数理解析研究所講究録 1430 巻 2005 年 58-71

58

レベルセット法を用いた非粘性液体シートの解析
阪大院・基礎工 菅 健太郎 (Kentarou Kan)
阪大院・基礎工 吉永 隆夫 (Takao Yoshinaga)
阪大院・基礎工 杉本 信正 (Nobumasa Sugimoto)

Graduate School of Engineering Science, Osaka University

1

はじめに

液体シートの振る舞いは表面張力波の安定性に大きく依存することはよく知られて 1 る. この安定性の問題は流体力学での代表的な問題の一つであるばかりでなく, 噴霧器平板への塗装やコーティングにおけるカーテンフローコート法 [1], 噴水などの水空間の設計 [2] などへの応用においても重要である. 塗装, コーティング等ではシートを安定化させシートの破断を防止する必要がある一方, 噴霧器に使用する場合は逆にシートの不安定性を利用してシートを積極的に破断させる必要がある.
液体シートに関する研究は古くから行われている. 特に非粘性の平面液体シートを伝播する微小撹乱には, 二つのモードが存在することが知られている [3]. 一つは,fig.1.1 に示すようにシートの中央面は平面で厚みが変化することによって起こる対称モード, もう一つは$\mathrm{f}\mathrm{i}\mathrm{g}.1.2$に示す

ようにシートの厚みは一定で申#面が変化することによって起こる反対称モードである. 線形
ではこの二つのモードが互いに独立であり, 外部流を考慮した場合, 長波長撹乱に対して両モー

ドとも不安定となる. 条件によってはその不安定領域は液体の粘性を考慮した方が非粘性の場

合よりも拡大するが, 外部流がなければ粘性は撹乱を安定化させるだけであることが明らかにされた [4]. このように微小撹乱に対する安定性は詳しく調べられているが, 一般に液体シート

は界面が自由境界で容易に大変形するため, 問題は本質的に非線形で, またほとんどの場合非定常であるため解析的な取り扱いは容易ではない.

fig. 1.1: 対称モード

fig, 12: 反対称モード

近年, 強い非線形性や非定常を伴う流体運動に対して数値解析がさかんに行われて, 特に自由界面を持つ流体運動の岡岬に対してレベルセット法と呼ばれる方法が有効であることが示されている$[5_{7}6]$. レベルセット法ではまず, 界面以外で成立する方程式に対して, 界面に特異性を考えることによって界面も入れた全領域で成り立ち, しかもその中に適切な境界条件が含まれる

58
よう方程式を拡張することから始める. 次いで, 界颪からの距離関数としてレベルセット関数を定義し, 拡張した方程式を書き直す. この方程式を数値的に解くために, 特異性を通常の関数で平滑化する近似を用いる. その際界面では, 通常粘性があるため速度の不連続は考慮されていな
しかし, 非粘性流体の場面には界面で速度不連続となり, この方法がどの程度有効であるかい.

はこれまで明らかにされていない.

本研究では, これまで扱われてこなかつた界面において速度不達続 (非粘性) となる場合でも使用できる発展方程式を導出している. そして, 非粘性流体に対して用いられるレベルセット法の有効性を確認するため, 微小撹乱を加えた場合の非粘性平面液体シートの振る舞いを調べ線
形解と比較している.

2

レベルセット法
気体と液体の 2 流体モデルを考え, 界面を$\Gamma$とする (fig .2.1 参照). 以下で, 添え字 11 はそれ

ぞれ液相, 気相を示す.

2.1

関数の定義

レベルセット関数$\Phi$

は fig .2.1 に示すように, 界面からの符号つき距離で定義され, 液

体側を正, 気体側を負とする. すなわち

liquid,$\Phi>0$$x\in$$\Phi=0$x\in \Gamma フ$\Phi<0$$x\in gaarrow 9$

(2.1)

$\{$

.

となる. $H(\Phi)$ はレベルセット関数$\Phi$

を引数とするステップ関数$H(\Phi)=\{$

10と定義し, デルタ関数

forfor$\delta(\Phi)$$\Phi>0$,$\Phi<0$.

fig. 2.1: 二流体モデル(2.2)

はステップ関数 $H(\Phi)$ の$\delta(\Phi)=\frac{dH(\Phi)}{d\Phi}$

次に, 界面における単位法線ベクトル$\mathrm{n}$$=$$\mathrm{n}$と曲率$\frac{\nabla\Phi}{|\nabla\Phi|}$,$\kappa$$\Phi$

に関する一階の導関数と定義する :
(2.3)

.

はレベルセット関数$\Phi$

を用いると

(2.4)

60
$\kappa=\nabla\cdot \mathrm{n}=\nabla\cdot\frac{\nabla\Phi}{|\nabla\Phi|}$となる. また $\delta(\Phi)=\delta(-\Phi)$ であるので,H$(\Phi)$(2.5),と $H(–\Phi)$ のそれぞれの空間微分, 時間微分は

(2.6)

,

$\nabla H(\Phi)=\frac{dH(\Phi)}{d\Phi}\nabla\Phi=\nabla\Phi\delta(\Phi)=|\nabla\Phi|\mathrm{n}\delta(\Phi)$$\nabla H(-\Phi)=\frac{dH(-\Phi)}{d(-\Phi)}\nabla(-\Phi)=-\nabla\Phi\delta(\Phi)=-|\nabla\Phi|\mathrm{n}\delta(\Phi)$

(2.7)

,

(2.8)

,

$\frac{\partial H(\Phi)}{\partial t}=\frac{dH(\Phi)}{d\Phi}\frac{\partial\Phi}{\partial t}=\frac{\partial\Phi}{\partial t}\delta(\Phi)$

.

