n’n’}\sum’(n-n[n-\frac{w_{n}2}{2(n+1)}]+n[\frac{n(n-1)}{2}-\frac{(2n+1)}{4\langle n+1)}w_{n}]2-\frac{w_{n}2}{2\{n+1)}[\frac{n\langle n-1)}{2}+n])$$\cross J_{n}(wn)Jn\prime \mathrm{t}w_{n}’)j_{n}\prime\prime \mathrm{t}w\prime n’)$$\cross[\frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{31_{\mathrm{P}^{t}}r}\cos(n+n’+n’’)\theta’+\frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{32prf}\sin\langle n+n’+n’’)\theta^{\mathrm{r}}$$+ \frac{1}{4}\mathrm{g}_{\mathit{3}3_{\mathrm{P}}r}’\cos\langle n+n’-n’’$)$\theta+\frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{34_{P^{ff}}}\sin\langle n+n’-n’’$)$\theta$$+ \frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{35_{\mathrm{P}}rr}\cos(n-n’+n’’)\theta^{\mathrm{r}}+\frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{36\mathrm{p}\prime r}\sin(n-n’+n’’)\theta^{\mathrm{r}}$$+ \frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{37\mathrm{p}r}r\cos(n-n’-n’’)\theta^{*}+\frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{38\mathrm{p}r}’\sin(n-n’-n’)’\theta^{t}]$$+ \sum_{n}\sum_{n’n}\sum_{\prime\prime}[n-\frac{w_{n}2}{2\langle n+1)}-2]nn’J_{n}1w_{n})^{j_{n}J}\mathrm{t}w_{n}’)Jn’\prime 1w_{n^{l\prime}})$$\cross[\frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{\mathit{3}1}\mathrm{P}^{\Gamma\tau}\cos\langle n+n’+n’’)\theta+\frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{32\mathrm{p}\prime}’\sin\langle n+n’+n’’)\theta$$+ \frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{33_{P}}\tau \mathrm{r}^{\mathbb{C}}\mathrm{o}\mathrm{e}\{n+n’-n)\prime\prime\theta’+\frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{34_{P’}}r\sin(n+n’-n’’)\theta^{\mathrm{t}}$$- \frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{3\mathrm{S}prf}\cos(n-n’+n’’)\theta^{\mathrm{r}}-\frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{\mathit{3}6ptr^{\mathrm{s}}}\mathrm{i}\mathrm{n}(n-n’+n’’)\theta$’$- \frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{37_{\mathrm{P}^{lf}}}\cos 1^{n-n’-}n’’)\theta’-\frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{38\mathrm{p}\mathrm{r}T}\sin(n-n’-n)\prime\prime\theta]$$M_{1m,jn}.= \{\frac{1\cdot \mathit{5}_{1m_{J^{n}}1}}{j_{m}\{w_{m})}.,(M’+M’’)$

,

(33)

,

$\langle 34\rangle$

)

)

)

$J_{m-n}1wm-n)_{2^{R_{1}\delta}}^{1}1_{R_{2}\delta}J_{n}(wjn(w_{n})Jn-m\mathrm{t}w_{n-m}jn1w_{n})Jm-n\mathrm{t}wm-n)_{?}^{1}R_{2m}^{-R}-n_{\delta\delta}\delta_{2,1,n}m’,,,\langle m,-n\geq m\mathrm{m}:\mathrm{n}\mathrm{a}\mathrm{n}\mathrm{d}m-n\leq m\mathrm{m}\mathrm{a}\mathrm{x}$$M’=\{$$J_{m}-n(w_{m-n})_{?^{R_{1}}}nn)J_{m}Jn-mn--mn(wm-n)(w_{n}-m)^{1} \tau R1n-m\delta 1,m_{\delta}\delta 2,n(m-n\geq m_{\min}\mathrm{a}\mathrm{n}\mathrm{d}m-n\leq m\mathrm{m}\mathrm{a}\mathrm{x})(w_{n-m})^{1}?^{R_{1n-m2,2,n}^{-R}’}mmm_{2n}-n1,\delta_{1}n_{1,n}\langle m-n\geq m\min_{\min_{\mathrm{a}}m}\mathrm{a}\mathrm{n}\mathrm{d}m-n\leq m\mathrm{m}\mathrm{a}\mathrm{x}$$\{_{n-}^{n-}n-n-n-n-n-n-\frac{w_{n}2}{\frac{\mp_{2}^{2}2\mathrm{t}n+1)2\mathrm{t}^{w}n1)w_{n}}{\frac{21^{n+1})w_{n}2}{}\frac{2\langle n+1)wn2}{\frac{2(nw_{n}+1)2}{\frac{2\langle n+1w_{n}2)}{\frac{21^{n+1})w_{n}2}{2\langle n+1)}}}}}}\}^{j_{n}1w)}j_{n}\langle w_{n}$$\frac{1}{2}(2n-m))\pi^{()\delta_{1,m}}T11nm-n_{\mathit{5}s’,(\geq\leq m}-m-m1,m\delta 2n2,m_{\delta 2}2,ms1\prime ns’,\langle n-m\geq m\mathrm{m}\mathrm{i}\mathrm{n}\mathrm{a}\mathrm{n}\mathrm{d}n-m\leq m_{\max}$))$(nm-(n\mathrm{t},n-mn--mm\geq m_{\min}\mathrm{a}\mathrm{n}\mathrm{d}n-m\leq m_{\max})\geq m_{\min}\mathrm{a}\mathrm{n}\mathrm{d}n-m\leq m_{\max}n\geq \mathrm{a}\mathrm{n}\mathrm{d}mm_{\min}\mathrm{n}\mathrm{d}n-m-n\leq \mathrm{m}\mathrm{a}\mathrm{x}m_{\max})))$$j_{n}Jn\mathrm{t}w_{n}$$J1wn$)$wn-m$ )$Jn-m\mathrm{t}jn\langle wn$

