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日本ガスタービン学会誌

Vol. 49No. 62021.11

気流中の水膜分裂によって発生する一次分裂水滴径分布に関する研究
A Study on Water Droplet Distribution of Primary Atomization Generated
by Water Film Disruption in Airflow
伊藤 大輔＊1

中野 晋＊2

ITO Daisuke

NAKANO Susumu

竹田 陽一＊1,＊2
TAKEDA Yoichi

ABSTRACT
Droplets of the primary atomization generated by disruption of water film, which flows on a plate set in parallel
airflow, are observed by a high-speed camera to investigate effects of airflow velocity, a flow rate of the water, anda thickness of the plate edge on the water droplet diameter distribution. Although the airflow velocity and the flowrate of water affect the distribution pattern, the thickness of the plate edges has little effect on the distribution pattern.
The distribution patterns of the primary atomization were approximated by exponential functions whose exponents
were obtained by performing multiple regression analysis. Modified breakup model that is focused on a water lumpaccumulated on the plate edge and its disruption frequency is proposed. Spanwise unstable wave length of the waterlump is compared with calculated and measured one, effectiveness of the modified model is shown.

キーワード：水滴, 水膜, 一次分裂, エロ―ジョン, 蒸気タービン，低圧段，過飽和吸気冷却
Key words : Droplet, Water film, Primary breakup, Erosion, Steam Turbine, Low-pressure stage, Oversaturated water
atomization cooing．緒言

的な評価には翼後縁での水膜分裂で発生する水滴径やそ

蒸気タービンの高効率・高出力化には最終段の長翼化の分布を知ることが不可欠である。

が有効である。長翼化により排気損失を低減でき，さら気流中を運動する液滴の分裂形態に関しては，単独液にタービン車室数の低減が可能になる。しかし，低圧段滴の分裂観察からBag-type, Club-type, そしてDisc-typeにおける湿り域までの蒸気膨張により静翼に凝縮水滴のの一部が付着し水膜流を形成する。これが静翼後縁から飛ウェーバ数範囲を明確にした。Hammitt⑻らは，単独液散して動翼先端に衝突し損傷を引き起こす⑴。これはド滴の分裂形態を基に液滴の微細化メカニズムをまとめて

レンエロージョンと呼ばれる損傷現象で，蒸気タービンいる。またガスタービンを対象として安田⑼らが翼後縁の高効率化に相反してタービンの信頼性を低下させる。

厚みは水膜の分裂形態，飛散水滴径及びその分布に影響

同様な現象は，ガスタービンの過飽和吸気冷却⑵にも見を及ぼさないことを示した。

種類の分裂形態があり⑴，Flock⑺らは各分裂形態のられる。水噴霧による吸気密度の増加と圧縮機駆動動力

蒸気タービン低圧段や，吸気冷却ガスタービンの入口の低減により夏場のガスタービン軸出力の低下を防止す

案内羽根後縁での液膜分裂の現象は，航空用ガスタービ

るが，入口案内羽根に付着した水滴は水膜流を形成し羽ンの燃料噴射器に用いられるプレフィルミングエアー

根後縁から飛散して圧縮機初段動翼のエロージョンを引

ブラストアトマイザー⑽においても扱われる現象である。

⑶

Gepperth⑾ らは液膜流の不安定性理論⑿,⒀ を基に液膜分き起こすことが指摘されている 。
エロージョン損傷量の定量化として，金属への水滴の裂モデルを構築した。さらに液膜分裂によって発生する衝突速度や衝突水滴径に対するエロージョン損傷量の一次分裂液滴径モデルを提唱し⒁，プレフィルミングエ