(2.9)

liquid,(2.10),(2.11)$\frac{\partial H(-\Phi)}{\partial t}=\frac{dH(-\Phi)}{d(-\Phi)}\frac{\partial(-\Phi)}{\partial t}=-\frac{\partial\Phi}{\partial t}\delta(\Phi)$

2.2

基礎方程式

まず, 液相と気相における運動方程式と連続の式はそれぞれ,$\nabla\cdot \mathrm{u}_{l}=0$$x\in$,$\nabla\cdot \mathrm{u}_{g}=0$$x\in gas$$\rho_{l}\frac{D\mathrm{u}_{t}}{Dt}-\nabla\cdot \mathrm{T}_{l}=0$$\rho_{\mathit{9}}\frac{D\mathrm{u}_{\mathit{9}}}{Dt}-\nabla\cdot \mathrm{T}_{g}=0$であり, これらの基礎方程式を次に述べる境界条件の下で解く. ただし, 応カテンソル

ずみ速度テンソル$\mathrm{D}$$\mathrm{T}$

は, ひ

を用いて
$\mathrm{T}=-p\mathrm{I}+2\mu \mathrm{D}$と定義され, I は単位行列,$\mathrm{D}$(2.12),は$\mathrm{D}=\{$

た$\frac{1}{2}(\frac{\partial u}{\partial?f}.+\frac{\partial v}{\partial x})\frac{\partial v}{\partial y})$,(2.13)$\underline{\frac{1}{9}}(.\frac{\partial u}{\partial y}+\frac{\partial\iota)}{\partial x})$

である.

2.3

境界条件

界面での運動学的条件を考える. $t=t_{0}$ t こおいて界面上にある粒子は$\Phi(\mathrm{x}, t_{0})=0$を滴たす. また,$\delta t$,

後においてもその粒子は界面上にあるので,$\Phi(\mathrm{x}+\mathrm{u}\delta t, t_{0}+\delta t)=0$が成り立つ. 上式を $t=t_{0}$ まわりでテーラー展開すると(2.14)(2.15)

$\epsilon 1$$\Phi(\mathrm{x}, t_{0})+\mathrm{u}\delta t\cdot\nabla\Phi+\frac{\partial\Phi}{\partial t}\delta t=0$(2.16),となる. 式 (2.14) を上式に代入し整理すると$. \frac{\partial\Phi}{\partial t}=-\mathrm{u}\cdot\nabla\Phi$$x\in\Gamma$(2.17),式 (2.4) より上式は$. \frac{\partial\Phi}{\partial t}=-\mathrm{u}\cdot \mathrm{n}|\nabla\Phi|$$x\in\Gamma$(2.18),となる. また, 界面での液相と気相の応力の差は表面張力に等しいので$(\mathrm{T}_{l}-\mathrm{T}_{g})\cdot \mathrm{n}=\sigma h’\mathrm{n}$が成り立つ. ここで$x\in\Gamma$,(2.19)

は表面張力係数である. 速度に関しては速度の法線方向成分は非粘性流$\sigma$

体でも界面で連続であるので$\mathrm{u}_{l}\cdot \mathrm{n}=\mathrm{u}_{g}\cdot \mathrm{n}$2.4$x\in\Gamma$(2.20).

発展方程式の導出

従来のレベルセット法では界面での速度連続を仮定し, 界面を含む任意の領域で運動方程式と連続の式を積分することによって数値計算で用いる発展方程式が導出されている. その方程式は連続の式と界面張力の効果を含めた運動方程式である. しかしながら, その方法では界面での速度不連続による効果を正しく見積もることができない. そこで、 本研究ではこれまでとは全く異なる方法を用い速度不連続の効果を含めた, つまり粘性の有無によらない発展方程式を導出する. まず, 密度 , 速度ベクトル , 応力テンソル を以下のように定義する:$\mathrm{T}$$\mathrm{u}$$\rho$

ここで$\rho_{l},\rho_{g},\mathrm{u}f,\mathrm{u}_{g},\mathrm{T}_{l},\mathrm{T}_{g}$$\rho=\rho_{l}H(\Phi)+\rho_{g}H(-\Phi)$$x\in all$,

(2.21)$\mathrm{u}=\mathrm{u}_{l}H(\Phi)+\mathrm{u}_{g}H(-\Phi)$$x\in all_{2}$(2.22)$\mathrm{T}=\mathrm{T}_{I}H(\Phi)+\mathrm{T}_{g}H(-\Phi)$$x\in all$

(2.23).

は $\Phi=0$ で正則であると仮定し, 不連続は全てステップ関数が担うもの

とする.

2.4.1

連続の式

式 (2.22) を用いると$\nabla\cdot \mathrm{u}$$=$$\nabla\cdot[\mathrm{u}_{l}H(\Phi)+\mathrm{u}_{g}H(-\Phi)]$$=$$(\nabla\cdot \mathrm{u}\iota)H(\Phi)+\mathrm{u}_{\mathfrak{l}}\cdot\nabla H(\Phi)+(\nabla\cdot \mathrm{u}_{g})H(-\Phi)+\mathrm{u}_{g}\cdot\nabla H(-\Phi)$,(2.24)

82となる. 液相と気相の連続の式より上式は$\nabla\cdot \mathrm{u}=\mathrm{u}_{l}\cdot\nabla H(\Phi)+\mathrm{u}_{g}\cdot\nabla H(-\Phi)$(2.25),となり, 式 (2.6),(2.7) を用いると$\nabla\cdot \mathrm{u}$$=\mathrm{u}_{l}\cdot \mathrm{n}|\nabla\Phi|\delta(\Phi)-\mathrm{u}_{g}\cdot \mathrm{n}|\nabla\Phi|\delta(\Phi)$$=$$(\mathrm{u}_{l}\cdot \mathrm{n}-\mathrm{u}_{g}\cdot \mathrm{n})|\nabla\Phi|\delta(\Phi)$

ここで $\Phi\neq 0$ では $\delta(\Phi)=0$ である. 一方, 式$(_{\backslash }2.20)$(2.26).