)

$M”$

$=$

$n’=m-m-n- \sum_{\infty}^{\min}mn-m_{\infty}.(\frac{n\langle n-1)}{2}-\frac{\langle 2n+1)}{4(n+1)}w_{n}2)J_{n}(w_{n})J_{n}\prime \mathrm{t}w_{n}’)J-n’\langle m-nw_{m}-n-n^{\prime)}$$\cross\frac{1}{4}(R1n’R1m-n-n’-R_{2n}\prime R_{2m}-n-n’)\delta_{1},m\mathit{5}_{1},n$$+n’=m- \sum_{\mathrm{i}n\mathrm{n}}^{m-n+}m+m\mathrm{m}t\mathrm{x}\mathrm{m}(\frac{n(n-1)}{2}-\frac{(2n+1)}{4\langle n+1)}w_{n}2)j_{n}\mathrm{t}w_{n})Jn^{\prime 1w_{n}}’)j_{n+}\prime n-m(w_{n+m}n’-)$$\cross\frac{1}{4}(R1n\prime R1n+n’-m+R_{2n}\prime R_{2}+n’-m)n\mathit{5}_{1,m}\delta_{1},n$

,

(35)

187

$-m+n+m_{\mathrm{m}\cdot \mathrm{X}}$($\sum$$+$$\frac{n(n-1)}{2}$ $-$$\frac{(2n+1)}{4\langle n+1\rangle}w_{n}2$)$J_{n}(w_{n})Jn’\langle w_{n’})I\prime m-n+n(w_{m-n+n^{\prime)}}$$n’=-m+n+m_{\min}$$+R2n’R2m-n+n’)\delta 1,m\delta 1,n$$\cross\frac{1}{4}\mathrm{t}R_{1n’}R1m-n+n’$$-m+n-m_{\min}$$\sum$$+$$( \frac{n(n-1)}{2}-\frac{(2n+1)}{4(n+1\rangle}W_{n}2)$$J_{n}(w_{n})J_{n}’(w_{n’})I_{n-n-m}’(w_{n-n’-m})$$n’=-m+n-m \max$$\cross\frac{1}{4}(R_{1n’}R_{1-}\prime nn-m-R_{2n}\prime R_{2}n-n’-m)\mathit{5}_{1,m}\mathit{5}_{1,n}$$m-n-m_{\min}$$\sum$$+$$I_{n}(w_{n})J_{n}’(w_{n’})J_{m-n-n’}(w_{m-nn’}-)$$( \frac{n(n-1)}{2}-\frac{(2n+1)}{4(n+1\rangle}W_{n}2)$$n’=m-n-m\mathrm{n}\mathrm{a}\mathrm{X}$$\cross\frac{1}{4}\mathrm{t}^{-R_{1}}n^{\prime R\prime}2m-n-n$$-R_{2n}\prime R_{1m-n}-n’)\delta 1,m\mathit{5}2,n$$m-n+m_{\infty \mathrm{a}\mathrm{x}}$$\sum$$+$$I_{n}\langle w_{n})Irn(w_{n’})I_{n}(+n’-mn+n\prime w-)m$$( \frac{n(n-1\rangle}{2}-\frac{\langle 2n+1)}{4(n+1)}w_{n}2)$$n’=m-n+m_{\min}$$\cross\frac{1}{4}(R_{1n’}B_{O}n+n’-m$ $-R_{21n}n^{JR)\delta_{1}}+n-\prime m,ms2,n$$-m+n+m_{\max}$($\sum$$+$$\frac{n(n-1)}{2}$$-$$\frac{\langle 2n+1)}{4(n+1)}w_{n}2$)$J_{n}(w_{n})J_{n’}\{w_{n}’)I_{m}-n+n’(w_{m-n+n’})$$n’=-m+n+m_{\min}$$(-R1n\prime R2m-n+n$ ’ $+R_{2n^{\prime R_{1+n}}}m-nJ$ )$\cross\frac{1}{4}$$-m+n-m\mathrm{m}\mathrm{i}\mathrm{n}$($\sum$$+$$\frac{n(n-1)}{2}$$-$$\delta_{1,m2,n}\mathit{5}$)$\frac{\langle 2n+1)}{4(n+1)}w_{n}2$$I_{n}(w_{n})J_{n}’(w_{n’})J_{nn’-m}-\langle w_{nn’m}-)-$$n^{J}=-m+n-m \max$$\cross\frac{1}{4}(R_{1n’}R2n-n’-m+h_{2n}R_{2}\prime Rn1n-n’-m),$ $\mathit{5}1,m\mathit{5}2,n$$m-n-m_{\mathrm{R}\mathrm{i}\mathrm{n}}$$\sum$$+$$I_{n}(w_{n)}I_{n}\prime \mathrm{t}w_{n}’)J_{m-n-n}r(w_{m-nn’}-)$$( \frac{n(n-1)}{2}-\frac{(2n+1)}{4\langle n+1)}w_{n}2)$$n’=m-n-m\mathrm{m}\mathrm{a}\mathrm{x}$( $R_{1n’}R_{2m-}n-n’$ $+R_{2n’}R_{1}m-n-n^{J}$ )$\cross\frac{1}{4}$$m-n+m_{\mathrm{R}\wedge \mathrm{x}}$$\sum$$+$($\frac{n(n-1)}{2}-$$\delta_{2,m}\delta_{1,n}$$\frac{(2n+1)}{4(n+1)}w_{n}2$)$I_{n}\langle w_{n)J_{n}}’(w_{n’}\rangle I_{n}’+n-m(w+n’-m)n$$n’=m-n+m_{\min}$$\cross\frac{1}{4}(-R1n’R2n+n^{J}-m+R_{2n’}R1n+n’-m)\delta 2,m\delta 1,n$$-m+n+m_{\max}$($\sum$$+$$\frac{n(n-1)}{2}$ $-$$\frac{(2n+1)}{4(n+1)}w_{n}2$)$l_{n}(w_{n})I_{n}’(w_{n’})Jm-n+n’\langle w_{m-n}+n’)$$n’=-m+n+m_{\infty \mathrm{i}\mathrm{n}}$$\cross\frac{1}{4}$( $R_{1n’}R2m-n+n’$ $-R_{2n^{J}}R1m-n+n’$ ) $s_{2,m}s_{1,n}$$-m+n-m\mathrm{m}:\mathrm{n}$($\sum$$+$$\frac{n(n-1)}{2}$ $-$$\frac{(2n+1)}{4(n+1)}w_{n}2$)$J_{n}(w_{n})J_{n’}\{w_{n’})J_{n-n’-m}\mathrm{t}wn-n’-m)$$n’=-m+n-m \max$$\cross\frac{1}{4}(-R_{12n-}n^{\prime R}n’-m-R2n’R1n-n’-m)\mathit{5}2,m\mathit{5}1,n$$m-n-m_{\infty \mathrm{i}\mathrm{n}}$$\sum$$+$($\frac{n(n-1)}{2}$ $-$$\frac{(2n+1)}{4\langle n+1)}w_{n}2$)$I_{n}(w_{n})In^{J}(w_{n’})J_{m-n-n’}(w_{m-n-n}’)$$n’=m-n-m\mathrm{m}\mathrm{a}\mathrm{x}$$\cross\frac{1}{4}$)( $R_{1n}\prime R_{1m-nn’}-$ $-R_{2n}\prime B_{Qm-}$ $n-n’\delta_{2,}m\delta_{2,n}$$m-n+m_{\max}$$+$$\sum$($\frac{n(n-1)}{2}-$$\frac{(2n+1)}{4(n+1)}w_{n}2$)$l_{n}(w_{n})I\prime n(w_{n’})Jn+n’-m(wn+n-\prime m)$$n’=m-n+m_{\min}$,$\cross\frac{1}{4}(R_{1n’}R_{1n+n’-}m+R_{2n}$ $R_{2}+n’-m)n2,m\delta\delta 2,n$

188$+ \sum_{\min n^{\prime_{=}}-m++m}^{-}m+n+mn\mathrm{m}\cdot\chi(\frac{n(n-1\rangle}{2}-\frac{(2n+1)}{4\langle n+1)}w_{n}2)J_{n}\mathrm{t}w_{n})j_{n^{\prime 1n}}w’)J-n+n’(mn+n\prime w_{m-})$$\cross\frac{1}{4}(R_{1n’}R1m-n+n’+R_{22+n’}n^{\prime R)\delta}m-n2,m\delta_{2,n}$$+n^{\prime_{=}}--mm++n \sum_{-m_{\mathrm{m}\epsilon}}^{\min}-nm\mathrm{X}(\frac{n\langle n-1)}{2}-\frac{(2n+1)}{4(n+1)}w_{n}2)J_{n}(w_{n})J_{n}\prime 1w_{n}’)^{j_{n}r}-n-m(w_{n-n-m}’)$$\cross\frac{1}{4}(R_{1n’1}R-n-m-Rn2n’n-’-m)\prime R_{2n}.\delta_{2,m}\delta_{2,n}$

