3D-a01

流動特性 / 熱伝導コルゲート管内における液体窒素気液二相圧力損失
Pressure drop of vapor-liquid nitrogen flow in a corrugated pipe
太田 純平，大平 勝秀，宮田 一司，高橋 幸一（東北大 流体研）；
小林 弘明、田口 秀之（宇宙航空研究開発機構）；青木 五男（ジェック東理社）
OTA Jumpei, OHIRA Katsuhide, MIYATA Kazushi, TAKAHASHI Koichi (IFS, Tohoku Univ.);
KOBAYASHI Hiroaki, TAGUCHI Hideyuki (JAXA); AOKI Itsuo(JECC TORISHA)
E-mail: johta@luna.ifs.tohoku.ac.jp
1. 緒言
宇宙航空研究開発機構（JAXA）が開発を進めている
巡航速度マッハ 5 の極超音速旅客機は、エンジン内に液体水素を冷媒とする熱交換器を搭載し、1000 K 以上の流入空気を冷却する[1]。熱交換器内で液体水素は容易に沸騰し、流動の不安定な気液二相流となるが、極低温流体の気液二相流動・伝熱に関する研究は十分でない[2]。コルゲート管は極低音時の配管収縮の吸収に用いられるが、極低温流体および気液二相流の流動特性に関する研究は少ない。本研究では、コルゲート管内を流動する液体窒
素気液二相流の圧力損失に関する実験結果を報告する。

Table 1 Test conditions.
Parameter
Heat flux [kW/m2]
Run tank pressure [MPa]Vapor quality [-]Mass flux [kg/m2・s]
Mean velocity [m/s]

2. 実験装置
実験装置は、ランタンク、予熱部、供試体であるコル
ゲート管、可視化部、キャッチタンクからなる。予熱部
で気液二相流のクオリティを制御し、コルゲート管において圧力損失を計測した。可視化部では、高速度カメラ
による流動様相の観察および静電容量変化によるボイド率測定を行った。実験条件を表 1 に、使用したコルゲー
ト管の詳細を図 1 に示す。
3. 結果と展望図 2 に非加熱条件における液単相流の管摩擦係数とレイノルズ数の関係を示す。実験結果は Daniels の実験曲
線[3]と良く一致（±20 %程度）するが、管摩擦係数はレイノルズ数の累乗に比例する傾向が見られた。図 3 に、
加熱後の気液二相条件における結果の一例として、予熱部熱流束 10 kW/m2、ランタンク圧力 0.11 MPa の場合の各流動における流速、圧力損失、流動様相を示す。圧力損失について、McAdams の均質流モデルは実験値と比べて0～30 %低く、Chisholm の分離流モデルは 0～30 %程度高い値を示した[4][5]。今後は形状の異なるコルゲート管を用いて実験を行い、管形状が及ぼす影響について考察を行う。
参考文献[1] H. Kobayashi et al., “Development of a Hypersonic
Turbojet Engine Controller Designed for a FlightExperiment”, JAXA-RR-08-012 (2009).
[2] K. Ohira et al., “Heat transfer characteristics of boiling
nitrogen flow in a horizontal square pipe”, Abstracts of
CSSJ Conference, Vol. 89(2014), p. 187.
[3] C.M.Daniels et al., “Determining pressure drop in
FLEXIBLE METAL HOSE”, MACHINE DESIGN,
Nov.25 (1965), p. 187-188.
[4] W.H. McAdams et al., “Vaporization inside horizontal tubes
II-benzene-oil mixtures”, Trans. ASME, Vol. 64(1942),
p. 193-200.
[5] D. Chisholm et al., “A theoretical basis for the LockhartMartinelli correlation for two-phase flow”, Heat andMass Transfer, vol. 10 (1967), p. 1767-1778.

Unheated–
0.11 – 0.20–
563 – 3017
0.70 – 3.82

Heated10, 200.11 – 0.14
-0.015 – 0.088
337 – 1760
0.42 – 2.21

Fig. 1 Details of the corrugated pipe.

Fig. 2 Friction factor vs. Reynolds number in unheatedliquid flows.

