267

狭隘流路における伝熱モデルの改良
Improvement of Heat Transfer Models for Gap Cooling長江＊ 岡野
尚史（Takashi Nagae）＊ 村瀬
行光（Yukimitsu Okano）＊
道雄（Michio Murase）

要約 米国スリーマイル島原子力発電所２号機（TMI-2）の事故では，高温の炉心溶融物（デブリ）が原子炉容器（reactor pressure vessel : RPV）の底部に落下したが，デブリと RPV との間の微小な狭隘流路に侵入した冷却水により，RPV は急激に冷却され健全性が維持されたと推定されている．
本研究では，シビアアクシデント時の RPV の健全性評価を行うため，既存の実験データを用いて狭隘流路での伝熱モデルを開発した．しかし，開発した気液対向流制限（countercurrent flow
limitation : CCFL）相関式と沸騰熱流束相関式の高過熱度での適用性は明らかでないため，大学との共同研究として実施した高過熱度からの狭隘流路におけるクエンチ実験データを用い，開発した相関式の適用性を確認した．CCFL 特性は準定常加熱実験と非定常クエンチ実験でも顕著な相違がなく，片面加熱と両面加熱でも顕著な相違がないことを明らかにした．両面加熱の場合，核沸騰熱流束は片面加熱の場合より低く流路幅が狭くなるほど低下するため，沸騰熱流束相関式を
改良した．
キーワード

狭隘流路，シビアアクシデント，気液対向流制限，局所沸騰熱流束，クエンチ実験

Abstract
In the TMI-2 accident, high temperature core debris drained into the reactor pressure
vessel (RPV) lower plenum, but the RPV inner surface cooled down rapidly and so the vessel integrity waspreserved. Investigation of the TMI-2 accident showed that water penetrated into narrow gap between the RPVwall and the debris crust, resulting in heat removal by boiling from the outer surface of the debris and the innersurface of the RPV wall. In this study, heat transfer model for narrow gap was developed using existing
experimental data to evaluate the RPV integrity in a severe accident in a light water reactor. The applicabilityof the empirical correlations of countercurrent flow limitation and local boiling heat flux to high superheat
condition was clarified by using the data of quenching experiments, which were performed in cooperation
with universities. There was no significant difference in CCFL characteristics between quasi-steady state andquenching experiments and between one-side heated and both-side heated conditions. Nucleate boiling heat
flux in both-side heated condition was lower than that in one-side heated and decreased when the gap size waslow. The new empirical correlation for nucleate boiling heat flux was derived.
Keywords

narrow gap, severe accident, countercurrent flow limitation (CCFL), local boiling heat flux, quenchingexperiment

1.

序

論

伝熱モデルには，門出らの下端開放系での実験に基(2)

米国スリーマイル島原子力発電所２号機（TMI-2）

づく限界熱流束（critical heat flux : CHF）の評価式の事故では，炉心物質の約 45％（62 トン）が溶融し，が使用される場合があるが，下端閉塞系の RPV 底部

この内約 20 トンが下部プレナムに落下した．しかし，狭隘流路における冷却への適用性は十分検討されてこの 高 温 の 炉 心 溶 融 物 （ デ ブ リ ） と 原 子 炉 容 器

いない．下端を閉塞した狭隘流路での実験は，その（reactor pressure vessel : RPV）との間の微小な狭隘流

多くが低過熱度の準定常加熱状態における CHF を測路に侵入した冷却水により，RPV は急激に冷却され定しているため(1)(3)〜(10)，過熱度の影響が明らかでなく，．そこで高温の RPV の冷却への適用性も不明である．一方，

RPV の健全性評価を行うためには，デブリと RPV と高過熱度からの冷却実験は極めて少なく，Henry andの間に形成された狭隘流路における伝熱モデルが必Hammersley

要となる．

600K からのクエンチ実験を行っているが，熱流束変健全性が維持されたと推定されている＊ （株）原子力安全システム研究所 技術システム研究所(11)は流路幅 2mm の垂直環状流路で過熱度

268

添

化は報告されていない．
本研究では，デブリと RPV 底部の間に形成される狭隘流路での伝熱流動現象を精度よく予測するため，伝熱面での熱流束と流路での気液対向流制限: 流路面積
: 液相



: 膜沸騰

（countercurrent flow limitation : CCFL）を評価し，過熱: 気相度の影響を明らかにすることを目的とした．これま: 伝熱面でに，CHF データ(3)〜(10)に基づいてギャップへの流入水量を計算するための CCFL 相関式を導出するとともに(12)〜(14)，Henry and Hammersley(11)のクエンチ実験に基づき沸騰熱流束の相関式を導出した．しかし，

字






: 核沸騰
: 遷移沸騰
: 片面加熱: 両面加熱高過熱度に対するこれらの相関式の適用性は十分には検証されておらず，過熱度の影響を明らかにする

狭隘流路での伝熱モデル2.