より $\Phi=0$ では$\mathrm{u}_{l}\cdot \mathrm{n}=\mathrm{u}_{g}\cdot \mathrm{n}$

であるので

上式は
$x\in all$$\nabla\cdot \mathrm{u}=0$(2.27)

,

となる.

242

運動方程式

前節と同様に式 (2.23.) を用いると$\nabla\cdot \mathrm{T}=$$(\nabla .

$\nabla\cdot \mathrm{T}$は,\mathrm{T}_{l})H(\Phi)+(\nabla\cdot \mathrm{T}_{g})H(-\Phi)+(\mathrm{T}_{l}-\mathrm{T}_{g})\cdot 1\mathrm{z}|\nabla\Phi|\delta(\Phi)$(2.28)となり, 式 (2.19) を用いると,$\nabla\cdot \mathrm{T}=\nabla\cdot \mathrm{T}_{l}H(\Phi)+\nabla\cdot \mathrm{T}_{g}H(-\Phi)+\sigma\kappa \mathrm{n}|\Phi|\delta(\Phi)$(2.29),となる, 次に式 (2.22) を両辺 で偏微分すると,$t$$. \frac{\partial \mathrm{u}}{\partial t}=\frac{\partial \mathrm{u}_{l}}{\partial t}H(\Phi)+\mathrm{u}_{l}\frac{\partial H(\Phi)}{\partial t}.+\cdot\frac{\partial \mathrm{u}_{g}}{\partial t}H(-\Phi)+\mathrm{u}_{g}..\frac{\partial H(-\Phi)}{\partial t}$(2.30),となり, 式 (2.8) (2.9) を上式に代入し, その後, 式 (2.18) を用いると$)$$\frac{\partial \mathrm{u}}{\partial t}$

$=$

$=$

$\frac{\partial \mathrm{u}_{l}}{\partial t}H(\Phi)+\frac{\partial \mathrm{u}_{g}}{\partial t}H(-\Phi)+(\mathrm{u}_{l}-\mathrm{u}_{g}).\frac{\partial’\Phi}{\partial t}\delta(\Phi)$$\frac{\partial \mathrm{u}_{l}}{\partial t}H(\Phi)+\frac{\partial \mathrm{u}_{g}}{\partial t}H(-\Phi)-(\mathrm{u}_{l}-\mathrm{u}_{g})(\mathrm{u}\cdot \mathrm{n})|\nabla\Phi|\delta(\Phi)$,(2.31)

を得る.
次に$\mathrm{u}$の$x$成分 の空間微分$u$$\nabla u$について考える. 式 (2.22) より $u=u_{l}H(\Phi)+u_{g}H(-\Phi)$ とおけ, 両辺を空間微分すると$\nabla u=\nabla u\iota H(\Phi)+\nabla u_{g}H(-\Phi)$となる. これより式 (2.22) と上式より$\mathrm{u}\cdot\nabla u=$$=$$\mathrm{u}\cdot\nabla u$

十 $(u_{l}-u_{g})\mathrm{n}|\nabla\Phi|\delta(\Phi)$ ,(2.32)は$[\mathrm{u}_{l}H(\Phi)+\mathrm{u}_{g}H(-\Phi)]\cdot[\nabla u_{l}H(\Phi)+\nabla u_{g}H(-\Phi)]+(u_{l}-u_{g}.)\mathrm{u}\cdot \mathrm{n}|\nabla\Phi|\delta(\Phi)$$\mathrm{u}_{l}\cdot\nabla u_{l}H^{2}(\Phi)+\mathrm{u}_{g}$. $\nabla u_{g}H^{2}(-\Phi)+(\mathrm{u}_{l}\cdot\nabla u_{g}+\mathrm{u}_{g}\cdot\nabla u_{l})H(\Phi)H(-\Phi)$$+(u_{l}-u_{g})\mathrm{u}\cdot \mathrm{n}|\nabla\Phi|\grave{b}(\Phi)$,(2.33)

83となる. ここで, $H^{2}(\Phi)=H(\Phi)+[H^{2}(\Phi)-H(\Phi)],$$H^{2}(-\Phi)=H(-\Phi)+[H^{2}(-\Phi)-H(-\Phi)]$を用いると,$\mathrm{u}\cdot\nabla u=$$\mathrm{u}_{l}\cdot\nabla u_{l}H(\Phi)+\mathrm{u}_{g}\cdot\nabla u_{g}H(-\Phi)+(u\iota-u_{g})\mathrm{u}\cdot \mathrm{n}|\nabla\Phi|\delta(\Phi)$$+\mathrm{u}\iota\cdot\nabla u\iota[H^{2}(\Phi)-H(\Phi)]+\mathrm{u}_{g}\cdot\nabla u_{g}[H^{2}(-\Phi)-H(-\Phi)]$$+(\mathrm{u}_{l}\cdot\nabla u_{g}+\mathrm{u}_{g}\cdot\nabla u_{l})H(\Phi)H(-\Phi)$となる. 上式の右辺第 4 項以降を

$f_{1}$,(2.34)

とおく. ここで, $\Phi\neq 0$ では $fi=0$ であり,\Phi $=0$ でのみ値は定義されていない事を注意する. 以上より$\mathrm{u}\cdot\nabla \mathrm{u}$$D\mathrm{u}/Dt$

の

は

.

$\mathrm{u}\cdot\nabla \mathrm{u}=\mathrm{u}_{l}\cdot\nabla \mathrm{u}_{l}H(\Phi)+\mathrm{u}_{g}\cdot\nabla \mathrm{u}_{g}H(-\Phi)+(\mathrm{u}_{l}-\mathrm{u}_{g})\mathrm{u}$

となる .

