〈一般研究課題〉 発電所等から放出される熱・汚染物質の大気拡散予測に役立つ実験データベースの構築
助 成 研 究 者

豊橋技術科学大学

関下

信正

発電所等から放出される熱・汚染物質の大気拡散予測に役立つ実験データベースの構築
関下 信正（豊橋技術科学大学）

Construction of Experimental Database for Atmospheric
Dispersion Prediction of Heat and Mass Transfer Emitted
from Electric Power Plant
Nobumasa Sekishita(Toyohashi University of Technology)

Abstract：
The present paper aimed to conduct wind tunnel experiments for smoke ejected with a buoyancy
jet in a large-scale turbulence and in a grid turbulence generated by an active turbulence generator.
Smoke structures were observed by a high-speed camera and a laser sheet light and were analyzed
from the vertical profiles of smoke concentration calculated from the motion pictures which weretaken by the camera. The meandering structure of the buoyant jet occurred only in the large-scale
turbulence. The structures of the buoyant jet were divided into 6 modes: (I)bifurcation structurecompletely separated two vortex tubes, (II)bifurcation structure strongly interacted by two closevortices, (III)hairpin-type vortices connected along streamwise distance each other, (IV)coherent
vortices with random arrangement, (V)meandering structure by turbulence eddies and strong
velocity fluctuations and (VI)downwash structure. These structures were depended on jet velocity,
cross flow velocity, buoyance force and turbulence motions. The meandering structure affected on
the rapid expansion of smoke width and the rapid decrease of smoke concentration. In the case of
buoyant jet, the streamwise change of the center of the smoke concentration which obeyed normal
distribution kept lower height in the large-scale turbulence than in the grid turbulence. The smoke－ 117 －

concentration profiles were compared with the Sutton equation and the Pasquill & Gifford
equation. Moreover, a diffusion equation with more accurate prediction was developed based on
Pasquill equation. The experimental database was constructed by using the present data.
１．はじめに2011年3月11日の東日本大震災に伴い福島原発の放射性物質の大気汚染は大変な問題になっておはじめにり、東海地区においても浜岡原発や北陸にある多数の原発等で同種の事故が生じた場合、地域住民
 2011 年 3 月 11 日の東日本大震災に伴い福島原発の放射性物質の大気汚染は大変な問題になっており、の避難のため、正確な放射能汚染物質の大気拡散予測が必要である。また、愛知県内の工場やごみ東海地区においても浜岡原発や北陸にある多数の原発等で同種の事故が生じた場合、地域住民の避難の処理場等の煙突から排出される熱・物質拡散(1)は周辺地域の住民の健康に大きな影響を及ぼすため、ため、正確な放射能汚染物質の大気拡散予測が必要である。また、愛知県内の工場やごみ処理場等の煙煙突の形状、高さなど煙突の設計に役立つ信頼性の高い風洞実験データが望まれている。
突から排出される熱・物質拡散(1)は周辺地域の住民の健康に大きな影響を及ぼすため、煙突の形状、高さ
本研究の目的は、発電所や工場等の煙突から放出される熱・汚染物質の大気拡散の予測のためなど煙突の設計に役立つ信頼性の高い風洞実験データが望まれている。
に、大気環境条件を満足する風洞乱流(大規模乱流)中で煙突から放出される加熱噴流の実験を行
本研究の目的は、発電所や工場等の煙突から放出される熱・汚染物質の大気拡散の予測のために、大い、その特性を解明するとともに、予測手法を確立するとともに、環境評価・予測に役立つ実験
気環境条件を満足する風洞乱流(大規模乱流)中で煙突から放出される加熱噴流の実験を行い、その特性をデータベースを構築することである。
解明するとともに、予測手法を確立するとともに、環境評価・予測に役立つ実験データベースを構築することである。
２． 実験装置・方法