(36)

[CEQ]

$=$

$\sum_{n}w_{n}[2\phi_{1}n\cos n\theta’+\phi 2n\sin n\theta \mathrm{r}]J_{n}(w_{n})$$+ \sum_{\hslash}\sum nw_{n}j_{n}1w_{n})2J(n’w_{n^{\prime)}}n’$$\cross[\frac{1}{2}\mathrm{f}\mathrm{l}_{21p}r\cos(n+n’)\theta$.

$+ \frac{1}{2}\mathrm{f}\mathrm{l}_{22r}\sin\langle p+nn’$)$\theta*+\frac{1}{2}\mathrm{f}\mathrm{l}_{23\tau}p\cos(n-n’)\theta^{\mathrm{r}}+\frac{1}{2}\mathrm{f}\mathrm{l}_{2\mathit{4}p\tau^{\mathrm{s}}}\mathrm{i}\mathrm{n}$( $n-$ n’)\theta 勺$+ \sum_{n}\sum_{n’}\iota \mathrm{t}\frac{nw_{n’}2}{2(n+1)},+\frac{n’w_{n^{2}}}{2(n+1)})-nn’+wn2]^{j}n(wn)^{j}n(\prime w_{n^{\prime)}}$$\cross[\frac{1}{2}\mathrm{f}\mathrm{l}21ph\cos \mathrm{t}n+n$)$’ \theta^{\mathrm{r}}+\frac{1}{2}\mathrm{f}\mathrm{l}_{22p}h\sin(n+n)’\theta^{*}+\frac{1}{2}\mathrm{f}\mathrm{l}23ph\cos \mathrm{t}n-n’)\theta’+\frac{1}{2}\mathrm{f}\mathrm{l}_{24ph}\sin$$+ \sum_{n}\sum_{n’}nn’J_{n}(w_{n})^{j}n’\mathrm{t}w)n’$$\cross 1^{\frac{1}{2}}\mathrm{f}\mathrm{l}_{2}1_{P^{h}}\cos(n+n)’\theta^{*}+\frac{1}{2}\mathrm{f}\mathrm{l}_{2}2ph\sin \mathrm{t}n+n’)\theta$.

$- \frac{1}{2}\mathrm{f}\mathrm{l}_{2\mathit{3}ph}\cos(n-n’)\theta$.

(n–n’)\theta 勺$- \frac{1}{2}\mathrm{f}\mathrm{l}_{2\mathit{4}\mathrm{p}h}\sin \mathrm{t}n-n’)\theta^{\mathrm{r}}]$$+ \sum_{n}\sum_{n}\sum_{n’’}’\frac{n(n-1)}{2}Wnjn2\langle wn)J_{n}\prime 1^{wl)^{j_{n}}\prime\prime()}nwn’’$$\mathrm{x}[\frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{31}pt\Gamma\cos(n+n’+n’’)\theta^{\mathrm{r}}+\frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{32p\prime f}\sin(n+n’+n’’)\theta^{t}$$+ \frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{33p\prime f}\cos$$(n+n’ - n”) \theta^{\mathrm{t}}+\frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{\mathit{3}4pr}r^{\sin}(n+n’ - n’’)\theta$’$+ \frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{35pr\gamma}\cos\langle n-n’+n’’)\theta^{\mathrm{r}}+\frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{3}\epsilon_{prr}\sin\{n-n’+n’’)\theta^{5}$$+ \frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{\mathit{3}7rr}\cos(P-n-n\prime n’’)\theta^{2}+\frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{3}8_{\mathrm{P}}ff\sin(n-n-\prime n)\prime\prime\theta*]$$+ \sum_{n}\sum_{n’}\sum_{n}[\langle n+n’\prime\prime)(\frac{nw_{n’}2}{2\langle n+1)},+\frac{n’w_{n}2}{2(n+1)}+w_{n})2]$$-nn’ \langle n-\frac{w_{n}2}{2(n+1)}+n’-\frac{w_{n’}2}{2(n+1)},-2)^{j_{n}}(wn)j_{n}’(w_{n}’)Jn\prime J(w_{n^{\prime J}})$$\cross[\frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{31p}h\gamma\cos(n+n+n)\prime\prime\prime\theta^{*}+\frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{32phf}\sin 1n+n+n)\prime\prime\prime\theta$’$+ \frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{3\mathit{3}phr}\cos(n+n’-n’’)\theta^{2}+\frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{34ph\tau}\sin(n+n’ - n’’)\theta^{\mathrm{c}}$$+ \frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{35hr}p\mathrm{c}\circ \mathrm{s}(n-n’+n’’)\theta^{5}+\frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{36pr}h\sin(n-n’+n’’)\theta^{\mathrm{s}}$$+ \frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{37_{\mathrm{P}^{hr}}}\cos(n-n’-n\prime\prime)\theta^{*}+\frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{3\mathit{8}_{\mathrm{P}^{h}}}r\sin(n-n’’-n)’\theta^{\mathrm{r}}1$$+ \sum_{n}\sum_{n^{l}}\sum_{n’}\prime nn(\prime n-\frac{w_{n}2}{2(n+1)}+n’-\frac{w_{n’}2}{2\langle n+1)},-2)J_{n}\langle wn)j_{n’}(w_{n}’)J_{n}\prime\prime(w_{n’’})$$\cross[\frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{3}1pht\cos(n+n’+n\prime\prime)\theta^{\wedge}+\frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{32ph}\sin(\prime n+n’’’+n)\theta^{1}$.