研究は，これまでも蒸気タービンを対象として坪内⑷やアーブラストアトマイザー用に提案された他の液滴径予

伊藤⑸らによって行われ，ガスタービンを対象として内測式と比較し，一次分裂における液滴径の予測精度を向⑹

田 らによって行われている。エロージョン損傷の定量＊＊上させている。
本研究では，平板上の水膜流が平板端から気流中に流原稿受付 2021年 月30日
査読完了 2021年 月22日
東北大学大学院 工学研究科 ファインメカニクス専攻〒980-0845 仙台市青葉区荒巻 ‑ ‑11
E-mail: susumu.nakano@rift.mech.tohoku.ac.jp
東北大学大学院 工学研究科 附属先端材料強度科学
研究センター

出するときに平板上の水膜流と分断する際に発生する微粒化を一次分裂と定義する。蒸気タービン低圧段の静翼では後縁からの飛散水滴を微細化する方法がしばしば議論されるため，一次分裂現象を解明することは重要である。本報告では，蒸気タービン低圧段での水滴エロー
ー 61 ー

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気流中の水膜分裂によって発生する一次分裂水滴径分布に関する研究

日本ガスタービン学会誌

ジョン損傷の予測式を確立するための基礎検討として，た。 つ ま り， 空 気 流 量 は120m3/h, 180m3/h, 240m3/h,

一次分裂水滴径分布に及ぼす気流速度，水膜流量，及び300m3/hとした，上記の空気流量で，流路中央の最大流

平板端厚みの影響を調べ，その予測式を提案する。併せ

速はそれぞれUm = 54.4m/s, 81.6m/s, 108.8m/s, 136m/sて分裂メカニズムの解明を行った。

になる。以下それらを代表速度とする。
給水流量はQw = 0.29×10‑6 m3/s, 0.58×10‑6 m3/s, 1.17

．実験装置及び実験方法

×10‑6 m3/sとした。これを中央分離板の幅b=20 mm で.

除した単位長さあたりの給水流量はQw/b = 14.5 mm2/s,

実験装置

本実験に用いた実験装置の概略をFig. 1に，テストセ
クションのカットモデルをFig. 2 に示す。本装置は，テ29.0 mm2/s, 58.5 mm2/s となる。以下，これらを給水流量とする。
平 板 端 厚 み 条 件 は0.30mm, 0.60mm, 0.90mm（ 以 下

ストセクションに空気を送風するブロワ（日立ボルテッ
クスブロワVB-080-E2），ブロワからの空気を一部大気

R0.30, R0.60, R0.90と記載）の種類を用いた。

排出してテストセクションへの空気流量を調節する流量
調節弁，テストセクションへの空気流量を計測する流量計（東京計装ミニサーマルフローメータTF - 2251N- 351 - 4F80），およびテストセクションで構成される。
Fig. 1 に示すようにテストセクション部は助走ダクトとフランジで接合されており，流れ方向に400mmの長さを有する。テストセクション入口部から1000mmの長さの中央分離板を有し，その端部の角度はHammitt⑻の実
験と同様9.0°である。また，中央分離板の片面にはフランジ部から100mmの位置にスリットが設けられ，ここから水道水を供給する。給水は気流によって中央分離板
表面を重力方向に流れ，端部（以下，平板端）から水滴として飛散する。

Fig. 2 Cut model of test section［units: mm］

.

実験方法

各実験条件について，平板端から飛散する水滴を高速
度 カ メ ラ（Photron製 FASTCAM-SA/MC2.1） で 撮 影
し，その撮影画像を分析することで水滴径分布およびザ
ウタ平均粒径を取得した。照明にはバックライト方式とフロントライト方式を併用した。なお，撮影方向は中央
分離板正面を撮影面とし，撮影速度は500 fpsとした（ただし，後述する離散フーリエ解析時には5000fpsとする），
Fig. 1 Experimental equipment［units: mm］

シャッタースピードは1/338000 secと設定した。また，各実験条件に対して2048フレームの撮影を行った。

.

.

