土木学会論文集B1(水工学) Vol.73, No.4, I_937-I_942, 2017.

一般底面流速解析法と非平衡粗面抵抗則に基づく水深積分型二相流解析法の適合性の検討

内田
1 正会員

龍彦 1・福岡

捷二 2

中央大学研究開発機構教授（〒112-8551 東京都文京区春日 1-13-27）
E-mail:utida@tamacc.chuo-u.ac.jp
2 フェロー

中央大学研究開発機構教授（同上）E-mail: sfuku@tamacc.chuo-u.ac.jp

洪水や津波による流れと土砂輸送を適切に評価できる解析法が求められている．本研究では流砂系方程式に基づいて，既往の河床変動解析法に用いられてきた仮定と課題を整理し，流れ系と流砂系の二相流解
析法の役割を論じている．次に，実用性の高い改良型水深積分モデル(BVC 法)と非平衡粗面抵抗則に基づいた新たな二相流解析法を提案している．流砂系モデルでは底面近傍の高濃度の掃流砂から主計算領域の浮遊砂を一体的に取り扱っている．開発した二相流解析法を段波が移動床上を通過する場合に適用し，実験結果と既往の河床変動解析法を含む種々の解析法と比較し，本解析法の適合性を検証するとともに，今後の課題について検討している．

Key Words: two-phase model, bedload, suspended sediment, dynamic wall law

1. 序論

2. 従来の河床変動解析法と二相流解析法

従来の河床変動解析に用いられてきた流砂量式や浮遊流砂系の連続式に基づく河床変動解析法の取り纏めはGarcia 3)に詳しいが，ここでは既往の平衡流砂量式，非平砂量式 1)~5)は，流れと流砂運動の平衡状態を仮定して導かれているため，様々な条件に対応することが難しい．
衡流砂量式に基づく河床変動解析法と二相流解析法の比
例えば，流砂量式では，離脱，流送，堆積などの流砂運較に着目して検討する．土砂についてその運動形態に応動の異なる過程が押し込められ，流れの作用は底面せん
じて，河床砂，掃流砂，浮遊砂に分けると，連続式はそ
断応力もしくは摩擦速度で代表される 1)~5)．これは，従れぞれ式(1)，(2)，(3)で表される 3)．
来の断面平均化された水理量を計算する場合にはそれほz(1)
CB B  D  P
ど問題とならなかった．しかし，流れの鉛直構造や底面
t
近傍の流速場の解析が必要とされるような場合には，こ s q B(2)
 Ds  Ps  D  Pのような仮定は精度的に整合しなくなり，流れと河床変tx動の計算全体で見たときには，河床変動解析が弱点とな
Ca h CaUh(3)
 D s  P sる．
tx
本研究では，流砂系の方程式から，従来の河床変動解
ここに，CB：河床砂の土砂濃度，zB：河床高さ，D，P：
析に用いられてきた仮定と課題を整理し，流れ系と流砂
掃流砂に関する堆積量，離脱量，s：掃流砂層厚に掃流系の方程式を解く二相流解析法の必要性を議論する．そ砂濃度を乗じた見かけの掃流砂層厚，qB：掃流砂量，Ds，Ps：浮遊砂に関する沈降量と浮上量，Ca：水深平均土砂して，非平衡粗面抵抗則(DWL)を用いた準三次元解析法(BVC-DWL 法) 6)に基づいた二相流解析法を構築し，段波
濃度，U：水深平均流速，である．式(1)，(2)を足すと，による激しい土砂移動現象 7)に対して適用し，検証する． 式(4)が得られる 3)．

CB

I_937

z B  s qB
 Ds  Ps


x
t
t

(4)

水深 h

z

水面流速 us

水面 zs

主計算領域（BVC法）6)

浮遊砂領域

水面平均流速 U
水深平均渦度 

水面平均鉛
直流速 W

水深平均流砂濃度 Ca ：式(21)底面流速 ub

底面
圧力 pb

底面 zb

抵抗則領域
河床高 zB

拡大
主計算領域

水深平均流砂濃度 Ca ：式(21)三次元流 (BVC法)6)

底面流体フラックス wb ：式(18)渦層流体速度uv： 式(16)渦層土砂濃度Cv ：式(19)流体力
Dv (渦層)底面 zb：水深hから決定6)
底面流砂フラックス Fsb ：式(20)

遷移層

遷移層流砂速度 usv： 式(17)