必要があるため，工学院大学及び京都大学と共同研究として狭隘流路における高過熱度からのクエンチ
実験(15),(16)を行った．

本研究で対象とする狭隘流路での伝熱状況を図１に，過熱度と熱流束の関係を図２に示す．表面が固化し

本報告では，これらクエンチ実験データを用いて，た高温のデブリと RPV 底部との間に狭隘流路が形成

高過熱度に対する CCFL 相関式と沸騰熱流束相関式

され，デブリの上方には十分な量の冷却水が存在すの適用性を確認するとともに，相関式の一部を改良る場合を対象としている．

した．

デブリ表面での伝熱により狭隘流路内の冷却水が沸騰し，蒸気は狭隘流路上端から流出する．冷却水
記





*

号

は蒸気の上昇流に対向して狭隘流路内に流入し気液

2: 面積 (m )対向流状態となる．蒸気の上昇流速が高くなると，: CCFL 定数 (-)

気液界面に作用する応力が大きくなり，水の落下流: 定圧比熱 (kJ/kg・K)

速が制限され，いわゆる CCFL が生じる．そこで本: 水力等価直径 (m)研究では，図１の①に示される流路上端での CCFL

: 無次元水力等価直径 (=   )で支配される平均 CHF と，図１の②に示される伝熱2: 重力加速度 (m/s )面での熱流束を区分して扱い，CCFL 相関式と沸騰熱: 流路高さ (m)流束相関式を導出した．

: 蒸発潜熱 (kJ/kg)

準定常状態を仮定すると，狭隘流路上端での時間: 見かけ流速 (m/s)

 *

平均の蒸気流出量と冷却水流入量は等しい．

: 無次元流速（=  [ρ /gσ(ρ -ρ )]: 代表長さ (m)1/4）

を表す．また，加熱面からの伝熱量とギャップ上端: ラプラス定数 (m)（= {σ/g (ρ -ρ )}






 =ρ (1)
ここで，添え字  は蒸気，液体を， は流路断面
ρ

2

1/2

: ヌセルト数 (-): 圧力 (Pa): プラントル数 (-)
2: 熱流束 (kW/m )から流出する蒸気の潜熱は等しい．
）

    (2)= ρ  式 (2) において，は全伝熱面での平均熱流束である．
ここで，添え字

は加熱面を表す．

図１に示すようにデブリ表面と RPV 内表面で温度Δ 

: 過熱度 (K)と熱流束が異なる場合には，その相違を考慮する必λ: 熱伝導率 (kW/m・K)

要がある．伝熱面平均の限界熱流束（平均 CHF）は，

η: 粘性率 (Pa ･s)

CCFL で流入水量が制限される状態での平均熱流束ν2: 動粘性 (m /s)
3 として，CCFL 相関式から蒸気の見かけ流速 をρ: 密度 (kg/m )求め，算出することができる．この平均 CHF は，σ: 表面張力 (N/m)

CCFL 支配であることから，伝熱面の過熱度によらず

269

化のため " = 1 とした．式 (1)，(2) と式 (3)，(4) から，使用される．
しかし，図２に示すように，伝熱様式によっては，全伝熱面に対する平均 CHF は次のように表せる．

では，伝熱面上で膜沸騰，遷移沸騰，核沸騰，自然 =  (  )2 1/4
= ρ  [gσ(ρ -ρ )/ρ ] ( / ) = [ / {1+(ρ /ρ ) 1/4}]2

対流伝熱が同時に発生する場合があり，過熱度によ狭隘流路における流動様式は，図 3 のように考え

伝熱面での熱流束が CCFL で支配される平均 CHF より低くなる場合がある．また，高温からの冷却過程

る CHF データ

qcs

CCFLで支配される
平均C HF(3)〜(10)は片面加熱実験であり，図３ (1)のように非加熱面側を冷却水が侵入し，加熱面側で発生した蒸気により上部ほどボイド率が高くなることが観察されている．これら CHF データより，層状Acs