対象とする流れ場

撮影画像の解析対象とする流れ場は蒸気タービン低圧段の圧力20kPa

画像処理にはImageJ⒃を用いた。画像解析の領域は平程度の湿り蒸気である。本実験は気流条件と水膜条件の板端から分離し終えない水膜や液糸を除くため，平板設定の容易さより，空気流と水道水の供給により実験を

端から40mm下流の領域とした。初めに撮影画像の背景行うが，流路中央の最大流速を代表速度としたとき，空の抜き出し処理として，もとの像と背景画像（z-project

気流速Um＝90m/s程度で液滴の臨界ウェーバ数⑴とレイ像）の画素値の差に変換して画像の明暗を明確にし，こ⒂の画像について二値化処理を行った。二値化時のノイズ

ノルズ数が実機同等となるようにした 。
.

除去のため，

実験条件

空気流量と供給水流量は松崎 ⒂ らの実験と同様としー 62 ー
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ピクセル以上の辺接続を持つ集積をひとつの水滴と判断した。さらに奥行方向に重なった画像を

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気流中の水膜分裂によって発生する一次分裂水滴径分布に関する研究

ひとつの水滴径と評価することによる水滴径の過大評価⒃

を回避するためWatershed処理 を行った。また，縦横

板端にせり出した水塊によって形成される凹凸波形の一波形分の凹部の最底部間の距離を測定した。
Fig. 4にQw/b = 14.5mm2/s，平板端厚み0.3 mmの水比の大きな扁平形状の画像も除外するため，Circularity

滴径頻度分布を，各気流速度に対して示す。気流速度の≧0.50の粒子のみを抽出した。
ピクセル以上で構成される粒子上昇に伴って最大水滴径とその発生頻度が減少している

点数を，2048 フレームに渡り各ピクセル毎に計測し，ことが確認できる。図には参考のため安田⑼らの結果を2048 フレームの全画像点数との比で表し，式⑴に示す記載した。安田らの実験ではスプレーノズルによる水の分布関数（d）
f
で規格化している。

供給や翼型を用いている点，および計測位置が翼後縁か

水滴数の頻度は，

ら100mm下流位置等，実験方法が異なるため本実験結⑴

果と直接比較することはできないが，片対数グラフ上で概ね線形の結果となっており，本計測結果と同様な分布

中央分離板の横幅20mmを基準とし，各粒子の粒面積

形態を示していることが伺える。

2

Fig. 4に 示 す274, 171, 124, 95μmのを実スケール［mm ］に変換した。今回の場合，中央

つの水滴径は⑻

分離板の幅20mmが366ピクセルの長さとなるため，画Hammitt らによって示された気流マッハ数Mによる臨像面積に等価な円直径として87μmが最小水滴直径にな

界ウェーバ数We,crの関係に本実験条件をあてはめた場合る。

の臨界水滴径である。 We,crはMの関数として式⑵で近似している⒂。

．実験結果と考察.

⑵

気流速度の影響

Fig. 3に単位長さあたりの給水流量 29.0 mm2/s, 平板

気流速度54.4 m/sの場合，直径274μm以下の水滴は端厚み0.3mmの時の各気流速度での平板端の水膜分裂状

次分裂せずに飛散すると考えられる。ここで，ガス態を示す。

タービンの吸気冷却の場合を考えてみると，ノズル噴霧
水の水滴径に比べると274μmは約10倍程度大きな水滴であり，圧縮機入口案内羽根に付着した噴霧水が羽根後縁から放出されるときに，噴霧水水滴の10倍の直径を有する粗大水滴が次分裂せずに初段動翼に衝突することになる。高速域においてはほとんどの水滴は 次分裂することになるが，それでも100μm程度の水滴は次分裂せずに飛散することになる。

(a) Um=54.4 m/s(b) Um=81.6 m/s(c) Um=108.8 m/(d) Um=136.0 m/s

Fig. 3 Water ﬁlm breakup patterns（Qw/b= 29.0 mm2/s, R0.30）
Fig. 4 Eﬀect of airﬂow velocity on droplet distribution（Qw/b=14.5×mm2/s, R0.30）

気流速度54.4 m/sでは滴状分裂から膜状分裂に分裂状態が遷移する状態で単独水滴でのBag - typeやClubtypeに見られる投げ網状の分裂形態を呈する。気流速度.