粗度層表面高 zt(掃流砂層厚s/CB)：式(12)

粗度層

抵抗則領域

渦層

(動的)境界条件 DWL：質量，運動量交換

粗度層表面流体フラックスwt： 式(11)
粗度層流体速度 ur： 式(6)

粗度層表面流砂フ
ラックス Fst ：式(13)流体力 DL(跳躍)
掃流砂速度
us ： 式(7)
流体力Dv r
(粗度層)

河床高 zB： 式(1)P：浮上(運動)15)

流れ系：連続式，運動方程式

掃流層

D：堆積(静止)15)静止
粗度層

流砂系：連続式，運動方程式

図-1 一般底面流速解析法と非平衡粗面抵抗則に基づく二相流解析法の未知量と方程式群の模式図てかなり精緻に扱われるが，step length の評価方法の他に，掃流力が大きい場合において掃流砂量が増加する場
合の掃流砂体積の時間変化や粒子間応力の取り扱いなどに課題があると考えられる．
流れ系， 流砂系それぞれについて，連続式と運動方
程式を相互作用力を考慮して解く二相流解析 5), 11)~13)は，
上記の非平衡流砂運動などについて力学的に評価できる可能性がある．二相流解析では後述するように様々なClosure model が必要となるが，中でも掃流砂に関する堆
積量，離脱量と粒子系と流れ系の相互作用項の評価が重要である．これらは，従来の水深積分型二相流解析法では，水深平均流速と抵抗則に基づく底面せん断応力を用いて評価されてきた 11)．底面近傍で生じる流砂運動を表現するためには，流れの鉛直構造と底面近傍の非平衡性を考慮することが重要と考えられるが，著者らの知る限りこれらを考慮できる水深積分型の二相流モデルは存在しない．なお，水深積分型でないより精緻な二相流モデ
ルには，流砂系を連続体としたオイラー型 12)，個別の粒子を解析するラグランジュ型 5,)13)の解析法があり，前者は乱れを含む流体と流砂，流砂と流砂の相互作用の表現方法が検討され，後者は実験では検証が難しい現象の解明に期待されている．

式(4)は竹林ら 8)の掃流砂層モデルにおいて河床位方程式と呼ばれるものであり，第二項を省略すれば，浮遊砂を考慮した場合の河床高の時間変化の式となる．従来の河床変動解析では式(4)の流砂量に平衡流砂量を用いてき
3. 解析方法た 1)~5)．掃流砂層モデル 8)では，式(4)から平衡流砂量式を用いて掃流砂層厚が求められている．掃流砂の連続式
本解析法は BVC-DWL 法 6)に基づく二相流解析法であは，以下に示すように非平衡掃流砂量の算定に用いられる．流砂系の運動は流砂密度によって鉛直方向に区分さてきた．簡単のために，掃流砂のみを考える．式(2)にれる 12)ことから，流れ系の計算領域である，主計算領域，
おいて，粒子運動の緩和距離を L とし，掃流砂の堆積量が局所流砂量，離脱量が局所水理量で表されるとすると， 渦層領域，粗度層領域において異なる流砂系モデルを導入する．基礎方程式の未知数と基礎方程式を図-1 に示
非平衡流砂量式(5)が得られる 1)~5)．
す．粗度層内では高濃度の掃流砂層を仮定し，粒子間応 s qB qBe  qB
(5)
力(骨格応力)が支配的であるとした二相流モデル 11)を導txL入する．ここでは，濃度を一定と仮定し，連続式により
ここに，qBe：平衡流砂量である．なお，qB を全流砂量とその厚さを決定する 11)．渦層内では流れの乱れによってして，L が運動形態によるとすれば，式(5)は浮遊砂を含砂が巻き上げられ，激しく運動する遷移層を仮定する．
めた非平衡掃流砂量式とみることもできる 4)．掃流砂のこのため，粒子間の応力は接触力でなく，乱流運動によ連続式(5)もしくは(2)で解かれるのは掃流砂体積であるり生じる(運動量交換)とした二相流モデルを導入する．
ため，式(5)に基づく非平衡流砂量は掃流砂の流速につ渦層厚は流れ系モデルにより定義される 6)ため，土砂のいては平衡状態を仮定している．即ち，L には粒子の加連続式により濃度を決定する．主計算領域は捲きあげら
速減速の効果も含まれており，流れが等流状態においてれた土砂が流体と一緒に運動する浮遊砂層とし，運動方
のみ step length に一致する．内田・福岡 9)は掃流砂の運動
程式を解かずに従来の浮遊砂の輸送方程式から水深平均量保存式に基づく非平衡流砂量式を導出しているが，連浮遊砂濃度を解く．以下に各層の方程式の詳細を示す．
続式を省略しているために，緩和距離 L の設定や掃流砂
層厚の算定に平衡状態の場合の関係式が用いられるなどの課題を残している．一方，長田ら 10)はラグランジュ型の非平衡流砂モデルを提案している．この解析法では，粒子の運動方程式に基づいているために粒子運動に関し(1) 粗度層-掃流砂層
導入する二相流モデルは，層間の質量，運動量交換項
以外，従来の水深積分型の二相流モデル 11)と同様である．
運動方程式は，流れ系，流砂系においてそれぞれ，