分離流では =1.2とした

水

(14)

．

=1.2 （層状分離流）

デブリ
伝熱面での
熱流束

(7)
(11)

一方，Henry and Hammersley

Jf
2の高過熱度からのクエンチ実験では，加熱部が局部的に急冷されているこqHとから，図３ (2)のように冷却水が部分的に流入して

AH
RPV

'



非加熱面

加熱面
δ

図1 RPV下部における伝熱

低過熱度

熱
流
束

加熱面

加熱面

高過熱度

核沸騰

遷移沸騰
平均CHF



膜沸騰

（1）層状分離流（2）液部分流入

加熱面or非加熱面
過熱度△

加熱面or非加熱面

図2 過熱度と熱流束の関係

2.1

CCFL 相関式

Wallis(17)は気相流速と液相流速の関係式を表している．この Wallis の CCFL 相関式に，Kutateladze

(18)

の無

次元流速を適用すると，次式で表すことができる．

! " ( )1/2    "  
(3)
2
1/4
(4)
   [ρ  σ(ρ #ρ )]   $
" と は実験定数で，* は無次元流速である．簡単
( )

1/2

(6)

ることができる．低過熱度の準定常加熱状態におけらず平均 CHF で一律に扱うことはできない．

1(5)（3）環状流（' : 流路長さ，
δ : 流路幅， : ピッチ）

図3 流動様式の概念

270いると予想される．このクエンチ実験データより平
均熱流束を求め，液部分流入では  =2.1とした

=2.1 （液部分流入）(14)

高過熱度からのクエンチ実験

3.

．

(8)

高過熱度に対する CCFL 相関式と沸騰熱流束相関式 (3)〜(7)は低過熱度の準定常加熱実験に基づいて式の適用性は，工学院大学及び京都大学との共同研(15),(16)データを用いて評価いるため，高過熱度からのクエンチ実験データを評究で実施したクエンチ実験

価し，高過熱度への適用性を確認する必要がある．

した．ここでは，行われたクエンチ実験の概要について説明する．

2.2

沸騰熱流束相関式

工学院大学と共同で実施したクエンチ実験の試験
部(15)を図４に示す．片面加熱実験では，SUS303 円筒

高温からの冷却過程では，沸騰様式は伝熱面の過の内部に耐熱ガラス管が挿入され，環状狭隘流路が熱度に依存し，図２に示すように膜沸騰，遷移沸騰，形成された．試験部の条件を表１に示す．伝熱面は核沸騰，自然対流伝熱に変化する．低過熱度での核SUS303 円筒の外周に巻かれたシースヒータにより加沸騰熱流束の相関式は，プール核沸騰と類似してい熱される．SUS303 円筒の外部から内表面 2mm の位ることから Kutateladze によるプール核沸騰の評価式

置まであけられた孔に熱電対をとりつけ試験部温度(18)と同じ式を使用し，低過熱度の準定常加熱状態における実験データ(3),(4),(8)から係数と指数を決定した．

 = ( /Δ) ( /λ )%%=  (λ Δ /ρ  ν ) ( /σ)= {σ/ (ρ -ρ )}が測定された（上端より TC1 : 17mm，TC2 : 42mm，
TC3 : 67mm，TC4 : 92mm，TC5 : 117mm，TC6 : 142mm，
TC7 : 167mm，TC8 : 192mm）．両面加熱実験では，

1/2

(9)

内管をガラス管から SUS303 円筒に変更し，外管，(10)

内管ともに加熱した．この時の試験部の条件を表２【核沸騰（低過熱度）】に示す．

 = 1.1, % = 0.3, % = 0.32
(11)
ここで はヌセルト数，λは熱伝導率，σは表面張まで加熱され，上部プレナムに導かれた飽和水が試力である．高過熱度における核沸騰熱流束の相関式は，験部流路に落下する．この時の壁面温度データをも(11)

実験では伝熱面が高過熱度（過熱度 300 〜 400K）のクエンチ実験での温度測定とに一次元半径方向非定常熱伝導の逆問題を解き，値から熱流束を計算して導出した．核沸騰と遷移沸