81.6 m/s以上では平板端から微小な水膜塊が空間にせり

Fig. 5に，平板端厚みR0.30，気流速度⒂

給水流量の影響=54.4 m/s,

出して分裂する膜状分裂 になり，微細な水滴が発生し81.6 m/s, 136 m/s における，給水流量を変化したときていることが分る。Fig. 3 ⒞に示すλ は3.5で述べる空の水滴径頻度分布を示す。気流速度が低速な間にせり出した水膜のスパン方向不安定波長である。平

m/s のときは給水流量の変化に伴う水滴径頻度分布のー 63 ー
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=54.4

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気流中の水膜分裂によって発生する一次分裂水滴径分布に関する研究

日本ガスタービン学会誌

変化が観察されないのに対して，気流速度の増加に伴い平均径の関係をプロットした図をFig. 7に示す。また，

給水流量の影響が顕在化し，給水流量の上昇に伴い粗大同図には，この関係についてべき関数の相関を仮定し，水滴の割合が上昇している様子が観察される。

最小二乗法による回帰を行った結果も示す。

.

平板端厚みの影響
2

Fig. 6に， 給 水 流 量Qw/b = 29.0 mm /s， 気 流 速 度

32=54.4 m/s, 81.6 m/s, 108.8 m/s, 136 m/s に お け る

∑
∑

3
2



⑶

平板端厚みを変化したときの水滴径頻度分布を示す。
Table 1 Sauter Mean Diameter（R0.30）

Fig. 5に示した給水流量の影響と同様，低速気流条件においては平板端厚みの上昇に伴う水滴径頻度分布の変化がほとんど観察されないのに対して，高速気流条件においては，平板端厚みの上昇に伴い，片対数グラフ上における水滴径頻度分布の傾きが若干低下していることから，粗大水滴の割合が上昇する傾向が読み取れる。しかし，
平板端厚みが水滴径頻度分布に及ぼす影響は，給水流量が及ぼす影響と比較して軽微である様子が観察される。

Table 2 Sauter Mean Diameter（R0.60）

Table 3 Sauter Mean Diameter（R0.90）

Fig. 5 Eﬀect of water ﬂow rate on droplet distribution（R0.30）

Fig. 7 Sauter Mean Diameter（R0.30）
Fig. 6 Eﬀect of thickness of plate edge on droplet distribution（Qw/b = 29.0 mm2/s）

Fig. 7からザウタ平均粒径は気流速度と概ね半比例している様子が観察できる。Gepperth⒁ は，ザウタ平均粒

.

平均水滴径

径として，これまでに提案された予測式を自らの実験

平均粒径は式⑶で示されるザウタ平均径D32を算出しデータと比較している。ザウタ平均粒径に対する気流

た。各条件におけるザウタ平均径をTable 1, Table 2,

速度の影響はべき乗で現れ，EL-Shanawany ら ⒄ は気Table 3に示す。この結果を用いて，気流速度とザウタ

流速度の‑1.2乗に，Sattelmayer⒅ は‑1.57乗に，Ainger⒆ー 64 ー
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気流中の水膜分裂によって発生する一次分裂水滴径分布に関する研究

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は‑1.05乗に，そしてGepperth⒇ は気流速度の‑0.93乗に件についても，気流速度とβの関係はべき乗近似式と極ザウタ平均粒径が比例することを示している。本研究

めてよい一致を示すことが分かる。

結 果 はAingerとGepperthの 結 果 に 近 い 値 を 示 す。 一同様に，給水流量，平板端厚み条件についても，β方，EL-ShanawanyとSattelmayerの結果とは乖離があをこれら変数のべき乗で近似した。結果をTable 4に示る。これは，AingerとGepperthの研究では平板端の直す。給水流量に関しては，気流速度108.8m/s以上では下で水滴径を計測しているのに対し，EL-Shanawanyとβは給水流量のべき乗式としての近似が良好であるが，Sattelmayerの研究ではより下流での計測を行っており，