$+ \frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{33phf}\cos \mathrm{t}n+n’-n’’)\theta^{\mathrm{r}}+\frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{\mathit{3}4phr^{\mathrm{S}\mathrm{i}}}\mathrm{n}(n+n’-n)\prime\prime\theta^{*}$.

$- \frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{\mathit{3}5phf}\cos(n-n’+n\prime\prime)\theta^{\mathrm{r}}-\frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{\mathit{3}6_{\mathrm{P}}h}\mathrm{s}\mathrm{i}\mathrm{n}\mathrm{r}(n-n’+n’’)\theta$)$- \frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{37ph\Gamma}\cos\langle n-n-\prime n$ $\prime\prime\theta$

[EED]

$=$

$1+ \sum_{N}[h_{1n}\cos n\theta^{2}+h_{2n}\sin n\theta]j_{n}1w_{n})$$- \frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{3\mathit{8}ph}f\sin \mathrm{t}n-n’’’-n$)$\theta^{2}$

].

(37)

189

$+ \sum_{N}\sum_{N’}[n-\frac{w_{n}2}{21^{n}+1)}]J_{n}(wn)J_{n’}(w_{n}’)$$\cross[\frac{1}{2}\mathrm{f}\mathrm{l}_{21hr}\cos(n+n’)\theta^{*}+\frac{1}{2}\mathrm{f}\mathrm{l}_{22hr^{\mathrm{s}}}\mathrm{i}\mathrm{n}(n+n’)\theta^{2}+\frac{1}{2}R_{23hf}\cos(n-n’)\theta’+\frac{1}{2}\mathrm{g}_{2\mathit{4}hr}\sin(n-n’)\theta^{*}]$$+ \sum_{N}\sum_{N’}\sum_{N\prime\prime}1^{\frac{n\langle n-1)}{2}}-\frac{(2n+1)}{4\langle n+1)}w_{n}1^{J_{n}}2(w_{n})j_{n’}1wn’\rangle J\prime\prime n(w’)n’$$\mathrm{x}[\frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{31h\mathrm{r}r}\cos(n+n’+n’’)\theta^{\mathrm{r}}+\frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{32h\mathrm{r}}\gamma\sin(n+n’+n’’)\theta^{\mathrm{t}}$$+ \frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{33hfr}\cos(n+n’-n’’)\theta^{*}+\frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{3\mathit{4}hr}\sin r(n+n’-n’’)\theta^{*}$$+ \frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{3\mathit{5}hrr}\cos\langle n-n’+n’’)\theta^{5}+\frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{36hr}\mathrm{r}\sin(n-n’+n’’)\theta^{*}$$+ \frac{1}{4}\mathrm{f}\mathrm{l}_{\mathit{3}7h\mathrm{r}}’\cos(n-n’-n’’)\theta*+\frac{1}{4}$A3$\mathit{8}hrr^{\sin}(n-n’ - n’’)\theta^{t}]$.
(38)$N=\pm n$