I_938


u
u r
u
 u r r  wr r   g b
t
x
z
x
v t   B D 'r  D 'r 0 Bz r

 s u rs  s u rs u rs
g s   b   B 




t
x
1  s  x 


(6)

入されており，今後詳細な数値実験 5),13)などを用いて検証していく必要がある．
粗度層表面流体フラックスと掃流砂層厚は，それぞれ
流れ系，流砂系の連続式(11), (12)により求める．

z
Bzr Bzr ur t wt  B B  0
t
x
t
s
s s

 ur
z

 CB B  Ft s  0
t
x
t

(7)

C   C    B D' r (1   B ) D' L
s
v t

s
B B

s

(11)
(12)

掃流砂層と遷移層間の土砂フラックスは，移流による土と表される．ここに，ur, wr：粗度層の流体速度の水平， 砂の浮上を表現するため，粗度層表面の流体フラックスwt を考慮し，鉛直フラックス成分，b：底面のピエゾ水頭(b= pb/g +zb)，pb: 底面圧力，zb：底面高さ，v=1－Cv，B=1－CB，
 C 
(13)
Ft s  Ct ( wt  w0 )  vtts 
Cv：渦層土砂濃度，CB：静止土砂濃度(=0.6)，zr：粗度

z


t
層厚，s/CB：掃流砂層厚(=zr－z0)，z0：静止状態の粗と表す．ここに，w0：沈降速度である．第二項の評価に
度層厚(=ks)，usr：掃流砂速度，B：掃流砂層の粒子間圧ss
力のピエゾ水頭(B= sg + zB) ，zB：静止河床高， B：掃は，乱流拡散係数に流れ系の渦動粘性係数を用い，流れs
流砂層底面のせん断応力(=dsg )，d：動摩擦係数(=0.5)のせん断応力の場合 5)と同様に，C  CBである．粗度層上面の流体間せん断応力t は粒子による C 
(14)
vtts 
  vtb v
乱れ生産，減衰を無視した水流のみの場合の局所平衡モ

z
h

t
デル 6)で与える．粗度層上面の粒子間せん断応力ts は，と表現する．掃流砂層表面の土砂濃度 Ct は，
移流成分も加えた次式で評価する．
(15)
Ct  (1  a)Cv  aCB

 u 
 ts  Ft suts  vtts s z ts(8)

ここに，Fts：掃流砂層と遷移層間の粒子フラックス，
uts：掃流砂層上面の速度であり，遷移層粒子流速を用いて重み付き平均で求める．第二項は簡単のため，渦層で密度が小さいことから粒子衝突応力を無視し，底面の流れの渦動粘性係数 vtb を用いて vtb=vstt とし，勾配項は流れ系と同じモデル 6)で評価する．粗度層の形状抵抗項は，粗度層における相対速度を用いて，

D'r  D'r 0  C Bz r

3C D
u r  u rs (u r  u rs )4d(9)と表す．ここに，D’r，D’r0：掃流砂層，粗度層における形状抵抗であり，抗力係数 CD には粒子密度の影響を考慮した Di Felice の式 14)を用いる．粒子系運動方程式(7)における流体力項は掃流砂の一部が跳躍運動により渦層流体からの流体力 D’L を受けているとしている．D’r は式(9)の粗度層全形状抵抗と粗度層厚と掃流砂層厚の比で評価する．D’L は流体流速 ur を渦層流速 uv を用いて式(10)で評価し，式(9)から計算する．