.
$f_{1}$$\mathrm{n}|\nabla\Phi|\delta(\Phi)+\mathrm{f}_{1}$(2.35),

は式 (2.31) と上式より$\frac{D\mathrm{u}}{Dt}=\frac{D\mathrm{u}_{l}}{Dt}H(\Phi)+\frac{D\mathrm{u}_{g}}{Dt}H(-\Phi)+\mathrm{f}_{1}$.

$(2.36\grave{)}$式 (2.21) と上式より,$\rho\frac{D\mathrm{u}}{Dt}$$=p \iota\frac{D\mathrm{u}_{l}}{Dt}H^{2}(\Phi)+(\rho_{g}\frac{D\mathrm{u}\iota}{Dt}+\rho_{l}\frac{D\mathrm{u}_{g}}{Dt})H(\Phi)H(-\Phi)+\rho_{g}\frac{D\mathrm{u}_{g}}{Dt}H^{2}(-\Phi)+\rho \mathrm{f}_{1}$$=$,$\rho_{l}\frac{D\mathrm{u}_{l}}{Dt}H(\Phi)+p_{\mathit{9}}\frac{D\mathrm{u}_{g}}{Dt}H(-\Phi)+(\rho_{g}\frac{D\mathrm{u}_{l}}{Dt}.+\rho_{l}\frac{D\mathrm{u}_{g}}{Dt})H(\Phi)H(-\Phi)$$+ \rho_{l}\frac{D\mathrm{u}_{l}}{Dt}[H^{2}(\Phi)-H(\Phi)]+\rho_{g}\frac{D\mathrm{u}_{g}}{Dt}[H^{2}(-\Phi)-H(-\Phi)]+\rho \mathrm{f}_{1_{?}}$となり, 右辺第 3 項以降を$\mathrm{f}_{2}$とおくと,$\mathrm{f}_{2}$も$\mathrm{f}_{1}$と同様に$\Phi\neq 0$

では$\mathrm{f}_{2}=0$(2.37)

であり, $\Phi=0$ でのみ

その値は定義されていない. 上式と式 (2.29) より$p \frac{D\mathrm{u}}{Dt}-\nabla\cdot \mathrm{T}=(p_{f}\frac{D\mathrm{u}_{l}}{Dt}-\nabla\cdot \mathrm{T}_{l})H(\Phi)+(\rho_{g}\frac{D\mathrm{u}_{g}}{Dt}-\nabla\cdot \mathrm{T}_{g})H(-\Phi)-\sigma\kappa \mathrm{n}|\nabla\Phi|\delta(\Phi)+\mathrm{f}_{\underline{9}}$,(2.38)となり, 液相と気相の運動方程式より$\rho\frac{D\mathrm{u}}{Dt}-\nabla\cdot \mathrm{T}=-\sigma\kappa \mathrm{n}|\nabla\Phi|\delta(\Phi)+\mathrm{f}_{2}$,(2.39)となる. ここで, 右辺第 1 項と第 2 項を比べると, 共に $\Phi\neq 0$ では 0 となるが, $\Phi=0$ ではデルタを含む第 1 項の方が第 2 項よりも十分大きいと考えられる. また, デルタ関数の本来の定義に戻って, 性質の良い任意の関数 $f.(x),g(x),h(x)$ に対して

関数$\delta(\Phi)$$/\cdot-\infty\infty\{\delta(x)+g(x)[H^{2}(x)-H(x)]+h(x)H(x)H(-x)\}f(x.)dx=f(0\dot{)},$

が成り立つので,と上式は$\mathrm{f}_{2}$の寄与は無視できる. よって, 以下では$\mathrm{f}_{2}$(2.40)

を無視する. 式 (2.4),(2.5) を用いる

64$\rho\frac{D\mathrm{u}}{Dt}-\nabla\cdot \mathrm{T}=-\sigma(\nabla\cdot\frac{\nabla\Phi}{|\nabla\Phi|})\nabla\Phi\delta(\Phi)$(2.41),となる.

上式の両辺を$\rho$

で割り空間微分すると$\nabla\cdot\{-\frac{\sigma}{\rho}(\nabla\cdot\frac{\nabla\Phi}{|\nabla\Phi|})\nabla\Phi\delta(\Phi)\}$$=$$\nabla\cdot(\frac{D\mathrm{u}}{Dt}-\frac{1}{p}\nabla\cdot \mathrm{T})$(2.42),となり, 式 (2.27) を用いると$=$$\nabla\cdot(\mathrm{u}\cdot\nabla \mathrm{u}-\frac{1}{\rho}\nabla\cdot \mathrm{T})$$\nabla\cdot\{-\frac{\sigma}{p}(\nabla\cdot\frac{\nabla\Phi}{|\nabla\Phi|})\nabla\Phi\delta(\Phi)\}$(2.43),となる. 以上より問題は式 (2.17),(2.27), 2.43) を解くことに帰着される.
$\langle$

243

無次元化

代表長さ

$A$

, 代表速度$U$

及び代表時間 $A/U$ を用いて式 (2.17),(2.27),(2.43) を無次元化すると以下のようになる. ただし, 以下の式ですべての変数は無次元量を表す:$. \frac{\partial\Phi}{\partial t}=-\mathrm{u}\cdot\nabla\Phi$$\nabla\cdot \mathrm{u}=0$$\nabla\cdot(\mathrm{u}\cdot\nabla \mathrm{u}-\frac{1}{\rho_{r}}\nabla\cdot \mathrm{T})$$=$(2.44),(2.45),$\nabla\cdot\{-\frac{1}{\rho_{r}\mathrm{W}\mathrm{e}}(\nabla\cdot\frac{\nabla\Phi}{|\nabla\Phi|})\nabla\Phi\delta(\Phi)\}$,(2.46)

ここで, 無次元パラメータとして, 以下のように定義されるウェーバー数 we, 液相の密度に対す

る密度比$\rho_{r}$が導入されている:$\mathrm{W}\mathrm{e}=\frac{\rho_{l}\mathrm{L}I^{2}A’}{\sigma},$$\rho_{T}=\frac{\rho}{\rho_{l}}$.