伝熱面温度と熱流束が求められた．実験は上部プレ

騰ではプール沸騰と類似した形を保持しつつ高過熱

ナム圧力 0.1 MPa で行われた．

Henry and Hammersley

度側にシフトした特性を持っており，式 (9) を適用して係数と指数を求めた．

蒸気

蒸気【核沸騰（高過熱度）】

 = 2.2, % = -0.1, % = 0.32

(12)
上部プレナム【遷移沸騰】

215mm

 = 1.2 × 1014, % = -5.5, % = 0.32

(13)

また，膜沸騰ではプール膜沸騰に対する Bromley

(19)

水
堰

50

に

よる次式を使用した．

55mm

 =  [{ ρ (ρ -ρ ) /η } 
1/4
(14){ /  Δ + 0.5}] (λ Δ / ) = 0.943
ここで， は流路高さ，ηは粘性率，  は定圧比熱
3

飽和水

2

である．
式 (12),(13)は Henry and Hammersley

(11)

のクエンチ

実験での温度変化のグラフから読取って導出したものであり，高過熱度からのクエンチ実験データにより精度を確認する必要がある．

214mm

ヒータ

17mm
25mm
25mm
25mm
25mm
25mm
25mm
25mm
22mm

飽和水
TC1
TC2
TC3
TC4
TC5
TC6
TC7
TC8

ヒータ

ヒータ

ヒーティングブロック（SUS303 tube）
内管（ガラス管）(a) 片面加熱実験

内管（SUS303）(b) 両面加熱実験

図4 工学院大学での試験部

(15)

271

表1 試験部条件（片面加熱実験）
ヒーターバンド

外管内径
(mm)

内管外径
(mm)

流路幅
(mm)

41

40

0.5

40

38

1.0

40

36

2.0

40

30

5.0

40

20

10.0

外菅
ガラス管またはSUS304

TC−7
TC−1
24

表2 試験部条件（両面加熱実験）
外管内径
(mm)

内管外径
(mm)

流路幅
(mm)

40

39

0.5

40

38

1.0

40

36

2.0

40

30

5.0

(16)

TC−9

TC−3

300

TC−4

TC−10
10

TC−5
TC−6

20

京都大学と共同で実施した高過熱度からのクエンチ実験の試験部

TC−8

TC−2

内管
SUS304
セラミックヒーター

図5 京都大学での試験部を図５に示す．試験部は同心鉛直(16)二重管により環状狭隘流路が形成された．内管はSUS304 で伝熱面高さ 300mm，外径 24mm の円筒である．片面加熱実験では外管はガラス管で，両面加4.

伝熱相関式の改良

4.1

CCFL 相関式

熱実験では SUS304 である．試験部の条件を表３に示す．内管の高さ方向７カ所において，内部から外表面まであけられた孔に熱電対を通し，外表面に設置し温度が測定された（内管上端より TC1 : 20mm，

工学院大学と共同で実施した高過熱度からのクエ(15)のうち，片面加熱，流路幅 2mm，初期過TC2 : 60mm，
TC3 : 100mm，
TC4 : 140mm，
TC5 : 200mm，

ンチ実験

TC6 : 240mm．TC7 は内管上端）．外管が SUS304 の熱度が約 300 K における熱流束の時間変化を図６に場合には外管の外表面温度も測定された．

示す．図中に Bromley によるプール膜沸騰熱流束（係(19)

実験では，試験部が外側からセラミックヒーター

数 0.62, 代表長さに伝熱面平均高さ

 を使用）を示

によるふく射加熱により高過熱度（過熱度 700K）ます．また，高さ方向８点の平均熱流束の時間変化をで加熱される．加熱後，上部プレナムで飽和温度ま

図 7 に示す．図中，周方向 180 度の平均熱流束も併で加熱された水が試験部流路を落下する．この時の記している．100 〜 400 秒では膜沸騰により熱流束

壁面温度データより一次元半径方向非定常熱伝導のが制限される．約 400 秒で下端の熱電対 TC8 で膜沸逆問題を解き熱流束が求められた．なお，上部プレ騰から遷移沸騰，核沸騰に移行し，平均熱流束が急