ur  (cL / cv )uv , 1 / cv  Ar  ln( zv / k s ) / と表す．重み係数 a は平衡状態における解が従来の浮遊砂の基準面濃度式 1,3)の範囲内において，本実験結果か
ら a=0.05 とした．河床面 zB の移動速度は河床砂の連続式(1)を用いて計算される．D，P については，Greco etal.11)と同様に，Seminara et al. 15)の式より計算する．
P の算定に用いる掃流力は，重力を含め，粗度層内に供給される全運動量とした．図-1 および式形からも分かるように，本解析において，zB の時間変化は土砂の離脱
量，堆積量の差というよりむしろ静止状態にある粒子と運動状態にある粒子の間に定義される破壊面の移動である．このため，この面の移動速度の評価には土砂内の応力状態を考慮した評価法が必要であり，掃流砂モデルの精緻化と合わせて今後の課題である．
(2) 渦層-遷移層
流れ系，流砂系の運動方程式はそれぞれ，式(16)，(17)で表される．

(10)

ここに，cL については平衡状態の解が既往の流砂量式 1,3)の範囲内で実験結果を再現するように，cL=12 としている．また，第一項と第二項の重みB は，掃流砂層厚と粒径を用い，B=min( 0.6，s/s+CBd) )とした．掃流砂モデ
ルにおいてはこのようにいくつかの試験的なモデルが導

I_939

u

uv
u
 uv v  wv v   g b
x
z
x
t
   v t  D'v (1   B ) D' L
 b b
vzb(16)

Cvz b u vs Cvzb u vs u vsgC z  b v btx
1  s x (17)ssC   Cv t  D'v
 b b

s

4.1

3.0

3.9

6.0

越流
0.5

Dp = 0.025

0.40
0.12
unit: mH = 0.15

h0=0.1080.12

浜堤

width: B = 0.3

L = 0.5

表面に砂を添付

厚さ0.012mの板（表面に砂を添付）

図-2 実験水路と条件
7)

計測水位 ，解析水位：

Run 1

12

(m)

移動床（豊浦砂：d=0.2mm）

7)

0.2

(m)

0.15
0.1

0

0.25

11 5

0.5

1.0

写真-1 段波突入直後(t=0.3sec.)の段波フロント形状 7)(a) Run 2：段波湖面突入後 0.3 秒

0.2(m) 0.15

10

0.1
0.05
11

0

0.3 sec.
0.8 sec.
1.3 sec.
1.8 sec.
2.3 sec.
2.8 sec.

s/CBd

0.05
11

掃流砂層
11 5

12

0.5

1.0

(m)

(b) Run 2：段波湖面突入後 0.8 秒

土砂濃度：

1
0

0

0.1 0.2 0.3 0.4 0.5 0.6

0.5

浜堤頂部からの距離 (m)1

図-3 段波突入直後の浜堤直下の本解析法(Run 2)，従来の解析法(Run 1)による解析結果と実測結果 7)の比較

図-4 本解析結果 (Run 3)における段波突入直後の掃流層厚s分布の時間変化

ここに，uv, wv：渦層の流体速度の水平，鉛直フラック
ス成分，b=1－Cb，Cb：底面土砂濃度，b：底面せん断応力，zb：渦層厚，usv：遷移層土砂速度，bs：底面の土
砂せん断応力である．式(17)は式(7)とほぼ同形であるが，式(17)には粒子間の衝突応力(B の項)は含まれず，単純化されている．式(16)，(17)の流体力項は粗度層の場合と同様に式(9)に基づいて求める．底面の流体間，粒子間
底面せん断応力b，bs は粗度層上面 zt の場合と同様に求める．
底面流体フラックス wb と遷移層内の土砂濃度 Cv は，それぞれ流れ系，流砂系の連続式(18), (19)により求める．

動方程式は流れ系のみで解かれる．流れ系の流速分布は
BVC-DWL 法 6)を用いて計算する．この解析法は，底面の非平衡粗面抵抗則を用いて，主計算領域の流速と圧力の鉛直分布について，渦度方程式や水深積分された鉛直方向運動方程式などを用いて評価する水深積分モデルである．詳細は既往の文献を参照されたい 6)．流砂系では，
水深平均土砂濃度 Ca の輸送方程式を解く．

vzb vzb u v
 b wb  t wt  0xtCvzb Cvzbuvs
 Fbs  Ft s  0
t
x

(18)

Cb  C vh(21)

ここに，水平拡散項は簡単のため省略している．底面土砂濃度 Cb は流速分布の影響などを考慮せずに，Ca を用
いて簡易的に Lane-Kalinske の分布 1)より求め，式(20)より
Fbs を評価する．

(19)

ここに，Fbs は底面を通過する鉛直土砂フラックスであり， 掃流砂層表面の場合と同様に，

Fbs  Cb wt  w0   vtb

C a h C a hU

 Fbs  0
t
x

4.