2. 実験装置・方法
本研究では、①大気乱流風洞(測定胴700mm角断面，長さ6m)を用いた大規模乱流中および格子
乱流中の実験、および、②小型吹出し型風洞(測定胴200mm角断面，長さ1m)を用いた格子乱流中
本研究では、①大気乱流風洞(測定胴 700mm 角断面，長さ 6m)を用いた大規模乱流中および格子乱流中の実験、および、②小型吹出し型風洞(測定胴 200mm 角断面，長さ 1m)を用いた格子乱流中と低乱れの流と低乱れの流れ場中の実験を行った。測定胴内に設置した真っ直ぐな煙突(内径di =4mm，風洞①で
do=19mm，
れ場中の実験を行った。測定胴内に設置した真っ直ぐな煙突(内径di =4mm，風洞①では外径は外径do=19mm，測定胴床面からの高さをl =200mm，風洞②ではdo=8mm，l =20mm)から鉛直上方
測定胴床面からの高さを l =200mm，風洞②では do=8mm，l =20mm)から鉛直上方に加熱・非加熱気流を (2)に加熱・非加熱気流を噴出させた(図1)。風洞①では、測定胴直上流に設置した蒔田式乱流発生装置
噴出させた(図 1)。風洞①では、測定胴直上流に設置した蒔田式乱流発生装置(2)(格子間隔 M =35mm)を用(格子間隔M =35mm)を用い、風洞②では乱流格子(M =10mm)を用いた。なお、全ての流れ場の平均
い、風洞②では乱流格子(M =10mm)を用いた。なお、全ての流れ場の平均速度分布は一様である。浮力
速度分布は一様である。浮力噴流の可視化実験では、煙発生装置の煙(オンジナオイル)を煙突噴出
噴流の可視化実験では、煙発生装置の煙(オンジナオイル)を煙突噴出口の上流側から連続的に注入し(図口の上流側から連続的に注入し(図1)、煙突から放出された煙を高速度ビデオカメラで撮影した。
1)、煙突から放出された煙を高速度ビデオカメラで撮影した。
風洞①の大規模乱流中または格子乱流中では、噴流と周囲流体(横風)の温度差をΔθ=0, 100,
 風洞①の大規模乱流中または格子乱流中では、噴流と周囲流体(横風)の温度差をΔθ=0, 100, 200K とし200Kとして、各主流流速U0=0.3, 0.4, 0.6, 0.8, 1.0m/sに対して噴出口流速Uj =0.5, 0.6, 0.8, 1.0, 1.2,て、各主流流速 U0=0.3, 0.4, 0.6, 0.8, 1.0m/s に対して噴出口流速 Uj =0.5, 0.6, 0.8, 1.0, 1.2, 1.4m/s の 180 条件と1.4m/sの180条件とした。風洞②の格子乱流中または低乱れの流れ場中では、② (a)Δθ=0, 60Kでした。風洞②の格子乱流中または低乱れの流れ場中では、② (a)Δθ=0, 60K で各 U0=0.32, 0.35, 0.4, 0.6,
各U0=0.32,
0.35,
0.4,0.6,
0.6,
j =0.5, 0.6, 0.7, 1.0, 1.2m/sの100条件、② (b) U00.7, 0.7m/sに対してU
1.0, 1.2m/s の 100 条件、②(b) U =0.5m/s，U =1.0m/s で、各Δθ=0, 20, 40,
0.7m/sに対して
U =0.5,j0=0.5m/s，U
j =1.0m/sで、各Δθ=0, 20, 40, 60Kの8条件とした。
60Kの 8 条件とした。
turbulence gridU0

test section

dofloor of test
sectionlyxchimney

j

di=4

Uj
chimney
unit:[mm]flow meter

heatersurge tankregulator
dryer
smoke generator

図1

compressor

実験装置

図 1 実験装置
3. 実験結果－ 118 －

噴出口近傍の噴流の挙動は大きく 2 つに分類(図 2(a), (b))でき、図 2 (a)では、煙突近傍の噴流は鉛直上

３．実験結果
噴出口近傍の噴流の挙動は大きく2つに分類(図2(a), (b))でき、図2 (a)では、煙突近傍の噴流は鉛直上方に噴出され、噴流の慣性力と浮力の影響によって、上昇しながら流下する。この噴流構造
方に噴出され、噴流の慣性力と浮力の影響によって、上昇しながら流下する。この噴流構造は、主に、
は、主に、噴出口流速U
j と比較して主流流速U0 が遅い場合に発生した。一方、図2 (b)の場合、煙U が遅い場合に発生した。一方、図 2 (b)の場合、煙突の下流で時計
噴出口流速 U と比較して主流流速j0突の下流で時計回りの旋回渦を形成して、下降しながら流下している(ダウンウォッシュ現象)。こ回りの旋回渦を形成して、下降しながら流下している(ダウンウォッシュ現象)。この現象(b)は、格子乱流の現象(b)は、格子乱流中でUjが遅く、温度差Δθが小さい場合に頻繁に発生した。これは、煙突近中で Uj が遅く、温度差Δθが小さい場合に頻繁に発生した。これは、煙突近傍で剥離して煙突背後に巻傍で剥離して煙突背後に巻き込む渦によって、噴流が煙突の後流に巻き込まれるためであり、主流き込む渦によって、噴流が煙突の後流に巻き込まれるためであり、主流の慣性力に対して噴流の慣性力