ナムは大気開放状態である．

増していることから，クエンチを開始していることが分かる．以後，下方から上方に順次クエンチが進表3 試験部条件（＊は片面加熱実験のみ）

行する．各熱電対位置で最大熱流束に達した時に平均熱流束が極大になっているが，点で測定している

外管内径
(mm)

内管外径
(mm)

流路幅
(mm)

26

24

1.0

えられる．一般的に核沸騰熱流束は膜沸騰熱流束よ28ためであり，伝熱面での平均熱流束はほぼ一定と考

24

2.0

り１桁以上大きいが，400 〜 800 秒での平均熱流束

30＊

24

3.0＊

は膜沸騰の 2 〜 3 倍であることから，伝熱量は CCFL

32

24

4.0

で制限される流入水の潜熱に等しくなっていると考

272

えられる．

に代入すれば CCFL 定数が求まる．

加熱部上端での流動様式は，片面加熱実験では対局所熱流束の測定値から CCFL 定数を求めるには面に落下液膜が形成されていることから，ボトム・

伝熱面平均熱流束を評価する必要がある．そこで，

アップ・クエンチでは片面に落下液膜を伴う層状分

周方向の熱流束分布は一様と近似し，任意の極大熱

離流，トップ・ダウン・クエンチでは両面に落下液

流束検出時から次の極大熱流束検出時までのクエン膜を伴う環状流になる．ギャップ上端では，加熱部

チ進行速度は一定と仮定して，熱流束の時間変化をの上方に非加熱部があるため，クエンチ状態によら

高さ方向分布に置き換えて伝熱面平均熱流束を計算

ず環状流になる．

した．具体的には図６における極大熱流束から次の極大熱流束までの各測定点での熱流束を時間平均し，流路幅2mm，初期過熱度=300K

400

８点での時間平均値を加算平均して伝熱面平均熱流

熱流束（kW/m2）

束とし，式 (3),(4),(15),(16) を用いて CCFL 定数を計TC8算した．なお，実験では試験部で発生した蒸気の質

300

4
6
7

量流量も測定しており，質量流量から蒸気流速

3

5

1,2

を

求め平均熱流束を計算した結果と比較ところ，上述

200の計算値とほぼ一致し評価方法の妥当性を確認している．
片面加熱での CCFL 定数を無次元水力等価直径  ；*100 プール膜沸騰

* =  /（17）で整理した結果を図８に示す．従来実験の条件は流

0
0

200

400

600

800

1000

路形状が異なる他，圧力 0.1 〜 10MPa，流路幅 0.32
2

時間（sec）〜 5mm，伝熱面積 0.0036 〜 0.39m と広い条件を含む．

図6 片面加熱実験における熱流束の時間変化

片面加熱では一般に層状分離流になるが，Tanaka ら(9)の実験 では幅 40mm の矩形流路の両端に 5mm の非加熱部があり，両端の非加熱部を液が落下する液部

流路幅2mm，初期過熱度=300K

80分流入になり，CCFL 定数が大きくなっている．

平均熱流束（kW/m2）

0 deg.
5180 deg.
8

60

7

6

4

Chun らの実験

1,2
3

(10)

でも CCFL 定数が大きいが，その理由は明確でない．Tanaka らと Chun らの実験を除いて，CCFL 定数は  =1.0 〜 1.5 であり，水と R-113，準定常加熱実験とクエンチ実験で顕著な相違はなく，

40

実験条件の相違の影響が大きい．直径 0.5m の半球状
(7)環状流路での Park ら の実験では伝熱面の大部分に

20

クエンチ期間過熱領域が拡大した時に CHF と判定しているため他の実験より CCFL 定数が大きい．TMI-2 の形状を縮小

0
0

200

400

600

800

1000

時間（sec）

模擬した直径 0.55m での Schmidt ら(10)の実験は高圧条件（〜 10MPa）であり，測定値のバラツキが大きい．
本実験による CCFL 定数は初期過熱度 300 〜 400K で

図7 片面加熱実験における平均熱流束の測定値であり，冠水期間中の平均値を示す．クエ
実験流路内での総伝熱量が CCFL で制限される流入ンチの推移から加熱部上端での流動様式は層状分離

水の潜熱に等しい場合，流路上端での蒸気流速は次流か環状流と推定されるが，非加熱部を含むギャッ式で計算できる．

プ上端では環状流になる．CCFL 定数の平均値は
(15)
(16)