190$-[\mathrm{E}\mathrm{E}\mathrm{N}]$$=$$(1+ \frac{D_{0}}{2h_{0}})\mathrm{t}\frac{2}{H}+\frac{1}{1+\beta H})\tilde{\sigma}$$+ \sum_{N}\frac{A’’}{6}\emptyset\dagger_{N^{\mathrm{e}^{1}J_{n}}}.N\theta.\mathrm{t}w_{n})$$+ \sum_{N}[\langle 1+\frac{D_{0}}{2h_{0}})\mathrm{t}-\frac{2}{H}-\frac{(1-n^{2})}{(1+\rho H)^{2}}\beta H)+\mathrm{t}\frac{2}{H}+\frac{1}{1+\beta H})+\frac{D_{0}}{4R_{\mathrm{O}}}G]h\uparrow_{N}N\theta e^{i}.j_{n}\mathrm{t}wn)$$+ \sum_{N}[-(1+\frac{D_{0}}{2h_{0}})\frac{(1-n^{2})}{\langle 1+\beta H)^{2}}]R\uparrow:N\theta.)N\mathrm{e}j_{n}(w_{n}$$+ \sum_{N}\tilde{\sigma}[(1+\frac{D_{0}}{2h_{0}})\mathrm{t}^{-\frac{2}{H}\frac{(1-n^{2})}{(1+\beta H)^{2}}\beta}-H)+1^{\frac{2}{H}+}\frac{1}{1+\beta H})]h\uparrow_{Nn}iN\theta.J\langle \mathrm{e}wn)$$+ \sum_{N}\tilde{\sigma}1^{-}\langle 1+\frac{D_{0}}{2h_{0}})\frac{(1-n^{2})}{\langle 1+\beta H)^{2}}1R\uparrow_{N}\cdot N\theta\cdot jen(w_{n})$$+ \sum_{N}\sum_{N’}-\frac{1}{2}[(\frac{nw_{n’}2}{2\langle n+1)},+\frac{n’w_{n}2}{2\langle n+1)})-nn+N\prime N’]\phi\uparrow_{N}\emptyset \mathrm{t}:+N1^{\theta}’.(N^{\prime e^{[N}}wJ_{n}n)j_{n}\prime \mathrm{t}w_{n^{\prime)}}$$+ \sum_{N}\sum_{N’}\frac{A’’}{6}(n-\frac{w_{n}2}{2\langle n+1)})\phi^{\uparrow_{NNn}}R\mathrm{t}\prime e.j:[N+N’1\theta \mathrm{t}w_{n})J_{n}’(w)n’$$[(1+ \frac{D_{0}}{2h_{0}})\mathrm{t}^{-}\frac{2}{H}-\frac{\langle 1-n^{2})}{\langle 1+\beta H)^{2}}\beta H)+\mathrm{t}\frac{2}{H}+\frac{1}{1+\beta H})+\frac{D_{0}}{4R_{0}}G][n-\frac{w_{n^{2}}}{2(n+1)}]$$+ \sum_{N}\sum_{N},$$\mathrm{x}h^{\uparrow_{N}}R\mathrm{f}_{N}i[N+N’]\theta\cdot j_{n}\prime e1w_{n})jln\mathrm{t}w_{n’})$$+ \sum_{N}\sum_{N’}(1+\frac{D_{0}}{2h_{0}}\rangle\frac{(1-2n^{2})}{\langle 1+\beta H)^{\mathit{3}}}\beta Hh^{\uparrow R^{\uparrow_{N}|}}N\prime \mathrm{e}^{11}.j_{n}N+N’\theta\cdot(w_{n})j_{n}’(w_{n^{\prime)}}$$+ \sum_{N}\sum_{N’}[(1+\frac{D_{0}}{2h_{0}})(\frac{2}{H}+\beta H\frac{(1-2n^{2})}{(1+\beta H)^{3}}\beta H)+(-\frac{2}{H}-\frac{(1-n^{2})}{\langle 1+\beta H)^{2}}\beta H)]$$\mathrm{x}h\mathrm{t}hN\dagger|.1N+N\prime 1\theta\cdot JN\prime \mathrm{e}n(wn)^{j_{n}}’(w’)n$$+ \sum_{N}\sum_{N’}[(1+\frac{D_{0}}{2h_{0}})\beta H\frac{\langle 1-2n^{2})}{\{1+\beta H)^{\mathit{3}}}-\frac{\langle 1-n^{2})}{\langle 1+\beta H)^{2}}]R\mathrm{t}_{N}h\dagger\prime Ne.J|\mathrm{I}N+N’1\theta\cdot\langle nw_{n})J_{n}’(w_{n’})$$+ \sum_{N}\sum_{N’}[(1+\frac{D_{0}}{2h_{0}})\frac{(1-2n^{2})}{\langle 1+\beta