および浮力が小さい場合に発生するものと推察される。さらに、大規模乱流中では、格子乱流中と比較の慣性力に対して噴流の慣性力および浮力が小さい場合に発生するものと推察される。さらに、大して Uj が遅く、Δθが大きい場合にも現象(b)が生じた。この条件では、噴流が蛇行しながら流下して煙規模乱流中では、格子乱流中と比較してUj が遅く、Δθが大きい場合にも現象(b)が生じた。この突後流に噴流が回り込むためである。
条件では、噴流が蛇行しながら流下して煙突後流に噴流が回り込むためである。

75

U0=0.6m/s, Uj=1.4m/s
Δθ=100K, grid turbulence75

U0

U0=1.0m/s, Uj=0.5m/s
Δθ=0K, grid turbulence
U050

y / diy / di

50

25

25

0

0
0

25

x / di50

025x / di50

図2

図 2煙突近傍の煙の構造
煙突近傍の煙の構造

煙突からある程度離れた下流域での噴流構造について考察する(図3)。噴出口近傍で形成された秩序構造(ヘアピン型秩序構造、渦管など)が流下するが、低乱れの流れ場中の場合、実験条件(U 煙突からある程度離れた下流域での噴流構造について考察する(図 3)。噴出口近傍で形成された秩序構0,
U造(ヘアピン型秩序構造、渦管など)が流下するが、低乱れの流れ場中の場合、実験条件(Uj, Δθ)によって噴流構造はモードⅠ～Ⅲに分類される。モードⅠでは、2つの渦管が発生し、そ0, Uj, Δθ)によって噴流構造はモードⅠ～Ⅲに分類される。モードⅠでは、2 つの渦管が発生し、それらが完全に分離しれらが完全に分離したバイファケーション構造になる。モードⅡでは、干渉する2つの渦管で構成たバイファケーション構造になる。モードⅡでは、干渉する 2 つの渦管で構成され、その断面が逆ハーされ、その断面が逆ハート型のバイファケーション構造になる。モードⅢでは、多数のヘアピン型
ト型のバイファケーション構造になる。モードⅢでは、多数のヘアピン型秩序構造が連なった構造にな秩序構造が連なった構造になる。モードⅠは加熱噴流のみにおいて主流流速U0および噴出口流速Uj
および噴出口流速
Uの遅い場合に、
モードⅡはモードる。
モードⅠは加熱噴流のみにおいて主流流速U0jの遅い場合に、モードⅡはモードⅠとⅢの遷移過程で、モードⅢは温度差Δθが小さく、主流流速
ⅠとⅢの遷移過程で、モードⅢは温度差Δθが小さく、主流流速 U0 の速い場合に発生した。
U0の速い場合に発生した。
 格子乱流中の噴流構造は、図 3 に示す 5 種類(モードⅠ～Ⅳ, Ⅵ)に分類される。モードⅣでは、発達し格子乱流中の噴流構造は、図3に示す5種類(モードⅠ～Ⅳ, Ⅵ)に分類される。モードⅣでは、発た秩序構造(coherent vortex)と乱流渦(turbulent eddy)が混在し、格子乱流中で温度差Δθが大きい場合に発達した秩序構造(coherent vortex)と乱流渦(turbulent eddy)が混在し、格子乱流中で温度差Δθが大生した。モードⅥでは、噴出口近傍のダウンウォッシュ現象(図 2 (b))によって噴流が煙突後流に巻き込ま
きい場合に発生した。モードⅥでは、噴出口近傍のダウンウォッシュ現象(図2 (b))によって噴流がれ、さらに下流では下降しながら流下する。大規模乱流中の噴流構造は、2 種類(モードⅤ, Ⅵ)に分類で煙突後流に巻き込まれ、さらに下流では下降しながら流下する。大規模乱流中の噴流構造は、2種
き、モードⅤでは、乱流渦で構成される噴流が大きく蛇行しながら流下する構造であり、大規模乱流中類(モードⅤ, Ⅵ)に分類でき、モードⅤでは、乱流渦で構成される噴流が大きく蛇行しながら流下
で主流流速 U0 が遅く、噴出口流速 Uj が速い場合に発生した。これらのモードの発生パターンは各実験条する構造であり、大規模乱流中で主流流速U0が遅く、噴出口流速Ujが速い場合に発生した。これら件(U , U , Δθ, 主流の乱れ u /U )で整理でき、加熱および非加熱噴流の構造(モード)は、主流と噴流、
0

j

rms

0

のモードの発生パターンは各実験条件(U0, Uj, Δθ, 主流の乱れurms/U0)で整理でき、加熱および非加浮力、乱流運動の相互作用によって変化することが考えられる。
熱噴流の構造(モード)は、主流と噴流、浮力、乱流運動の相互作用によって変化することが考えられる。