Fig. 3 Comparison of experimental data with predictedvalues for two-phase pressure drop per unit length.

― 207 ―

第90回

2014年度秋季低温工学・超電導学会

3D-a02

流動特性 / 熱伝導水平三角形管内を流動するスラッシュ窒素の圧力損失特性㻌㻼㼞㼑㼟㼟㼡㼞㼑㻌㻰㼞㼛㼜㻌㻯㼔㼍㼞㼍㼏㼠㼑㼞㼕㼟㼠㼕㼏㼟㻌㼛㼒㻌㻿㼘㼡㼟㼔㻌㻺㼕㼠㼞㼛㼓㼑㼚㻌㼕㼚㻌㻴㼛㼞㼕㼦㼛㼚㼠㼍㼘㻌㼀㼞㼕㼍㼚㼓㼡㼘㼍㼞㻌㻼㼕㼜㼑㼟㻌㻌黒瀬㻌 築，奥山㻌 惇，齋藤㻌 悠太郎，高橋㻌 幸一，大平㻌 勝秀（東北大㻌 流体研）；青木㻌 五男（ジェック東理社）㻌
㻷㼁㻾㻻㻿㻱㻌㻷㼕㼦㼡㼗㼡，㻻㻷㼁㼅㻭㻹㻭㻌㻶㼡㼚，㻿㻭㻵㼀㻻㻌㼅㼡㼠㼍㼞㼛，㼀㻭㻷㻭㻴㻭㻿㻴㻵㻌㻷㼛㼕㼏㼔㼕，㻌㻻㻴㻵㻾㻭㻌㻷㼍㼠㼟㼡㼔㼕㼐㼑（㻵㼚㼟㼠㼕㼠㼡㼠㼑㻌㼛㼒㻌㻲㼘㼡㼕㼐㻌㻿㼏㼕㼑㼚㼏㼑，㼀㼛㼔㼛㼗㼡㻌㼁㼚㼕㼢㻚）；㻭㻻㻷㻵㻌㻵㼠㼟㼡㼛（㻶㻱㻯㻯㻌㼀㻻㻾㻵㻿㻴㻭）㻌
㻱㻙㼙㼍㼕㼘㻦㻌㼗㼡㼞㼛㼟㼑㻬㼘㼡㼚㼍㻚㼕㼒㼟㻚㼠㼛㼔㼛㼗㼡㻚㼍㼏㻚㼖㼜㻌㻌
7\SH$ では，粘性係数に液単相の値を用いたとき最もよ㻝㻚 緒論㻌
く実験値を整理できた．この結果は，内径 PP の円管
水素エネルギーの有効利用を目的として，極低温スラッシ
において，実験値を最も良く整理した見かけの粘性係数
ュ流体（液体中に同成分の固体粒子が混在する極低温流体）>@とは異なる．これは円管と三角形管の断面形状の違いの研究を行っている．スラッシュ流体は，液単相と比較して，に起因して圧力損失特性に違いが現れたと考えられる．
固体粒子の存在による高密度化，融解熱によるボイルオフ抑制などのメリットがある．㻌
550
200
本研究室では，スラッシュ水素を利用した高効率水素エネ
ΔP
P
T T
P
T
T
T
T
ルギーシステム㼇㻝㻘㻌㻞㼉を提案している．本研究は，このシステム
T
T
T
T
T
1.2
T
の実用化に向けて，正三角形流路を流れるスラッシュ窒素の
100 T
T
T
40
T
T
20
125
300
Type-C
Type-B
Type-A550
流動特性の把握を行った．三角形管は断面積が等しい円管
600800と比較して，伝熱面積が大きく，集積性が高いという特徴がある．本発表では，水平三角形管内を流動するスラッシュ窒素
࣭Total length: 1025 mm
࣭Cross section (a side) : 20 mmの圧力損失特性について報告する．㻌࣭Wall thickness: 1.2 mm㻌㻲㼕㼓㻚㻌㻝㻌㻰㼑㼠㼍㼕㼘㼟㻌㼛㼒㻌㼠㼔㼑㻌㼠㼑㼟㼠㻌㼟㼑㼏㼠㼕㼛㼚㻚㻌㻞㻚 実験装置および実験条件㻌
装置は主に，スラッシュ窒素を製造するランタンク，データを計測するテストセクション，流動後の流体を貯蔵するキャッチタンクから成る．流速と固相率は，ランタンク内の静電容量型液位計および静電容量型密度計によりそれぞれ計測した．㻌
㻲㼕㼓㻚㻌㻝 にテストセクションの詳細を示す．テストセクションは，無酸素銅製（肉厚 㻝㻚㻞㻌 㼙㼙）で，流路断面は一辺 㻞㻜㻌 㼙㼙 の正三角形であり，㻟 種類の姿勢でそれぞれ実験を行った．圧力取出し口を 㻡㻡㻜㻌 㼙㼙 間隔で設置し，この区間の圧力損失を測定した．また，装置は真空断熱を施している．㻌 㻌
実験条件は，平均流速㻌 㻜㻚㻟㻙㻠㻚㻞㻌㼙㻛㼟，質量固相率㻌㻣㻙㻞㻜㻌㼣㼠㻚㻑である．㻌
㻌㻟㻚 実験結果および考察㻌㻲㼕㼓㻚㻌 㻞 に平均流速に対する単位長さ当たりの圧力損失を，)LJ3UHVVXUHGURSYVPHDQYHORFLW\RIVOXVK1
各タイプをパラメータとして示す．図中，実線はサブクール液