式 (15),(16) で求めた気液の流速を CCFL 相関式 (3),(4)  =1.1 であり，準定常加熱実験に基づく式 (7) の=1.2 と顕著な差はない．

273

2.5

1.5
1

（20）

Koi zu mi
本研究( はR−113による実験)

0.5

2

4

6

8

1.5

 =1.21

100

水力等価直径, ＊

02

Fujita（3） Chang（4）Chang（4）
（7）
（8）
Park
Schmidt
Chun（10）（ , はR−113による実験）

Koizumi（5）Tanaka（9）

6

8

10

図9 両面加熱実験におけるCCFL定数

熱流束が大きくなるクエンチ期間では冷却水の流 =2.1

入量と総伝熱量は CCFL で制限される．準定常を仮2
CCFL定数,

4

水力等価直径, ＊(a)クエンチ実験

2.5

（11）

Henry
本研究

0.5

0
0

 =2.12

 =1.2

CCFL定数,

CCFL定数,

2

定すると，CCFL 相関式に基づく総伝熱量は次式で表
せる．

1.5

 =1.2
(18)

1

0.5

(19)

*= /

ここで は代表長さである．本実験による CCFL 定数
0
0

2

4

6

8

10

は，図 10 に示すように次式で表せる．

水力等価直径, ＊(20)(b)準定常加熱実験

上式は， ≦ 1.75 では CCFL 相関式の代表長さに水図8 片面加熱実験におけるCCFL定数*

力等価直径を用い CCFL 定数 =1.0， ≧ 1.75 では*

ラプラス定数を用い  =1.15，バラツキの範囲± 15％

両面加熱での CCFL 定数を図９に示す．Henry andHammersley(11)であることを示す．

の実験は二重円管で構成される試験部

本実験ではギャップ上端の両面が高過熱度で濡れを恒温槽で過熱度 600K に加熱した後に飽和水を供給ない条件，液部分流入での CCFL 定数  =2.1 の妥当

して環状流路の両面を冷却したものである．文献で性については確認できなかった．式 (17) において，は熱電対の位置が明確でないが，両面の過熱度が等

両面が同時にクエンチする場合には各面での平均熱

しいことから図３ (2) の液部分流入と考えられる．本流束を特定できないが，実機では過熱度が低い RPV

実験でも両面の初期過熱度はほぼ等しいが，外管の壁が先にクエンチすると推定されるため，デブリ側

熱容量が小さく温度低下が早いことから加熱部上端の熱流束は膜沸騰として式 (14) で計算でき，実用上では主として層状分離流になると推定され，非加熱は問題ないと考える．RPV 底部の水中にデブリが落部を含むギャップ上端では環状流になる．ギャップ

下した場合に対する CCFL 相関式と CCFL 定数の適用

0.5mm と 1.0mm での CCFL 定数の計算期間では，内性については別報

管上部 TC1 がクエンチしていることから加熱部上端で環状流と推定した．また，下端の熱電対 TC8 はクエンチしておらず，測定区間が冠水前であり CCFL
定数を過小評価している可能性がある．

(21)

で検討する．

274

2

よる極小熱流束  "&%と相関式 (13) の過熱度依存性か

片面加熱
両面加熱

ら遷移沸騰の熱流束  を求め，次式で表した．
(22)

1.5
CCFL定数,

式（20）
(23)

1

(24)
"&%=0.131 〜 0.23
ここでΔ は膜沸騰で極小熱流束 "&%になる過熱度である．式 (24) における "&%=0.131 はプール沸騰に対(23)する Zuber による係数 である．"&%=0.23 は相関式

0.5

0
0

2

4

6

水力等価直径, 

810(9),(13) を相関式 (22),(23) に変換したときの値である．
図中，TB 式 (22) は "&%=0.131 〜 0.23 の範囲を示し＊ている．狭隘流路では下方からの蒸気流による攪乱

図10 本実験でのCCFL定数4.2で熱伝達が促進され，プール沸騰での  "&%=0.131 よ沸騰熱流束の相関式

り大きくなっていると考えられる．
膜沸騰では，相関式 (14) は測定値と概ね一致し，京都大学と共同で実施した高過熱度からのクエン
チ実験

(16)

のうち，片面加熱，流路幅 3mm の場合の沸高過熱度からのクエンチにも適用できることを確認
した．
(15)