(20)

と表す．
(3) 主計算領域-浮遊砂層
この領域では，粒子濃度は極めて薄いとし，粒子運動の遅れや流れとの相互作用は考慮しない．このため，運段波による土砂移動と河床変動解析

段波による激しい土砂移動を伴う河床変動現象 7)に本解析法を適用し，検証する．実験 7)は沿岸湖沼に突入す
る津波による地形変化現象を調べるために行われたもの
で，図-2 に示すように，ゲート下流に固定床の浜堤を設け，その背後に初期水深を有する移動床部分が設置されている．計算は，下流端を自由放流にし，図-2 の条
件で ks=0.8d として行う．本研究では，段波が湖面に到

I_940

6

Fbs/Cbw0 ，Fts/Ctw0wb/w0 ，wt/w0

Cb/CB ，Cv/CB

初期河床からの高さ (cm)

初期河床からの高さ (cm)達した時刻を t=0 とし，BVC-DWL 法と非平衡掃流砂量4式 9)を用いた解析(Run 1)と本解析法(Run 2)を比較する．
2
Exp.(t=0)
Exp.(t=0)0Exp.(t=3)
Exp.(t=2.8)
図-3 は，段波が湖面に到達した 0.3 秒後の解析結果とExp.(t=5.8)
Exp.(t=6)‐2Cal. (t=0)
実測結果の水面の比較である．写真-1 に示すように，
Cal. (t=0)
Cal. (t=2.8)‐4Cal. (t=5.8)
(t=3)
Cal.
実験では段波が湖面に突入した直後に水流が跳ね上がり，‐6
Cal. (t=6)
巻き波型砕波により空気塊を多量に巻き込んでフロント ‐8
0
10
20
30
40
50
60
70
80
90
100
を形成し，それに伴い土砂が浮上している様子が観察さ浜堤頂部からの距離 (cm)れている 7)．Run 1，2 の解析結果ともに実験結果と比べ(a) Run 1：BVC-DWL と従来の非平衡流砂量式 9)6ると水位上昇量が小さく，Run 2 では土砂はあまり舞い4
上がっていない．この主な原因は，本解析法では空気混
2Exp.(t=0)
入を考慮していないためと考えられる．一方，段波先端 0Exp.(t=2.8)
Exp.(t=5.8)
部が通過した後の 0.8 秒後を見ると，本解析結果は実験 ‐2Cal. (t=0)
Cal. (t=2.8)
水面形を概ね再現できている．浜堤直下の高速領域では ‐4
Cal. (t=5.8)‐6河床が急激に低下し，掃流砂層厚が増加しており，従来
‐8
0
10
20
30
40
50
60
70
80
90
100
の河床変動解析法を用いた解析結果 Run 1 よりもやや水
浜堤頂部からの距離 (cm)
面形の再現性が向上している．図-4 に示すように，本(b) Run 2：本解析法
解析結果において段波突入直後の掃流層厚s は時空間的図-5 浜堤直下の河床変動の実験結果 7)と本解析法(Run 2)，に激しく変動する．このような掃流砂層厚の変化に伴う従来の解析法 9)(Run 1)の解析結果の比較
急激な河床変動や流砂運動に伴う流れの抵抗増加は従来
0.4
Cb/CB
の河床変動解析法では表現できない点である．ただし，
Cb/CB
Cv/CB
Ct/CB
掃流砂層と静止河床の境界である河床高 zB の定義につ0.2
いては曖昧さを残しており，モデルの妥当性と合わせてさらに検討する必要がある．
図-5 は段波が湖面に突入した 2.8 秒後，5.8 秒後の河床
0
0
0.2
0.4
0.6
0.8
1
形状の比較である． Run 1 の解析結果は浜堤直下の洗掘
浜堤頂部からの距離 (m)を再現できているが，その下流では実験に比べて大きな(a) 底面と渦層内の土砂濃度堆積域が生じている．これは今回の解析では浮遊砂を考
1
Wsb/W0wb/w0
慮しておらず，結果として緩和距離 L が実現象よりも短
Wst/W0wt/w0
0.5
くなっているためである．これらを考慮することによって解析結果は改善できると考えられるが，この解析の枠0
組み 9)においては緩和距離 L は浮上量，堆積量に関係す‐0.5ること，式(4)で掃流層厚s の時間変化を無視して浮遊砂
0
0.2
0.4
0.6
0.8
1
を考慮する場合は浮上量をダブルカウントしてしまう等
浜堤頂部からの距離 (m)の課題がある．本解析結果 Run 2 は，Run 1 に比べて実(b) 底面と粗度層表面を通過するフラックス10験結果に近い洗掘形状を示している．しかしなお，計算Wsb/c0W0
Fbs/Cbw0
結果は，洗掘深，堆積域が実験結果よりやや大きく，
Fts/Ctw0
5
Wst/c0W0
2.8 秒後の洗掘形状が下に凸の形状となっているなど，
0
実験結果との相違がみられる．図-6 に本解析法(Run 2)における 2.8 秒後の底面，渦層(遷移層)の土砂濃度および‐5
底面 zb，粗度層(掃流層)表面 zt を通過する流体，流砂フ
0
0.2
0.4
0.6
0.8
1
ラックスを示す．図-6 (a)より，渦層(遷移層)内の土砂濃浜堤頂部からの距離 (m)(c)
底面と粗度層表面を通過する流砂フラックス
度は土砂の堆積域を中心に大きくなっているのに対し，底面土砂濃度は緩やかに上昇する．図-6 (b)より，式(13)， 図-6 本解析法(Run 3)における土砂濃度と底面 zb，粗度表面 zt
を通過する流体，流砂フラックス（2..8秒後）(20)の第一項の底面，粗度層表面のフラックスは沈降速度と比較して小さくなく，上昇流による土砂浮上量は無視できないことが分かる．しかし，本解析においては，
図-6 (c)から分かるように，式(13)，(20)の第二項の乱流
拡散による土砂輸送量が底面，粗度層表面のフラックスに比べてかなり大きくなっており，土砂の浮上量を決定付けている．したがって，図-5(b)に示した河床形状の差は，掃流砂モデルの他に，底面近傍の乱流現象の評価法にも課題があると考えられる．