－ 119 －

modeⅠ(U0=0.4m/s, Uj=0.8m/s, Δθ=100K, grid turbulence) modeⅡ(U0=0.3m/s, Uj=1.4m/s, Δθ=100K, grid turbulence) modeⅢ(U0=0.3m/s, Uj=1.0m/s, Δθ=0K, grid turbulence)

modeⅣ(U0=0.4m/s, Uj=0.6m/s, Δθ=200K, grid turbulence) modeⅤ(U0=0.6m/s, Uj=1.0m/s, Δθ=200K, large-scale turb.) modeⅥ(U0=1.0m/s, Uj=0.5m/s, Δθ=0K, grid turb.)

図1

ASKコヒーレント状態（M=14の場合）

図3

煙の構造

図 3 煙の構造
表1

Δθ [K]
Δθ0 [K]

Uc
Uc
0.427

Uc /U0
Uc/U0
0.854

0
20

0.427
0.391

20
40

秩序渦構造の特性

表 1
(a)grid秩序渦構造の特性
turbulence flow(a)L/D
grid turbulence
λ flow/D

fv [1/s]
f17.0
v [1/s]

St
St
0.136

Mode
Mode
III

17.0
13.4

0.136
0.107

III
III

0.854
0.782

L/D
19.4
19.4
17.6

λ/D
6.26
6.26
7.31

0.391
0.378

0.782
0.756

17.6
14.3

7.31
8.32

13.4
11.4

0.107
0.091

III
III

40
60

0.378
0.375

0.756
0.750

14.3
12.8

8.32
6.67

11.4
14.0

0.091
0.112

II,IIIIII

60

0.375

0.112

II, IIIΔθ [K]
Δθ0 [K]

Uc
U
c
0.434
0.434
0.433

0.750
12.8
6.67
14.0
(b) flow with low turbulence intensity
intensityf
Uc /U0 (b) flow with
L/Dlow turbulence
λ /Dv [1/s]
U
/U
L/D
f
λ
/D
c 0
v [1/s]
0.868
22.9
7.42
14.6

St
St
0.117
0.117
0.123

Mode
Mode
III

0
20
20
40
40
60

0.433
0.430
0.430
0.423

0.868
0.866
0.866
0.860

22.9
20.7
20.7
19.1

7.42
7.04
7.04
3.41

14.6
15.4
15.4
31.6

0.860
0.846

19.1
16.0

3.41
3.23

31.6
32.8

0.123
0.253
0.253
0.262

III
III
III
III
II,IIIIII

60
0.423
0.846
16.0
3.23
32.8
0.262
II, III
噴出口近傍で形成されたヘアピン型構造や渦管などの秩序構造(図3)の軌跡を読み取り、秩序構
造の形成領域の流れ方向長さL、秩序構造の移動速度Uc、秩序構造の波長λ 、秩序構造の発生周波 噴出口近傍で形成されたヘアピン型構造や渦管などの秩序構造(図3)の軌跡を読み取り、秩序構造の形
fv、ストローハル数Stを各実験条件について算出し、風洞②で得られた結果を表1(a)に示す。格数成領域の流れ方向長さ
L、秩序構造の移動速度 Uc、秩序構造の波長λ、秩序構造の発生周波数 fv、ストロ
子乱流中の場合、Δθ=60Kを除いてΔθが大きいほど、流れ方向に並ぶ秩序構造同士の波長λは大ーハル数 St を各実験条件について算出し、風洞②で得られた結果を表1(a)に示す。格子乱流中の場合、きく、ストローハル数Stは小さくなる。なお、
Δθ=60Kの傾向が異なっている理由は、噴流構造がΔθ=60K を除いてΔθが大きいほど、流れ方向に並ぶ秩序構造同士の波長λは大きく、ストローハル数

St は小さくなる。なお、Δθ=60K の傾向が異なっている理由は、噴流構造がモードⅡとⅢで混在していモードⅡとⅢで混在しているためである。一方、低乱れの流れ場中(表1(b))では、温度差
Δθが大