81.8m/s以下での相関は低下する。同様の結果は，平板二次分裂の影響が顕在化していることが原因であると考端厚みに対しても現れているが，べき乗近似式の指数はえられる。本分析のザウタ平均粒径は，他の結果と同等

給水流量の場合よりも小さく，βに対する影響が少なくな結果が得られており，一次分裂を捉えていると判断でなっていることを示している。
以上より，βの値には気流速度が最も強い影響を及ぼきる。

.

水滴径頻度分布し，その関係はべき乗式で良好に近似できる。一方で，Fig. 4, Fig. 5, Fig. 6の結果から，本実験範囲内におい給水流量と平板端厚みの変化に伴うβの変化のべき乗近ては，片対数グラフ上で水滴径頻度分布が直線を示して似は，低速気流条件ではβの変化に及ぼす給水流量や平いるため，これは式⑷で示される指数分布を仮定でき

板端厚みの影響が殆ど見られないものの，高速気流条件

る。

では，給水量に関してはある程度の相関性を示す。
⑷

ここで，dは水滴径，βは分布を決定づける変数である。（ ;β）は確率密度関数であり，定義域における積分値がとなることから（β）を決定できる。特に，定義域が0 ≤ ≤ ∞のときは（β）=1/βはとなるが，有限の≤ ≤のときは，式⑸で表せる。
⑸

βを決めることで水滴径頻度分布を規定することができる。Fig. 4に示した水滴径頻度分布を指数関数で近似した結果をFig. 8に示す。指数にかかる係数の絶対値を取Fig. 9 Eﬀect of airﬂow velocity on β（R0.30）

り，この逆数を計算することでβが得られる。
Table 4 Power Approximation for β（Application range 87 ≤ d ≤ 1113 μm）

Fig. 8 Exponential approximation of droplet distribution（Qw/b=14.5 mm2/s, R0.30）

Fig. 9に，平板端厚みがR0.30，給水流量条件がQw/b= 14.5 mm2/s, 29.0 mm2/s, 58.5 mm2/sのときの気流速度とβの関係を示す。図中にはべき乗近似した結果を破線で示す。各結果の相関係数から，いずれの給水流量条ー 65 ー
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.

気流中の水膜分裂によって発生する一次分裂水滴径分布に関する研究.

一次分裂で生じる水滴径頻度分布の近似式

日本ガスタービン学会誌

水膜の分裂周期［m/s］のζ乗，

水膜分裂の撮影画像から，平板端での水膜分裂には周給水流量 Qw/b［m /s］のη乗，平板端厚みR［m］の期性が観察された。Fig. 11は平板端より40mm下流位置