(2.47)式 (2.44)\sim (2.46) は従来の界面で速度連続な場合のレベルセット法の結果と形式的には全く同じであるが, ただし, を無視していることに注意したい. このとき, 式 (2.22) のような速度不連$\mathrm{f}_{2}$

続がある場合でも有効であると考えられる.

2.5

近似関数

数値計算は上で導出した無次元化された発展方程式 (2.44)\sim (2.46) を離散化し差分法を用いて行う. ただし, デルタ関数$\delta(\Phi)$や$\rho_{r}$に含まれるステップ関数 $H(\Phi)$ が $\Phi=0$ で不連続である

85
ため, このままの形では差分法を適用できない. そこで, 以下のように定義された近似ステップ関数$H_{a}(\Phi)$と近似デルタ関数を用いる:$\delta_{a}(\Phi)$

1for$H_{a}(\Phi)=\{$

for$\frac{1}{2}\{\frac{\Phi+\alpha}{\alpha}+\frac{1}{\pi}\sin(\frac{\pi\Phi}{\alpha})\}$

0for
for

$\underline{\frac{1}{?}}\{\frac{1}{\alpha}+\frac{1}{\alpha}\cos(\frac{\pi\Phi}{\alpha})\}$$\Phi>\alpha$,$|\Phi|\leq\alpha$$\Phi<a$,,$|\Phi|\leq\alpha_{\backslash ,\prime}$(2.49)$\delta_{a}(\Phi)=\frac{dH_{a}}{d\Phi}=\{$

0for
近似ステップ関数 H。

$(\Phi)$と近似デルタ関数

で連続的に変化し, 近似デルタ関数$\delta_{a}(\Phi)$$\delta_{a}(\Phi)$

を$\mathrm{f}\mathrm{i}\mathrm{g}.2.2$の最大値は$1/\alpha$$\hat{\frac{\theta}{\mathrm{x}^{a}}}$$\Phi$

fig. 22: 近似ステップ関数

3$H_{a}(\Phi)$

線形解析
ここでは非粘性外部流体を考慮した非粘性液体シートの線形解析を行う. ただし, シート上下に存在する外部流体は上下に無限に広がっているのではなく, fig 3. 1に示すように壁面とシートに挟まれている状態を考えはそれぞれ上下の外る. 添字 は液体シートを示し,$l$$\mathrm{g}\pm$

部流体を示す. 平衡状態では界面は平らであり, シート
中心面から界面までの距離を , 壁面までの距離を$L$$A\mathit{0}$とする. また, 液体シートは主流$U_{0}$

で流れており外部

流体は静止している. 主流方向に 軸, 厚み方向に 軸をとる二次元直交座標系をとり, 原点をシート中心面に
$x$

とる,

$y$

と

$\mathrm{f}\mathrm{i}\mathrm{g}.2.3$となる.

(2.48)$|\Phi|>\alpha$.

はそれぞれ示す. 共に$|\Phi|\leq\alpha$

B6
3.1

基礎式と境界条件

基礎式は液体シートと外部流体に対する連続の式と運動方程式式 (2.10) と (2.11) を用いる.
シートの上下界面の$y$座標をそれぞれ$h\pm$とすると, 運動学的条件より$v_{l}= \frac{\partial h_{\pm}}{\partial t}.+u_{f^{\frac{\partial h_{\pm}}{\partial x}}}$$v_{g\pm}= \frac{\partial h_{\pm}}{\partial t}+u_{g\pm}\frac{\partial h_{\pm}}{\partial x}$となる. また,h よを用いると界面での曲率at$y=h\pm$ ,at$y=h_{\pm}$

(3.1)
(3.2)

,

は

$\kappa$$\kappa^{F}=\pm\ovalbox{\tt\small REJECT}^{1+}(\frac{\partial h_{\pm}}{\partial x})^{2}\ovalbox{\tt\small REJECT}-\frac{3}{2}\frac{\partial^{2}h_{\pm}}{\partial x^{2}}$

(3.3)

,

$\text{と}f_{\mathrm{f}}\mathrm{H}J_{7}f_{J}\overline{\grave{\mathrm{u}}\backslash }\ovalbox{\tt\small REJECT}^{\backslash }\text{連}\mathrm{f}\mathrm{f}\mathrm{i}^{\pm}\text{条}\mathrm{f}\ovalbox{\tt\small REJECT}.\zeta^{\backslash }\backslash \text{ある_{}\mathrm{J}^{\mathrm{i}}}\mathrm{B}(2.19)l\mathrm{h}\neq \mathrm{B}\text{粘}‘ \mathbb{E}^{\backslash }\mathrm{f}\mathrm{f}_{\mathrm{I}\mathrm{b}}\mathrm{f}\mathrm{f}(\mu_{l}=\mu\pm=0)$$p_{l}-p_{g\pm}$$=$l+(–\partial \partial hx\pm )2$\mp\sigma$より-フ$\frac{\partial^{2}h_{\pm}}{\partial x^{2}}$

at

(3.4)

y=h 士

となる. 壁面 ( $y=$ 士 ) では非粘性流体は壁面に対する法線方向成分のみ 0 となるので$L$at$v_{g\pm}=0$

3.2

(3.5)

$y=\pm L$ .