λは短
るためである。一方、低乱れの流れ場中(表 1(b))では、温度差Δθが大きいほど、秩序構造の波長fvがより大きくなった結果、ス
きいほど、秩序構造の波長λは短くなるが、秩序構造の発生周波数
くなるが、秩序構造の発生周波数
fv がより大きくなった結果、ストローハル数 St も増大する。Δθ=20K
トローハル数Stも増大する。
Δθ=20Kから40Kになると噴流構造はモードⅢからモードⅡとⅢの混から 40K になると噴流構造はモードⅢからモードⅡとⅢの混在へと遷移するため、St は急激に大きくな在へと遷移するため、Stは急激に大きくなり、噴流の上昇が顕著になった。このように格子乱流中
り、噴流の上昇が顕著になった。このように格子乱流中と低乱れの流れ場中では、温度差Δθに対すると低乱れの流れ場中では、温度差Δθに対するストローハル数Stの傾向に相違がみられた。また、
低乱れの流れ場中と比較して、格子乱流中で秩序構造の形成領域の流れ方向長さLは短くなっている。以上のことから、乱流格子による乱れが渦形成の過程に影響を与えたものと考えられる。
次に、煙の鉛直方向濃度分布について説明する。本研究では、高速度カメラで撮影した可視化動－ 120 －