θ乗，定数 γの積で近似する。

を通過する水滴量の時間変化を示した図である。水滴通βを式⑹で示すように，気流速度2

過量は間欠的であることが分かる。この通過水滴量の変⑹

化を離散フーリエ変換し，そのパワースペクトル密度

式⑹は，対数を取ることで線形式になるため，重回帰分のピーク値を計測した。［フレーム］（0 ≤ < ）におけ析を行う。

る水量を（ ）とおくと，離散フーリエ変換式 （ ）は式
⑻ で定義される。

⑺

Table 5に重回帰分析の結果を示す。得られた指数の値，その不偏標準誤差，および各実験パラメータに関す
るP値 を示す。ここでP値は，それぞれの実験パラメー
タが水滴径頻度分布に及ぼす有意確立を示し，一般的にP値が%を下回ると，そのパラメータは目的変数に対して関係性があると判断できる。すなわち，気流速度と給水流量に関するP値は非常に小さく，これらのパラ
メータは水滴径頻度分布に影響を及ぼすと考えられるが，平板端厚みに関するP値は約％と大きく，本実験範囲内においては，平板端厚みの変化は水滴径頻度分布に有意な影響を与えないか，与えるとしても非常に小さい影
響となることが考えられる。
また，Table 5に示した指数の値から水滴径分布の確率密度関数は，気流速度にかかる指数が負，他は正の値となる。これは，気流速度の上昇に伴い粗大水滴の割合
Fig. 10 Comparison of experimental and calculated result of βは減少し，給水流量および平板端厚みの増加に伴い粗大
水滴の割合は上昇するということを示しており，Fig. 4，
Fig. 5で示した傾向と一致する。また，この指数の絶対

値を比較すると，気流速度にかかる指数の値が他のもの⑻と比較して15倍以上と，最も影響を与えるパラメータになっていることも確認できる。

ここで，Nは撮影画像の全フレーム数，πは円周率，
i は虚数である。離散フーリエ変換の結果からパワース
ペクトル｜（ ）｜2 の計算を行った。パワースペクトルはTable 5 Results of multiple regression analysis

約160Hzにピーク値を持つ。この周波数は次節で述べる
平板上に生じる不安定波の周波数に比べると低い。平板
端には実際には液溜まりが生じ，この液溜りの量が水膜分裂の周期に影響を及ぼしていると考えられる。

Fig. 10に，実験結果の水滴径分布から直接得られたβの値と，式⑹とTable 5から算出したβの値を比較した結果を示す。気流速度が遅い領域では，実験結果と計
算結果にばらつきが見られるが，レイノルズ数と臨界
ウェーバ数が実機同等となる，高速気流条件（β<100）
では実験結果と計算結果が良好に一致しており，この領域では本研究で確立した近似式について一定の信頼性が得られたものと考えられる。
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Fig. 11 Change in total pixel numbers of droplets（Um=108.8 m/s, Qw/b=29 mm2/s, R0.30）

Vol. 49.

No. 62021.11479

気流中の水膜分裂によって発生する一次分裂水滴径分布に関する研究

デルを用いる。なお，Gepperthモデルでは平板端厚み

水膜分裂モデルに関する考察⑾

Gepperth は，気流によって流される水膜の平板端からの飛散現象と，水膜上の不安定流を関連付けた考察をは考慮していないが，平板端の液溜まりの形成は平板端
厚みの影響を受けると考えられる。
とGepperthモデルでは水膜の不安定波の周波数

行い，水膜分裂モデルを提案している。Fig. 12の左の写真は本実験による中央分離板上の流れを示したもので水滴飛散周波数ある。水膜にはケルビン- ヘルムホルツ不安定性（K-Hには平板端での液溜りの影響が現れる。水膜不安定波不安定性）に起因する不安定波が発現している。右はの周波数Gepperthによって示された水膜分裂モデルの概要⑾であ

1：αで結びつける係数αを導入してGepperthモデルをる。

修正する。つまり，αを式⒀で定義する。

が同期すると仮定しているが，実際と水滴飛散周波数を1：1で結び付けずに，分裂モデルについて簡単に説明する。K-H不安定性に⒀

よって水膜に生じる不安定波の周波数は式⑼ ⒀で示される。

Gepperthモデルで，一度に飛散する水塊の体積はα倍になるから，式⑽は式⒁式のように変形できる。

⑼⒁
式⒁と式⑾から，修正Gepperthモデルは式⒂のように示せる。
⒂
Fig. 13に気流速度とαの関係を示す。給水流量Qw/
b = 58.5 mm2/sの条件ではα≒1となり，既往モデル⑾

Fig. 12 K-H instability and Gepperth model.
（Um=81.6m/s, Qw/b=29.0 mm2/s）の 適 用 範 囲 で あ る と 考 え ら れ る。 し か し，Qw/b =14.5mm2/s，29.0 mm2/sの条件では気流速度の増加に伴ってαは増加している。αは給水流量が少なくなるほ