I_941

5. 結論4)

本研究で得られた主要な結論を以下に示す．
(1) 本研究では流砂系の三つの連続式を用い，従来の河床変動解析法において掃流砂の連続式が簡略化されていることを明らかにし，流れ系と流砂系からなる二相流解析の役割を示した．
(2) 非平衡粗面抵抗則を用いた底面流速解析法に基づき，土砂密度に応じて鉛直方向に異なる流砂系モデルを導入した，水深積分型の新しい二相流モデルを構築した．本解析法では掃流砂から浮遊砂の遷移には鉛直方向流速が考慮され，流砂運動は流砂系の連続式と流れ系との相互作用項を含む運動方程式により記述される．
(3) 本解析法を段波が浜堤を越流する場合の河床変動に適用した結果，本解析法は掃流砂層厚の変化に伴う急激な河床変動や流砂による抵抗増加を考慮でき，従来法に比べて実験結果の説明力が向上する
ことと，本二相流モデルによる河床変動解析の今後の具体の課題を示した．
謝辞：段波による土砂移動と河床変動解析への適用に対し，東北大学大学院工学研究科田中仁教授，同三戸部佑
太助教には貴重な実験データを提供いただいた．本研究の一部は，科学研究費補助金基盤研究(C)（課題番号：
26420505，代表：内田龍彦）の助成を受けた．ここに記して謝意を表する．
参考文献
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(2016. 9. 30 受付)

DEPTH INTEGRATED TWO-PHASE MODEL BASED ON THE GENERAL
BOTTOM VELOCITY COMPUTATION METHOD AND DYNAMIC WALL LAW
Tatsuhiko UCHIDA and Shoji FUKUOKA
A reliable calculation method for fluid and sediment motions during flood and tsunami events is required. First, this paper indicated about limitations and issues of the conventional bed variation analysis
method with a requirement for two phase model by using governing equations for sediment phase. Then,a new depth integrated two-phase model was proposed based on general Bottom Velocity Computation
method with Dynamic rough Wall Law (BVC-DWL). The method was applied to the experiment on dam
break flow over movable bed. The calculation results with the present model and the conventional method
were compared with the experimental results, indicating the future issues of the present model.

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