H)^{3}}1R^{\mathrm{t}_{N}}R\mathrm{t}\prime N\mathrm{e}.j|[N+N\prime 1\theta\cdot(nwn)J\prime n(wn^{\prime)}$$+ \sum_{N}\sum_{N’}\tilde{\sigma}[((1+\frac{D_{0}}{2h_{0}})(-\frac{2}{H}-\frac{(1-n^{2})}{\langle 1+\beta H)^{2}}\beta H)+\mathrm{t}^{\frac{2}{H}}+\frac{1}{1+\beta H})][n-\frac{w_{n}2}{2(n+1)}]$$\mathrm{x}h^{\mathrm{t}_{N}}R^{\uparrow}N\prime \mathrm{e}^{|1N1\theta}..JN+n’(w_{n})J_{n’}(w_{n^{\prime)}}$$+ \sum_{N}\sum_{N’}\tilde{\sigma}[(1+\frac{D_{0}}{2h_{0}})\beta H\frac{(1-2n^{2})}{(1+\beta H)^{3}}]h^{\mathrm{t}}NR\dagger_{N’}\mathrm{e}|.[N+N’1\theta\cdot J_{n}(wn)J_{n}\prime \mathrm{t}wn^{\prime\rangle}$$+ \sum_{N}\sum_{N’}\tilde{\sigma}[(1+\frac{D_{0}}{2h_{0}})(\frac{2}{H}+\beta H\frac{(1-2n^{2})}{(1+\beta H)^{3}}\rho_{H)+\langle-\frac{2}{H}}-\frac{(1-n^{2})}{(1+\beta H)2}\beta H)]$$\cross h^{\mathrm{t}_{N}}h^{\mathrm{t}|}N\prime e^{11^{\theta}}..J_{n}N+N’\langle w_{n})J\prime n\langle w_{n’})$$+ \sum_{N}\sum_{N^{J}}\tilde{\sigma}[\langle 1+\frac{D_{0}}{2h_{0}})\beta H\frac{(1-2n^{2})}{\{1+\beta H)^{3}}-\frac{(1-n^{2})}{(1+\beta H)^{2}}]R^{\uparrow_{N}}h^{\uparrow_{N}}\prime e|.\mathfrak{l}N+N’1^{\theta}.j_{n}\mathrm{t}w_{n})j(n’wn^{\prime)}$$+ \sum_{N}\sum_{N’}\tilde{\sigma}[(1+\frac{D_{0}}{2h_{0}})\frac{\langle 1-2n^{2})}{(1+\beta H)^{3}}1R^{\uparrow_{N}R^{\mathrm{t}1}}N\prime e.J_{n}iN+N1^{\theta}\prime \mathrm{t}w_{n})j_{n}’(w_{n^{\prime)}}$$+ \sum_{N}\sum_{Nl}\sum_{N^{J}!}\frac{1}{2}[-(\frac{nw_{n};^{2}}{2(n+1)},+\frac{n’w_{n}2}{2\langle n+1)})1n+n’)$$+(nn’-NN’)(n+n’- \frac{w_{n}2}{2(n+1)}-\frac{w_{n’}2}{2(n+1)},-2)]$$\mathrm{x}\phi^{\uparrow}N\phi \mathrm{t}_{N}rR1\prime N\prime e|.\iota N+N’+N’’]\theta\cdot jn\langle wn)^{j}n’(w_{n’})j\prime n’(w\prime n’)$$+ \sum_{N}\sum_{N’}\sum-\frac{1}{2}[(\frac{nw_{n’}2}{2(n+1)}N\prime\prime’+\frac{n’w_{n}2}{2(n+1)})-nn’’+NN]$191]$\theta^{2}J*\mathrm{I}N+N+N’’’(wn\rangle
J\mathrm{t}n’n’)wJn\prime\prime(w\prime J)n$h\dagger_{N’n}\primee.$
X $\phi \mathrm{t}_{NN}\phi^{\mathrm{f}}\prime$+ \sum_{N}\sum_{N’}\sum_{N’\prime}1^{\frac{A’’}{6}\langle\frac{n\langle n-1)}{2}}-\frac{\langle 2n+1)}{4(n+1)}w_{n})2]$$\mathrm{x}\emptyset^{\mathrm{t}_{NN’}}R\mathrm{f}R^{\uparrow_{N’’}:}e[N+N^{J}+N’1’*J_{n}\theta\langle w_{n})I_{n’}(w\prime n)Jn^{\prime J}(w_{n}\prime\prime)$$+ \sum_{N}\sum_{N’}\sum_{N’’}[(1+\frac{D_{0}}{2h_{0}}\rangle(-\frac{2}{H}-\frac{\langle 1-n^{2})}{\langle 1+\beta H)^{2}}\beta H)+(\frac{2}{H}+\frac{1}{1+\beta H})+\frac{D_{0}}{4R_{0}}G]$