線形化

平衡状態での緒量は$u_{l}=U_{0}$,$h_{\pm}=\pm A_{0}$,$v_{l}=u_{g\pm}=v_{g\pm}=0$となる. 次にこの平衡状態に微小撹乱$u_{l}=U_{0}+\tilde{u}_{l}(x, y, t)$$u_{g\pm}=\tilde{u}_{g\pm}(x, y, t)$$(\tilde{u},\hat{v},\tilde{v},\tilde{h})\mathrm{A}$,,$h_{\pm}=\pm A_{0}+\tilde{h}_{\pm}(x, t)$,$p_{\mathit{1}}=p_{g\pm}=P_{0}$

,

(3.6)

を加える:

$v_{l}=\tilde{v}_{l}(x, y, t)$,$v_{g\pm}=\tilde{v}_{g\pm}(x, y\}t)$$p_{l}=F_{0}+\tilde{p}_{l}(x, y, t)$

,

(3.7)

,

$P_{\mathit{9}}\pm=P_{0}+\tilde{p}_{g\pm}(x, y,t)$

,

(3.8)

(3.9)

.

上式を基礎式と境界条件に代入し, 微小量の二次以上の項を無視して線形化する. まず連続の式と運動方程式は,$. \frac{\partial\tilde{\mathrm{u}}_{l}}{\partial t}+U_{0}^{\cdot}\frac{\partial\tilde{\mathrm{u}}_{l}}{\partial x}.=-\frac{1}{\rho_{l}}\nabla\cdot\tilde{p}_{l}$$. \frac{\partial\tilde{\mathrm{u}}_{g}}{\partial t}=-\frac{1}{\rho_{g}}\nabla\cdot.\tilde{p}_{g}$,$\nabla\cdot\tilde{\mathrm{u}}_{l}=0$$x\in liquid$$\nabla\cdot\tilde{\mathrm{u}}_{g}=0$$x\in gas$,,(3.10)(3.11)

$\mathrm{G}7$となる. ただし$\tilde{\mathrm{u}}=(\tilde{u},\tilde{v})$である. 境界条件 (3.1),(3.2), $(3,4)$ ,(3.5) は$\partial h_{\ovalbox{\tt\small REJECT}}$$\tilde{v}_{l}=.\frac{\partial\tilde{h}_{\pm}}{\partial t}+U_{0}\overline{\partial x.}$,$\tilde{v}_{g}\pm=\frac{\partial\tilde{h}_{\pm}}{\partial t}$$\tilde{p}_{l}-\tilde{p}_{g\pm}=\mp\frac{\partial^{2}\tilde{h}_{\pm}}{\partial x^{2}}\sigma$$\tilde{v}_{g\pm}=0$at$y=\pm A_{0}$,(3.12)

at$y=\pm A_{0}$,(3.13)

at$y=\pm A_{0}$,(3.14)

at$y=\pm L$,(3.15)と線形化される.

3.3

線形分散関係

ここで撹乱は波数 , 周波数$k$$\omega$をもつ正弦的なものを加えるとし$[\tilde{u}_{l},\tilde{v}_{l},\tilde{u}_{g\pm},\tilde{v}_{g\pm},\tilde{p}_{l},\tilde{p}_{g\pm},\tilde{h}_{\pm}]=[\hat{u}_{l(y),\hat{v}_{l}(y),\hat{u}_{g\pm(y)_{7}\hat{v}_{g\pm(y),\hat{p}_{l}(y),\hat{p}_{g}\pm(y),\hat{h}_{\pm}(y)]\exp[\mathrm{i}(k_{X}-\omega t)]}}}$,(3.16)とする. 上式を式 (3.10)\sim (3.15) に代入して解くことにより$(\begin{array}{ll}D_{\mathrm{l}} D_{2}D_{2} D_{1}\end{array})(\begin{array}{l}\hat{h}_{+}\hat{h}_{-}\end{array})=0$$\hat{h}_{\pm}$

に関する連立方程式(3.17).

を得る. ただし,$D1=- \frac{\rho_{l}(U_{0}k-\omega)^{2}}{k^{n}\tanh(2k^{\wedge}A_{0})}.-\frac{\rho_{g}\omega^{2}}{k\tanh[k^{\wedge}(L-A_{0})]}+\sigma k^{2}$$D2= \frac{p_{f}(U_{0}k^{\wedge}-\omega)^{2}}{k^{\rho}\sinh(2kA_{0})}$(3.18),(3.19),

である. 方程式 (3.17) が自明でない解を持っための必要十分条件は係数の行列式が 0 となることである.

よって,D12-D22 $=(D_{1}+D_{2})(D_{1}-D_{\underline{?}})=0$ となり $D_{1}=D_{27}$ もしくは $D_{1}=-D_{2}$ となる. 式 (3.17) より $D_{1}=D_{2}$ の場合$\hat{h}_{+}=-\hat{h}$-となり対称モード,$D_{1}=-D_{2}$の場合$\hat{h}_{+}=\hat{h}_{-}$となり反対称モードとなる. 以下では対称, 反対称モードに分けて分散関係を示す.

331

対称モード

$D_{1}=D_{2}$より$\frac{p_{g}\omega^{2}}{\tanh[k(L-A_{0})]}-\sigma k^{3}.+\frac{p_{l}(U_{0}k^{n}-\omega)^{2}}{\tanh(k^{\wedge}A_{0})}=0$,(3.20)

68となり, これを無次元化すると,ここで$\gamma$$0$$=$$\frac{\gamma\omega^{2}}{\tanh[k^{n}(L-1)]}+\frac{(k-\omega)^{2}}{\tanh(k)}-\frac{k^{3}}{\mathrm{W}\mathrm{e}}$.