ストローハル数 St の傾向に相違がみられた。また、低乱れの流れ場中と比較して、 格子乱流中で秩序構
ストローハル数 St の傾向に相違がみられた。また、低乱れの流れ場中と比較して、 格子乱流中で秩序構
ストローハル数
St の傾向に相違がみられた。また、低乱れの流れ場中と比較して、
格子乱流中で秩序構
造の形成領域の流れ方向長さ
L は短くなっている。以上のことから、乱流格子による乱れが渦形成の過造の形成領域の流れ方向長さ L は短くなっている。以上のことから、乱流格子による乱れが渦形成の過画には、各ピクセルの輝度値について0～255までの256階調の情報があるので、この輝度値を煙の造の形成領域の流れ方向長さ
L は短くなっている。以上のことから、乱流格子による乱れが渦形成の過程に影響を与えたものと考えられる。
程に影響を与えたものと考えられる。
濃度と仮定する。このようにして求めた輝度値から時間平均した煙の濃度分布、軌道、拡散幅を算程に影響を与えたものと考えられる。
 次に、煙の鉛直方向濃度分布について説明する。本研究では、高速度カメラで撮影した可視化動画に
 次に、煙の鉛直方向濃度分布について説明する。本研究では、高速度カメラで撮影した可視化動画に
は、各ピクセルの輝度値について
次に、煙の鉛直方向濃度分布について説明する。本研究では、高速度カメラで撮影した可視化動画に
0～255 までの 256 階調の情報があるので、この輝度値を煙の濃度と仮出した。図4は、各鉛直方向断面での煙の濃度分布を表しており、横軸は無次元化した濃度、縦軸は、各ピクセルの輝度値について 0～255 までの 256 階調の情報があるので、この輝度値を煙の濃度と仮は、各ピクセルの輝度値について
0～255 までの 256 階調の情報があるので、この輝度値を煙の濃度と仮定する。このようにして求めた輝度値から時間平均した煙の濃度分布、軌道、拡散幅を算出した。図4はy方向の無次元長さである。さらに、この煙の濃度分布が正規分布に従うと仮定し、濃度分布か定する。このようにして求めた輝度値から時間平均した煙の濃度分布、軌道、拡散幅を算出した。図 4定する。このようにして求めた輝度値から時間平均した煙の濃度分布、軌道、拡散幅を算出した。図4は、各鉛直方向断面での煙の濃度分布を表しており、横軸は無次元化した濃度、縦軸は y 方向の無次元ら閾値を超える最大高さと最小高さを読み取り、これらの高さから得られる幅を、拡散幅の標準偏は、各鉛直方向断面での煙の濃度分布を表しており、横軸は無次元化した濃度、縦軸は y 方向の無次元は、各鉛直方向断面での煙の濃度分布を表しており、横軸は無次元化した濃度、縦軸はy 方向の無次元
長さである。さらに、この煙の濃度分布が正規分布に従うと仮定し、濃度分布から閾値を超える最大高差σyの6倍であると仮定し、煙の拡散幅を算出した。この拡散幅の下流方向変化を図5に示す。下長さである。さらに、この煙の濃度分布が正規分布に従うと仮定し、濃度分布から閾値を超える最大高長さである。さらに、この煙の濃度分布が正規分布に従うと仮定し、濃度分布から閾値を超える最大高
さと最小高さを読み取り、これらの高さから得られる幅を、拡散幅の標準偏差σy の 6 倍であると仮定し、流ほど、拡散幅は拡がっており、格子乱流中と比較して、大規模乱流中では、強い乱れ強度と大きさと最小高さを読み取り、これらの高さから得られる幅を、拡散幅の標準偏差σy の 6 倍であると仮定し、
σy の 6 倍であると仮定し、さと最小高さを読み取り、これらの高さから得られる幅を、煙の拡散幅を算出した。この拡散幅の下流方向変化を図5拡散幅の標準偏差に示す。下流ほど、拡散幅は拡がっており、煙の拡散幅を算出した。この拡散幅の下流方向変化を図 5 に示す。下流ほど、拡散幅は拡がっており、な乱流渦の作用によって、下流方向への拡散幅の拡がりはより大きくなっている。大規模乱流中で煙の拡散幅を算出した。この拡散幅の下流方向変化を図5 に示す。下流ほど、拡散幅は拡がっており、
格子乱流中と比較して、大規模乱流中では、強い乱れ強度と大きな乱流渦の作用によって、下流方向へ
格子乱流中と比較して、大規模乱流中では、強い乱れ強度と大きな乱流渦の作用によって、下流方向へ
は、乱流渦の作用に伴って、図3モードVに示すように噴流が蛇行しながら流下し、この蛇行現象
格子乱流中と比較して、大規模乱流中では、強い乱れ強度と大きな乱流渦の作用によって、下流方向への拡散幅の拡がりはより大きくなっている。大規模乱流中では、乱流渦の作用に伴って、図 3 モード Vの拡散幅の拡がりはより大きくなっている。大規模乱流中では、乱流渦の作用に伴って、図 3 モード V
により拡散幅は増大している。このような噴流の蛇行現象は、実際の煙突において多く発生し、大の拡散幅の拡がりはより大きくなっている。大規模乱流中では、乱流渦の作用に伴って、図3 モード Vに示すように噴流が蛇行しながら流下し、この蛇行現象により拡散幅は増大している。このような噴流に示すように噴流が蛇行しながら流下し、この蛇行現象により拡散幅は増大している。このような噴流
規模乱流中は、一般の風洞では実現できない、大気乱流により近い流れ場を再現している。また、に示すように噴流が蛇行しながら流下し、この蛇行現象により拡散幅は増大している。このような噴流の蛇行現象は、実際の煙突において多く発生し、大規模乱流中は、一般の風洞では実現できない、大気の蛇行現象は、実際の煙突において多く発生し、大規模乱流中は、一般の風洞では実現できない、大気上述した濃度分布から閾値を超える最大高さと最小高さの中間点を煙の中心として算出し、各下流の蛇行現象は、実際の煙突において多く発生し、大規模乱流中は、一般の風洞では実現できない、大気乱流により近い流れ場を再現している。また、上述した濃度分布から閾値を超える最大高さと最小高さ
乱流により近い流れ場を再現している。また、上述した濃度分布から閾値を超える最大高さと最小高さ方向断面での煙の中心を読み取り、これを流れ方向につないだ軌跡を煙の中心軌道とした。温度差
乱流により近い流れ場を再現している。また、上述した濃度分布から閾値を超える最大高さと最小高さの中間点を煙の中心として算出し、各下流方向断面での煙の中心を読み取り、これを流れ方向につないの中間点を煙の中心として算出し、各下流方向断面での煙の中心を読み取り、これを流れ方向につないΔθが大きいほど、浮力の影響により煙は上昇しており、その上昇率は大規模乱流中と比較して、の中間点を煙の中心として算出し、各下流方向断面での煙の中心を読み取り、これを流れ方向につないだ軌跡を煙の中心軌道とした。温度差Δθが大きいほど、浮力の影響により煙は上昇しており、その上だ軌跡を煙の中心軌道とした。温度差Δθが大きいほど、浮力の影響により煙は上昇しており、その上
格子乱流中の方がより高くなった。
Δθが大きいほど、浮力の影響により煙は上昇しており、その上だ軌跡を煙の中心軌道とした。温度差
昇率は大規模乱流中と比較して、格子乱流中の方がより高くなった。
昇率は大規模乱流中と比較して、格子乱流中の方がより高くなった。
図5で示した煙の拡散幅について風洞実験結果とモデル式を使用した推定結果とを比較する。一
昇率は大規模乱流中と比較して、格子乱流中の方がより高くなった。
 図
図 55 で示した煙の拡散幅について風洞実験結果とモデル式を使用した推定結果とを比較する。一般的
で示した煙の拡散幅について風洞実験結果とモデル式を使用した推定結果とを比較する。一般的(3)
般的な環境評価に使用されている、Suttonの式
な環境評価に使用されている、Sutton
図 5 で示した煙の拡散幅について風洞実験結果とモデル式を使用した推定結果とを比較する。一般的の式(3)な環境評価に使用されている、Sutton の式(3)な環境評価に使用されている、Suttonの式(3)C y  11 nn2 