右辺は気流の最大速度勾配と，気流と水膜の密度比の積

ど，また気流速度が増加すほど，である。ここでは最大速度勾配は，水膜が存在しないとる。

から大きくずれてくきのダクト断面の気流速分布における水膜厚さに相当する位置での速度勾配を用い，気流分布は1/7乗則から，また，水膜厚さは平板上の水膜に作用する力の釣り合いによる簡易的な運動方程式から算出した⒂。
Gepperthはと水滴飛散周期が同期すると仮定し，一度に飛散する水塊は平板端において，直径の円柱形状になるとモデル化した。この円柱の高さ，即ち水膜幅をbとし，単位時間あたりの給水流量をQwとすると，式⑽に示す質量保存則が成立する⑾。
⑽
この円柱にはレイリー不安定性により，くびれが周期的に生じる。この波長をλ とすると，式⑾が成立する⑾。
⑾
式⑽，⑾より，式⑿が得られる。
4⑿

このλ で表される長さの水膜が，空間にせり出し分裂を生じるひとつの水塊と考えることができる。λ に関しては，気流の渦度厚さおよび渦度厚さを代表長さとするウエーバ数の関数として表すことが提唱されている , が，ここでは，水膜流量と関連付けるGepperthモ
ー 67 ー
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Fig. 13 Ratio of wave frequency and discharged water
frequency,α（R0.30）

480

気流中の水膜分裂によって発生する一次分裂水滴径分布に関する研究

Table 6 Values of fwav , fsp , and α

日本ガスタービン学会誌⑵ 水滴径頻度分布を，気流速度，給水流量，平板端厚みを変数とする式で近似し，重回帰分析によりその関数形を求めた。水滴径頻度分布には気流速度が最も影響を及ぼす因子であり，給水流量および平板端
厚みは，気流速度の高速域においてわずかに影響が現れるが。気流速度に比べて水滴径分布への影響は少ない。
⑶ 水膜分裂の際に平板端に生じる液溜まりに着目した
既往一次分裂モデルの修正を提案し，平板端に発生するスパン方向不安定波の波長を実験結果と比較し，修正モデルの有効性を確認した。一次分裂水滴の発生メカニズムの解明として，一次分裂の核となる水塊体積の予測精度の向上が見込まれる。

Fig. 14に画像から計測したλ と，式⑼および⒂から算出したλ を示す。画像計測によるλ は20点の計測
結果の平均値で，エラーバーは不偏標準偏差を示す。ま謝辞

た，Table 6にはλ の算出に用いた水膜不安定波の周本研究は，東北電力株式会社と東北大学の共同研究部

波数 f wav の計算値と，計測位置を通過する水滴量変化

門である電力エネルギー未来技術共同研究部門で実施さから求めた水膜分裂周期れたもので，東北電力株式会社からは研究遂行に対してを示す。Table 6において，

Qw/b=58.5で，空気流速122.4, 136 m/sの水滴飛散周波数

多くの支援を頂きました。深く感謝の意を表します。

は，パワースペクトルに明確なピークが見られな

いため，他の給水流量の結果と同じと仮定した。Fig.

参考文献

14に示すように，修正モデルの値は実験結果と一致する⑴

ことから，修正モデルを用いることで一次分裂の核となる水塊の体積をよりよい精度で予測することが可能と考
えられる。

⑵
⑶

⑷

⑸

⑹
Fig. 14 Comparison of measured and calculated λ(Qw/b=29.0 mm2/s, R=0.3)⑺．結論
平行気流中に設置された平板端から飛散する水滴を高速度カメラで撮影し，その撮影画像処理によって平板端から飛散する水滴径分布を計測し，水滴分布に及ぼす気⑻流速度，給水流量，平板端厚みの影響を調べ，以下の結論を得た。
⑴ 高速度カメラによる撮影像を二値化することで水滴⑼

径頻度分布の取得を行い，本実験条件では水滴径頻
度分布は指数分布を示すことを確認した。
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