騰熱流束を図 11 に，片面加熱，流路幅 1 〜 4mm，測工学院大学と共同で実施したクエンチ実験 のうち，定点 TC-1 における沸騰熱流束を図 12 に示す．図中，片面加熱，流路幅 1 〜 10mm の場合の沸騰熱流束を

NB-L，NB-H，TB，FB は，それぞれ低過熱度の核沸騰，

図 13 に示す．初期過熱度が約 300 〜 400K と低いため，高過熱度の核沸騰，遷移沸騰，膜沸騰の熱流束相関

膜沸騰と遷移沸騰への変化が明確には現れていない．

式を表す．

流路幅 2mm，5mm，10mm では熱流束に顕著な相違

図 11,12 において，核沸騰では低過熱度の範囲を除はない．一方 1mm では，流入水量が少なく伝熱面近いて高過熱度に対する式 (9),(12) は測定値と比較的よ傍への冷却水の供給が不十分であることから，熱流く一致している．式 (9) 〜 (12) は低過熱度に対して熱束が低くなっている．

流束を過大評価するが，この範囲では温度測定誤差

10000

が熱流束の測定値に与える影響が大きく，RPV の健全性評価では低過熱度での熱流束の影響は小さいた/σ)%が含まれているが，高過熱度の式 (12) の指数 % = 0.32は低過熱度の式 (11) の指数を使用しており，高過熱
度での圧力依存性は確認されていない．そこで，高過熱度では圧力項 (

/σ)

0.32

TC2
TC3

1000
熱流束
（kW/m2）め実用上の問題はない．式 (9) には圧力項 (TC1

 "&% =0.131〜0.23
遷移
沸騰

核沸騰
100

NB-L式
（11）
NB-H式
（12）
10
膜沸騰

TB式（13）
TB式（22）（改良式）
TB式（14）1
1

, = 32 (λΔ /ρ  ν ) λΔ /-0.1

なお，式 (21) の高圧条件への適用性は別報

TC5
TC6

を削除し，式 (9),(12)を大気圧における相関式に変更した．

TC4

(21)
(21)

で検討

する．流路幅 1mm では最大熱流束が低下しているが，これは CCFL により平均熱流束が低下することによる．
遷移沸騰では，測定点によって熱流束の値がばらつき局所の影響が大きい．相関式 (9),(13) は最も高過
熱度側の測定値とほぼ一致するが，圧力項 ( / σ )0.32の妥当性は確認されていない．そこで，Berenson

(22)

に

10

100

1000

過熱度
（K）

図11 沸騰熱流束（図5の試験部、片面加熱、流路幅3mm）

275

10000

10000

 "&% =0.131〜0.23

 "&% =0.131〜0.23

1mm

TC-1

2mm
遷移
沸騰

核沸騰

TC-2
1000

3mm

熱流束
（kW/m2）熱流束（kW/m2）

1000

4mm

100

NB-L式（11）NB-H式（12）
TB式（13）

10
膜沸騰

100

TC-4
TC-5
TC-6
NB-H式
（25）
（改良式）

膜沸騰

TB式（22）
（改良式）

1
10

遷移
沸騰

核沸騰
100

10

FB式（14）
1

TC-3

FB式（14）1
1

1000

TB式（22）
（改良式）

10

100

1000

過熱度
（K）

過熱度
（K）

図12 沸騰熱流束（図5の試験部，片面加熱，
流路幅1〜4mm，TC-1）

図14 沸騰熱流束（図5の試験部，両面加熱，
流路幅1mm）
10000

10000

 "&% =0.131〜0.23

TC-2
1000

熱流束
（kW/m2）

遷移
沸騰

核沸騰
100

熱流束
（kW/m2）

2mm
1000

TC-1

 "&% =0.131〜0.23

1mm

5mm
10mm
NB-L式（11）NB-H式（12）

遷移
沸騰
核沸騰
100

膜沸騰

TC-6
NB-H式
（25）
（改良式）

10
膜沸騰

1
1

10

100

TB式（22）（改良式）

TB式（22）（改良式）

FB式（14）1

FB式（14）

TC-4
TC-5

TB式（13）

10

TC-3

1

1000

10

100

1000

過熱度
（K）

過熱度
（K）

図15 沸騰熱流束（図5の試験部，両面加熱，
流路幅2mm）
図13 沸騰熱流束（図4の試験部，片面加熱，
流路幅1〜10mm，
TC-4）
10000

TC-2

曲線を図 14 〜 16 に示す．膜沸騰，遷移沸騰での熱よび相関式 (22) 〜 (24) で表せる．
両面加熱では高過熱度の核沸騰において，流路幅が小さくなるにつれ熱流束が低下し，低過熱度に対