C


x
y
2
 yy  C2 x1 n  y  2y x (3) 2 
2(3)および、Pasquill& Gifford の式
および、Pasquill& Giffordの式
および、Pasquill& Gifford の式(3) y  の式x y(3)
および、Pasquill & Gifford
 y   yy x y y   yx yに基づいて拡散幅を推定した。計算には、大気安定度を中立と仮定して、次の係数に基づいて拡散幅を推定した。計算には、大気安定度を中立と仮定して、次の係数に基づいて拡散幅を推定した。計算には、大気安定度を中立と仮定して、次の係数に基づいて拡散幅を推定した。計算には、大気安定度を中立と仮定して、次の係数
Cy=0.07, n=0.25
Cy=0.07, n=0.25=0.07, n=0.25
C
α =0.826
γyy=0.1046,
γy=0.1046, αyy=0.826
γy=0.1046, αy=0.826を使用した。図5(a),の式からを使用した。図(b)中、点線が風洞実験の結果、実線がSuttonの式およびPasquill
5(a), (b)中、点線が風洞実験の結果、実線が(b)中、点線が風洞実験の結果、実線が Sutton
Sutton の式およびの式および Pasquill
Pasquill &&&Gifford
Giffordの式からを使用した。図5(a),Giffordを使用した。図5(a), (b)中、点線が風洞実験の結果、実線がSutton の式および Pasquill & Gifford の式から求めた推定結果である。Suttonの式は大規模乱流中での実験結果と比較的近い値を示している。この求めた推定結果である。Sutton の式は大規模乱流中での実験結果と比較的近い値を示している。このの式から求めた推定結果である。Suttonの式は大規模乱流中での実験結果と比較的近い値を示して求めた推定結果である。Suttonの式は大規模乱流中での実験結果と比較的近い値を示している。このSutton の式は野外実験で得られた係数を使用している経験式であり、Pasquill& Giffordの式と比較して、の式は野外実験で得られた係数を使用している経験式であり、Pasquillの式と比較して、い る。 こSuttonのSuttonの式 は 野 外 実 験 で 得 ら れ た 係 数 を 使 用 し て い る 経 験 式 で&あGifford
り、Pasquill&
Suttonの式は野外実験で得られた係数を使用している経験式であり、Pasquill& Giffordの式と比較して、より精度の高い拡散予測が可能であると考えられる。
そこで、
Suttonの式を用いて、
本実験結果によりフより精度の高い拡散予測が可能であると考えられる。そこで、Sutton の式を用いて、本実験結果によりフGiffordの式と比較して、より精度の高い拡散予測が可能であると考えられる。そこで、Suttonのより精度の高い拡散予測が可能であると考えられる。
そこで、
Sutton の式を用いて、本実験結果によりフn を求めた。その結果が表2 であり、本研究で得られたより正確な係数を用ィッティングする係数ィッティングする係数 C
Cyy とと n を求めた。その結果が表 2 であり、本研究で得られたより正確な係数を用式を用いて、本実験結果によりフィッティングする係数Cとnを求めた。その結果が表2であり、本y2 であり、本研究で得られたより正確な係数を用ィッティングする係数
Cy と n を求めた。その結果が表いて推定した拡散幅と風洞実験の結果を図5(c)に示す。
最適な係数を決定することで実験結果とよく一致いて推定した拡散幅と風洞実験の結果を図5(c)に示す。最適な係数を決定することで実験結果とよく一致研究で得られたより正確な係数を用いて推定した拡散幅と風洞実験の結果を図5(c)に示す。最適ないて推定した拡散幅と風洞実験の結果を図5(c)に示す。最適な係数を決定することで実験結果とよく一致していることが分かる。
していることが分かる。
係数を決定することで実験結果とよく一致していることが分かる。
していることが分かる。
 最後に、煙の濃度分布について、風洞実験結果とモデル式を使用した推定結果を比較する。煙の濃度
 最後に、煙の濃度分布について、風洞実験結果とモデル式を使用した推定結果を比較する。煙の濃度(3)
最後に、煙の濃度分布について、風洞実験結果とモデル式を使用した推定結果を比較する。煙の分布の推定には、プルーム式
最後に、煙の濃度分布について、風洞実験結果とモデル式を使用した推定結果を比較する。煙の濃度分布の推定には、プルーム式(3)(3)
濃度分布の推定には、プルーム式
Qv
分布の推定には、プルーム式(3)Q
c ( x, y , z )  f  y   f z c( x, y, z )  2 yv zU 0  f  y   f z Qv zU 02yc ( x, y , z )  f  y   f z 
2 y zU 0