X $[ \frac{n(n-1)}{2}-\frac{(2n+1)}{4(n+1\rangle}w_{n}]2$$\cross h^{\uparrow}NR^{\uparrow\uparrow|1^{N+N^{\prime J\prime}}}N’RNne1\theta\cdot J_{n}+N(wn)l_{n},\langle w_{n}’$) $I_{n},,(w_{n}$ ”$)$$+ \sum_{N}\sum_{N’}\sum_{JN^{J}}[(1+\frac{D_{0}}{2h_{0}})\frac{(1-2n^{2})}{\langle 1+\beta H)^{\mathit{3}}}\beta H][n-\frac{w_{n}2}{2(n+1)}]$X$h^{\mathrm{f}_{N}}R^{\uparrow}N\prime R\mathrm{t}N^{n}eI_{n}:_{11}N+N^{l}+N’\theta’\mathrm{t}\prime w_{n}$) $J_{n’}(w_{n’})I_{n’}(w_{n}n\rangle$$+ \sum_{N}\sum_{N’}\sum_{\prime N’}[-\langle 1+\frac{D_{0}}{2h_{0}})\frac{(1-3n^{2})}{(1\dagger\beta H)4}\beta H]$$\cross h^{\uparrow_{N}R\prime}\mathrm{t}R\dagger\iota N+NN^{ne^{\dot{*}}}$$N^{\prime\prime J}+N1^{\theta}2$In$\langle w_{n})I_{n’}(w_{n’}\rangle I_{n’}(w_{n’})$$+ \sum_{N}\sum_{N^{J}}\sum[N’’(1+\frac{D_{0}}{2h_{0}})(\frac{2}{H}+\beta H\frac{(1-2n^{2}\rangle}{(1+\beta H)^{3}}\beta H)+(-\frac{2}{H}-\frac{(1-n^{2})}{(1+\beta H)^{2}}\beta H)]$$\cross[n+n’-\frac{w_{n}2}{2(n+1)}-\frac{w_{n’}2}{2(n+1)},]$$\cross h^{\mathrm{t}_{N}}h\uparrow RN’\dagger_{Nn}\prime e^{i}[N+N’+N’’]\theta\sim J(Wn\rangle J_{n}’(w_{n’})I_{n’}(w_{n}n\rangle$$+ \sum_{N}\sum_{N’}\sum_{N\prime J}[(1+\frac{D_{0}}{2h_{0}})\{-2\beta H\frac{\langle 1-3n^{2})}{(1+\beta H)^{4}}\beta H)+\frac{\langle 1-2n^{2})}{(1+\beta H)^{3}}\beta H]$$\cross h^{\uparrow_{NNN}}h\uparrow\prime R\mathrm{t}|\mathrm{I}N+N’+N’’]\theta 2Jnen(w_{n})J_{n’}(w_{n’})I_{n’}(w_{n’})$$+ \sum\sum\sum[(1+\frac{D_{0}}{2h_{0}})\beta H\frac{(1-2n^{2})}{(1+\beta H)^{3}}-\frac{(1-n^{2})}{(1+\beta H)^{2}}][n’-\frac{w_{n’}2}{2(n’+1)}]$
$N$