1000
熱流束
（kW/m2）

流束は片面加熱と顕著な相違はなく，相関式 (14) おTC-1

 "&% =0.131〜0.23

京都大学と共同で実施した両面加熱実験での沸騰

TC-3
遷移
沸騰

核沸騰

TC-5
TC-6
NB-H式
（25）
（改良式）

10

膜沸騰

する相関式 (9) 〜 (11)，高過熱度に対する相関式 (21)
ともに熱流束を過大評価する．そこで流路幅の影響

, = min ( ,  ) = 3.2 (λ Δ /ρ  ν )0.3λ Δ / = min (0.35*, 1.0) 

(25)

FB式（14）

1
10

100

1000

過熱度
（K）

(26)
(27)

RPV の健全性評価では低過熱度での熱流束の影響は小さいため，式 (25) で式 (27) のみを使用しても実用上の問題はない．

TB式（22）（改良式）

1を考慮し，次式を導出した．

TC-4

100

図16 沸騰熱流束（図5の試験部，両面加熱，
流路幅4mm）

276

5.

まとめ

置による遷移過熱度のバラツキが大きくなる．
片面加熱の核沸騰では流路幅が熱流束に及ぼすデブリと RPV 底部の間に形成される狭隘流路での影響は小さいが，両面加熱では片面加熱より熱

伝熱流動現象を精度よく予測するため，高過熱度か流束が低くなり流路幅が狭くなるほど熱流束がらのクエンチ実験データを用い，これまでに開発し低くなる．

た CCFL 相関式と沸騰熱流束相関式の高過熱度に対今後の課題として，RPV 底部の水中にデブリが落する適用性を確認するとともに，相関式の一部を改下した場合に対する CCFL 相関式と CCFL 定数の適用良した．本研究で確認，改良した狭隘流路での伝熱性，ならびに導出した遷移沸騰熱流束相関式，核沸相関式を整理して表４に示す．

騰熱流束相関式の高圧条件への適用性を検証する必（１）クエンチ期間では，流路両面での加熱条件が流要がある．本検討については，別報(21)で報告する．

路上端での流動様式に影響し，流動様式が液の謝辞

流入特性（CCFL 特性）と伝熱面平均熱流束に影響する．流動様式が同一であれば，非定常ク
エンチ実験と従来の準定常加熱実験で CCFL 定

本報告のクエンチ実験は京都大学，工学院大学と数に顕著な相違はなく，片面加熱と両面加熱での共同研究として実施した．京都大学三島嘉一郎教授，

も CCFL 定数に顕著な相違はない．

工学院大学小泉安郎教授，および両研究室の方々に（２）クエンチ前の膜沸騰熱流束はプール膜沸騰相関

感謝いたします．

式で近似できる．遷移沸騰では，遷移時の過熱度がプール沸騰での遷移過熱度以上になり，位表4 伝熱モデル①CCFL相関式（Wallisの相関式にKutateladzeの無次元流速 ,  を使用）*

( )1/2+ " ( )1/2 = ,
*

*

"=1

層状分離流

液部分流入

1.2

2.1



*

②沸騰熱流束相関式
核沸騰
低過熱度
片面
加熱
改良前 ・
両面
加熱

片面
加熱

高過熱度

  'λ Δ ρ  ν)% ( σ)%λΔ   {σ (ρ#ρ )}1/2
 2.2% −0.1% 0.32

 1.1% 0.3% 0.32〃

 1.2×10 14% −5.5% 0.32

  (Δ Δ)4.5min
1/4
32 (λΔ ρ  ν)-0.1σmin  minρ 
λΔ ρ −ρ※）圧力項削除

改良後

遷移沸騰

膜沸騰

Bromleyのプール膜沸騰
=0.943〃

"&%=0.131〜0.23  min (   )両面
加熱 

0.3
 3.2 (λΔ  ρ  ν) min(0.35 1.0)
λΔ    

〃

〃

277

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