－ 121 －

を使用した。ここで、拡散幅の推定について、表2に示す係数を使用し、煙の高さについて、濃度分布から求めた煙の中心軌道を用いた。図4の実線がその推定結果であり、推定結果と風洞実験結果とよく一致していることがわかる。すなわち、各条件に適した拡散幅と軌道を予測することによって、より高精度で安易な拡散予測が可能である。

grid turb.,

large-scal trub.,

modeⅡ

図4

(a) grid turb.,

煙の鉛直方向濃度分布

modeⅡ
modeⅢ

(b) large-scal trub., modeⅤ(c) large-scal trub., Δθ =0K, modeⅤΔθ = 0K
Δθ = 100K
Δθ = 200K
SuttonP. & G.

experiment
Sutton (original)
Sutton (modification)

図5

σy /diσy /diσy /diΔθ = 0K
Δθ = 100K
Δθ = 200K
SuttonP. & G.

modeⅤ

煙の拡散幅の流れ方向変化

表2

Suttonの式の係数

grid turbulencelarge-scale turbulenceΔθ [K]Cyn

Δθ [K]

Cy

n00.01751.2

00.04200.65

1000.01901.1

1000.05150.68

2000.02600.9

2000.06300.71

４．まとめ
熱・汚染物質の大気拡散の予測に役立つ実験データを得るために、一様流中で鉛直上方に噴出す－ 122 －

る加熱・非加熱噴流の風洞実験を行った結果、以下の結論を得た。
(1)煙突の噴出口近傍では、①上昇しながら流下する噴流構造、または、②煙突の直下流で形成された旋回渦によって下降 (ダウンウォッシュ)する噴流構造になる。構造①は、主流流速U0が遅い場合に発生した。構造②は、格子乱流中で噴出口流速Ujが遅く、温度差Δθが小さい場
合、または、大規模乱流中で乱流渦の作用に伴ってUjが遅く、Δθが大きい場合に発生した。
(2)下流域では、実験条件(U0, Uj, Δθ, 主流乱れurms/U0)によって次の6種類の噴流構造が形成された。モードⅠでは、2つの渦管が完全に分離したバイファケーション構造になる。モードⅡでは、干渉する2つの渦管で構成されたバイファケーション構造になる。モードⅢでは、多数のヘアピン型秩序構造が連なった構造になる。モードⅣでは、発達した秩序構造と乱流渦が混在する構造になる。モードⅤでは、乱流渦で構成される噴流が大きく蛇行しながら流下する構造になる。モードⅥでは、噴出口近傍のダウンウォッシュによって煙突後流に巻き込まれた噴流が下降しながら流下する。
(3)噴出口近傍で形成される秩序構造の特性を解析した結果、温度差Δθに対するストローハル数
Stの傾向について格子乱流中と低乱れの流れ場中で相違がみられた。また、低乱れの流れ場
中と比較して、格子乱流中での秩序構造の形成領域の流れ方向長さLは短くなる。
(4)煙を可視化した動画の輝度値から煙の濃度を算出し、時間平均した煙の濃度分布、中心軌道、拡散幅を算出した結果、ダウンウォッシュ発生時を除いて、大部分の鉛直方向の濃度分布は正規分布に従い、最大濃度は下流ほど減少し、拡散幅は下流ほど拡がる。格子乱流中と比較して、大規模乱流中では、乱流運動の作用によって流れ方向への最大濃度の減少率および拡
散幅の拡がりはより大きくなった。
(5)Suttonの式およびPasquill & Giffordの式と比較した結果、拡散幅の下流方向変化はべき乗則に従う。拡散幅を予測するSuttonの式、および、煙の濃度分布を予測するPasquill式を改良し、より正確な予測を可能にするとともに、実験結果に基づいたデータベースを構築した。
なお、本研究成果は、2013年6月16日～6月20日にポルトガル上級技術研究所(リスボン)で開催された8th World Congress on Experimental Heat Transfer, Fluid Mechanics and Thermodynamics(第8回実験熱輸送、流体工学、熱力学に関する世界会議)で発表された。
参考文献(1)Huang,R.F. &Hsieh,R.H., Exp. Thermal Fluid Science, Vol.27 (2002), 77-86.
(2)Makita,H., Fluid Dynamic Research., (8), (1991), 53.
(3) Pasquill, F. & Smith,F.B, Atmospheric Diffusio, (1983).

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