(3.21)

は液体シートに体する外部流体の密度比 \rho ,/角である. $D_{1}=D_{2}$ より撹乱振幅$(\text{\^{u}}, \hat{v},\hat{p})$を計算するとそれぞれ$\hat{u}_{g\pm}=-\frac{\cosh[k(L\mp y)]}{\sinh[k(L-A_{0})]}\omega\hat{h}_{+}$,$\hat{v}_{g\pm}=\mp\frac{\mathrm{s}\mathrm{i}\mathrm{n}1\mathrm{z}[k(L\mp y)]}{\sinh[k(L-A_{0}^{J})]}\mathrm{i}\omega\hat{h}_{+}$(3.22)(3.23),,(3.24)$\hat{p}_{\mathit{9}}=-\rho_{g}\frac{\omega}{k}\frac{\cosh[k(L\mp y)]}{\mathrm{s}\mathrm{i}_{11}\mathrm{h}[k(L-A_{0})]}.\omega\hat{h}_{+}$,(3.25)$\hat{u}_{l}=.\frac{-(kU_{0}-\omega)\{\cosh[k(A_{0}+y)]+\cosh[k(A_{0}-y)]\}}{2\cosh(kA_{0})\mathrm{s}\mathrm{i}\mathrm{n}1\mathrm{z}(kA_{0})}\hat{h}_{+}$(3.26)$\hat{v}_{l}=\frac{\mathrm{i}(kU_{0}-\omega)\{\sinh[k(A_{0}+y)]-\sinh[k(4_{0}-y)]\}}{2\cosh(kA_{0})\sinh(k^{\wedge}A_{0})},\hat{h}_{+_{7}}$.

$\hat{p}_{l}=\frac{\rho_{l}(kU_{0}-\omega)^{2}\{\cosh[k(A_{0}+y)]+\cosh[k^{\wedge}(A_{0}-y)]\}}{2k^{\wedge}\cosh\langle k^{\rho}A_{0})\mathrm{s}\mathrm{i}\mathrm{n}1_{1}(kA_{0})}\hat{h}_{+}$

332(3.27)

反対称モード対称モードと同様に無次元化すると分散関係は$\frac{\gamma\omega^{2}}{\tanh[k^{n}(L-1)]}+(k-\omega)^{2}\tanh(k)-\frac{k^{3}\prime}{\mathrm{W}\mathrm{e}}$となり, 撹乱振幅$(\hat{u}, \cdot\hat{U},\hat{p})$$=$(3.28)

0.

は$\hat{u}_{g\pm}=\mp\frac{\cosh[k(L\mp y)]}{\sinh[k(L-A_{0})]}\omega\hat{h}_{+}$,(3.29)(3.30),$\hat{v}_{g\pm}=-\frac{\sinh[k(L\mp y)]}{\sinh[k^{\wedge}(L-A_{0})]}\mathrm{i}\omega\hat{h}_{+}$$\hat{p}_{g}=\mp p_{g}\frac{\omega^{2}}{k}\frac{\cosh[k(L\mp y)]}{\sinh[k^{n}(L-A_{0})]}\hat{h}_{+}$(3.31),(3.32),$\hat{u}_{l}=\frac{-(k^{n}U_{0}-\mathrm{L}’)\{\cosh[k^{\wedge}(A_{0}+y)]-\cosh[k^{\wedge}(A_{0}-y)]\}}{2\mathrm{c}\mathrm{o}\mathrm{s}11(k^{n}A_{0})\sinh(kA_{0})}\hat{h}_{+}$(3.33.),$.l= \frac{\mathrm{i}(k^{\rho}U_{0}-\omega)\{\sinh[k^{n}(A_{0}+y)]+\sinh[k^{\wedge}(\lrcorner 4_{0}-y)]\}}{2\cos\dot{\mathrm{h}}(kA_{0})\mathrm{s}\mathrm{i}_{11}\mathrm{h}(kA_{0})}\hat{h}_{+}$$\hat{p}_{l}=.\frac{\rho_{l}(k^{\wedge}rJ_{0}-\omega)^{2}\{\cosh[k(A_{0}+y)]-\cosh[k^{\prime(}\mathit{1}4_{0}-y)]\}}{2k’\cosh(k^{n}A_{0})\sinh(k^{n}A_{0})}\hat{h}_{+}$

となる.

,

(3.34)

$\mathrm{G}9$4

解析結果
液体シートに撹乱を加えた場合の時間発展を調べるために, レベルセット法を用い数値計算を行った結果を以下に示す. ただし, パラメータには $We=1000,\gamma=0.9$ を用い, 初期撹乱振幅$\ovalbox{\tt\small REJECT}=0.001$, 波数 k=\pi (撹乱波長$\lambda=2$) としている. また, 速度の初期値には線形解析の結果$\mathrm{u}$を用いる. ここで, 線形の値をそのまま用いると界面で初期速度が不連続である. そのため, 線

形解は$\mathrm{u}=\mathrm{u}_{l}H_{a}(\Phi)+\mathrm{u}_{g}H_{a}(\Phi)$

4.1

対称モード

の

$\mathrm{u}_{l},\mathrm{u}_{g}$に相当することに注意する,

まず, 対称モードの撹乱を加えた場合の時間発展の結果を fig 4.1 に示す. 式 (3.21) より,k $=\pi$
し $65+1.56\mathrm{i}$ となる. 図 (a) が $t=0.5$ での上下界面, 図 (b) が $t=1.0$ での上下のとき
$h\pm$$\omega\simeq$

界面$h\pm$を示す. 実線が線形解析による結果であり, 破線が近似関数 (2.2) で $\alpha=0.02$ , 一点鎖

線が $\alpha=0.06$ のレベルセット法による数値結果である. の虚部が正であるので撹乱は増幅す
る. 撹乱が約 5 倍に増幅した時 $(t=1),$ $\alpha=0.06$ では線形の結果とかなりの違いが見られるが$\omega$

では線形の結果とほぼ一致していることがわかる. ここで $t=1$ でも撹乱振幅は $0.005$
以下であるので, 非線形性の影響は極めて小さく線形の範囲内では数値解析結果は正確である$\alpha=0.02$と考えられる.

$1.0021.004$$]_{002}^{004}.\cdot$$\sim\underline{*}${$\sim\pm$$^{J,}/’\prime\prime\prime’.[searrow]\nearrow’\prime\prime--\sim\backslash \backslash ’-’-arrow\backslash .\backslash \backslash \backslash \backslash \cdot.\backslash [searrow]$

1$\backslash \nwarrow_{\backslash }\backslash$

.