体窒素の実験結果から得られた最小二乗近似値であり，点0.04
線はブラジウスの式による計算値である．㻌
3.15104 < Re SL < 1.5105
5-10 wt.%㻲㼕㼓㻚㻌 㻞 より，㼀㼥㼜㼑㻙㻭 では平均流速が約 㻝㻚㻤㻌 㼙㻛㼟 以上，㼀㼥㼜㼑㻙㻮，㼀㼥㼜㼑㻙㻯 では約 㻝㻚㻢㻌㼙㻛㼟 以上で，スラッシュ窒素の圧
10-15 wt.%
0.03
力損失がサブクール液体窒素よりも小さくなる圧力損失低減
15-20 wt.%が発生していることが分かる．㻌
Blasius.Eq
また，液体窒素（㻢㻟㻚㻝㻡㻷）の粘性係数μ㼘 と 㻞 種類の固液二相流のみかけの粘性係数μ㻿㻸 を用いて，結果を整理した．㻌
0.02
㻲㼕㼓㻚㻌 㻟 に，㼀㼥㼜㼑㻙㻭 での，粘性係数に液単相の値を用いたスラッシュレイノルズ数と管摩擦係数の関係を示す．スラッシュ
レイノルズ数と管摩擦係数はそれぞれ以下の式（㻝），式（㻞）か0.01
ら算出した．㻌
106
105
104
10000
1000001000000
ρSLU m D
Slush Reynolds Number ReSL [-]㻌㻌㻌 㻌 㻌 㻌 㻌 （㻝）㻌Re 㻲㼕㼓㻚㻌㻟㻌㻿㼘㼡㼟㼔㻌㻾㼑㼥㼚㼛㼘㼐㼟㻌㼚㼡㼙㼎㼑㼞㻌㼢㼟㻚㻌㼒㼞㼕㼏㼠㼕㼛㼚㻌㼒㼍㼏㼠㼛㼞㻌㼛㼒㻌㼟㼘㼡㼟㼔㻌㻺㻞㻌㼕㼚㻌μSL㼀㼥㼜㼑㻙㻭㻚㻌
ρ U2 L
ΔP λ  SL m  㻌㻌㻌 㻌 㻌 㻌 㻌 （㻞）㻌㻌2D㻌
ここで，ρ㻿㻸 はスラッシュ窒素の密度，㻰 は水力直径，㻸 は管参考文献
長である．㻌
 .2KLUD&U\RJHQLFV9RO  ，SS．．
㻲㼕㼓㻚㻌 㻟 より，固相率に関わらず，実験値を（㻟）式で，標準偏 .2KLUD“&KDSWHU6OXVK+\GURJHQ3URGXFWLRQ
差 㻢㻚㻟㻑以内で結果を整理できた．㻌
6WRUDJH DQG 7UDQVSRUWDWLRQ”LQ “+DQGERRN RI
5.131+\GURJHQ (QHUJ\ 9RO” :RRGKHDG 3XEOLVKLQJλ（）
ReSL
  WREHSXEOLVKHG 
up