$N’$

$N”$

X $R^{\mathrm{f}_{N}}h\uparrow RN’\uparrow_{N}le^{i[N}I+N^{r}+NJ\prime 1\theta*n(w_{n})J_{n’}(w_{n’})I_{n}’(w_{n}n\rangle$$+ \sum\sum\sum[\mathrm{t}1+\frac{D_{0}}{2h_{0}})(-2\beta H\frac{(1-\mathrm{s}n^{2})}{(1+\beta H)^{4}})+\frac{(1-2n^{2})}{(1+\beta H\rangle^{3}}]$

$N$

$N’$

$N”$

X

$R^{\uparrow}Nh^{\mathrm{t}}N^{l}R^{\mathrm{t}}N\prime e$$|1N+N’+N\prime 1’\theta 5$

In $(wn\rangle J_{n’}(w_{n’})J_{n’}(w_{n’})$$+ \sum\sum\sum[(1+\frac{D_{0}}{2h_{0}}\rangle(-\frac{2}{H}-\langle\beta H)^{2_{\frac{\mathrm{t}1-\mathrm{s}_{n^{2})}}{(1+\beta H)^{4}}\beta)}}H+(\frac{2}{H}+\beta H\frac{(1-2n^{2})}{(1+\beta H)^{\mathit{3}}}\beta H)]$

$N$

$N’$

$N”$
$\cross h^{\uparrow_{N}h}\dagger N’h\mathrm{t}Nne:[N+N’+N^{JJ}]\theta’I_{n}(w_{n})I_{n’}(w_{n’})J_{n’}(w_{n}n\rangle$$+ \sum\sum\sum[-(1+\frac{D_{0}}{2h_{0}}\rangle(\beta H)^{2}\frac{\langle 1-3n^{2})}{(1+\beta H)^{4}}+\beta H\frac{\langle 1-2n^{2})}{(1+\beta H)^{\mathit{3}}}]$

$N$

$N’$

$N”$

X $R^{1_{N}}h\dagger\prime Nh\dagger[N\prime e^{i}I_{n}N+N’+N]\prime\prime\theta^{2}(w_{n})I_{n’}(w_{n}r)I_{n’}(w_{n’})$$+ \sum\sum\sum[-(1+\frac{D_{0}}{2h_{0}})\frac{(1-3n^{2})}{(1+\beta H)^{4}}]$
$N$

$N’$

$N”$

)

$\cross R\uparrow_{N}R\uparrow\prime NR\mathrm{t}_{N^{\prime l\mathrm{e}}}i[N+N+N1\theta\cdot J_{n}\prime\prime\prime(Wn)J_{n^{r}}\langle w’$$nIr\prime n(w_{n}\prime\prime)$.

(39)