0.998

0.998

$\mathrm{s}_{\backslash }^{\backslash }\backslash ,’\backslash \backslash \sim\backslash -\backslash --\vee-\wedge\prime\prime^{-}\prime\prime\prime\prime\prime’’\cdot’\cdot\swarrow’$

0.996$\mathrm{O}.998$

00.5

1.5

]

0

2

-0.996

2

I1.5

0.5

$X$

$x$

$a=0.06-$$\alpha=0.02-$$\alpha=0.06-$$\alpha=0.02-$-0.996”.,$,$$-\cdot-\backslash \backslash \backslash \backslash$$\backslash ^{\backslash }.\backslash \backslash \backslash \backslash \backslash \backslash \backslash _{\nwarrow}[searrow]$$- 0.998- 1$$\sim^{\underline{1}}$$- 1.002- 0.998- 1$$\mathrm{L}\mathrm{i}\mathrm{n}\mathrm{e}\mathrm{a}\mathrm{r}--$$.\mathrm{L}\mathrm{i}\mathrm{n}\mathrm{e}\mathrm{a}\mathrm{r}-$$’\swarrow’’.\prime\prime$$\approx^{1}$

-1002
’

$\backslash \backslash \backslash$.1.004-1.004

00.5

1

1.5

2

$\prime J’\prime\prime\prime$$\backslash .\sim--\sim--.---^{J}\prime\prime$

1.5

0

2

$X$

$X$

$(\mathrm{b})\mathrm{t}=1$$(\mathrm{a})\mathrm{t}=0.5$

fig. 41: 界面の時間発展 (対称モード)

時刻 $t=1$ での界面形状の数値解析と線形解析との差$\Delta S$

を fig 42 に示す. この差$\triangle S=\frac{\int_{0}^{\lambda}|\tilde{h}_{LeUelSet}-\tilde{h}_{Lin\mathrm{e}ar}|dx}{f_{0}^{\lambda}|\tilde{h}_{Lin\mathrm{e}ar}|dx}7$$\triangle S$

は

(4.1)

70
. はそれぞれレベルセット解析と線形解析
によって算出したものである. ここでにより計算された撹乱振幅である. この図からもわかるように が小さいほど線形解析の結果$\tilde{h}_{L\text{。}velSet)}\tilde{h}_{Lin\mathrm{e}a?}$$\alpha$とよく一致する. よって, レベルセット法により正確な結果を得るためにはできるだけ$\alpha$を小さくとる必要がある.
0.$6
o.$z
(

0.08

$fl\triangleleft$

0.04$0_{0.0\}$

0.02

0.06

$0.05$$0.04$$0.03$

0.07$a$fig. 42: レベルセヅト法と線形解析の差 (対称モード)

4.2

反対称モード

反対称モードの撹乱を加えた場合のシートの上下界面の時間発展を$\mathrm{f}\mathrm{i}\mathrm{g}.4.3$に示す. 式 (3.28)

より $k=\pi$ に対して $\omega\simeq 1.65+1.56\mathrm{i}$ となる. 図 (b) より対称モードと同様に $\alpha=0.06$ では線形の結果とかなりの違いが見られるが $\alpha=0.02$ では線形の結果とほぼ一致していることがわ
かる.
1004

1004

$\approx+$

1.002
1

1.002

’

1

$\sim\pm$0.998$\mathrm{O}.996$

0996

0996
00.5

1.5

1

1

0.5

0

2

$\mathrm{t}.5$

2

$x$

$x$

-0.996-O.996$,-.’-.-’.—\simeq\sim-\backslash \backslash \backslash \backslash \backslash \backslash \backslash$.

$\backslash ^{\backslash }\mathrm{s}_{\backslash }..\mathrm{n}$$’\swarrow’\prime\prime\prime$

Linear$a=002\alpha=0.06-\cdot--$$\backslash \backslash \backslash ^{\backslash \backslash }\wedge\cdot\backslash$–$- 0.998- 1$$- 0.998- 1$$\backslash _{\backslash }^{\mathrm{L}\mathrm{i}\mathrm{n}\mathrm{e}\mathrm{a}\mathrm{r}}a=0.02a\overline{\sim}0.06\backslash \backslash \backslash -_{d}--\prime\prime.’/$$\sim^{\mathrm{I}}rightarrow$$\backslash ^{arrow}|$-1002-$.C02-$.004

-1004
00.5

11.5

$\backslash \backslash \backslash .--.-----’\prime\prime\prime’.\prime\prime$

200.5

11.5

2

$x$

$x$

$(\mathrm{b})\mathrm{t}=1$$(\mathrm{a})\mathrm{t}=0.5$

fig. 43: 界面の時聞発展 (反対称モード)

時刻 $t=1$ での界面形状の数値解析と線形解析との差合と同様正確な結果を得るためには, できるだけ$\alpha$$\Delta S$

を fig 44 に示す. 対称モードの場

を小さくとる必要がある.

71
0.16
0.12
$\mathrm{t}D\triangleleft 0.08$

0.04

科. {
$0$

0.02

0.03

0.04

o.os

$0.05$

0.07$\alpha$fig. 4.4: レベルセット法と線形解析の差 (反対称モード)

5

結論
前節までに得られた結果をまとめると以下のようになる:・非粘性流体に対するレベルセット法の有効性を議論した.
・得られた方程式は界面で $H(\Phi)H(-\Phi)_{7}H^{2}(\Phi)-H(\Phi)$ を無視すれば形式的には粘性流体に対して既に得られている方程式と同じになる.

・この方程式を用いると速度不連続がある場合でも$\alpha$を小さくするほど線形解に近づく. 例

として, 界面のぼかし幅を $\alpha=0.02$ 程度に狭くとると, 撹乱が約 5 倍に増幅した場合 $(t=1)$
でも誤差は約 3% に抑えることができた.

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