down

2

5

3

6

4

5

6

5

6

5

4

6

4

Pipe Friction Factor λ [-]1

4― 208 ―

第90回

2014年度秋季低温工学・超電導学会

3D-a03

流動特性 / 熱伝導

気泡収縮過程の可視化から求めた微小重力中の He II-vapor 界面の熱輸送
Study of Heat transport across He II-vapor interface
based on the visualization results of bubble shrinking under microgravity condition
高田 卓（核融合研）；木村 誠宏（高エネ研）；村上 正秀（筑波大）；岡村 崇弘（高エネ研）
TAKADA Suguru (NIFS); KIMURA Nobuhiro (KEK);MURAKAMI Masahide (U. Tsukuba); OKAMURA Takahiro (KEK);
E-mail: takada.suguru@LHD.nifs.ac.jp

 1−0.4 β  4σ 4 
− 2 π  j +  D  2 RTi 
β
π 

 



Fig.1 A typical series of pictures of single bubble shrinking in He II
under microgravity at 1.9 K (a) 0.104 s (b) 0.208 s (c) 0.312 safter the heater turning off
10-7

7.77 mW

1000

18.05 mW
21.50 mW
Kinetic Theory

2

Heat ﬂux (W/m )3．実験結果と考察
代表的な気泡の収縮の推移を Fig.1(a)-(c)に示す。イメー
ジは約 20ｘ20 mm の領域を撮影している。気泡はおおよ
そ球形を保ちながら収縮していき、どちらかに数 mm 程
度流れて消滅に至る。こうした消滅の様子は、地上重力においては、気泡が小さく、気泡消滅までのスピードも速いために実現しない。微小重力環境を使った本実験で初めて可能になったものである。
この収縮から消滅までの気泡サイズの時間変化をグラフにすると Fig.2 のようになる。Fig.2 は、気泡消滅の瞬間
を 0 秒として、気泡消滅までの時間と気泡体積プロットしたものである。どういった気泡成長を経験したかに関
わらず収縮過程においては、各ケース共に気泡径と時間の関係は非常に近い値を取る。
こうして求めた気泡サイズの時間変化を微分して算出された体積変化がすべて凝縮の結果であるとの仮定を元に、計算された気液界面から運ばれた熱流束が Fig.3 のようになった。ここで、実験値に比較して示した曲線は気体分子運動論の議論を元にした気液界面を貫く非定常熱輸送方程式に近似を施した下記の式を使用した。

（１）

β は expansion rate j は mass flux, σ は表面張力 D は気泡直径, R はヘリウムの気体定数, Ti は気液界面の温度を示す。
こうした計算結果と測定データを元にした潜熱輸送の計
算結果（Fig.3 測定点）
が非常に近い値を示す。式（１）による計算結果との差異は気泡径が小さくなるほど小さくなる。気泡径の大きなときに見られる比較的大きな差異
は、気泡内部の温度が飽和蒸気圧温度よりも高いために計算に使われた密度が実際よりも小さいこと、気泡収縮
がガスの熱収縮によっても起こることの つの要因によるものと考えられる。

3

2．実験方法微小重力下において、小型の窓付き超流動クライオスタ
ット 1)内に水平に設置した直径 50µm 長さ 2 mm 程度の極
小マンガニン細線ヒータを水平に設置し、通電すること
で沸騰を引き起こし球状の単気泡を作った後、通電を停止し、気泡が収縮消滅に至るまでの様子をハイスピード
カメラで撮影した。 照明は LED 光源による拡散光ではあるがテレセントリックレンズを使用している為、平行光で撮像するシャドウグラフ法のように密度に高い感度を持つ撮影が可能になっている。
微小重力環境については、産業技術総合研究所北海道センターの微小重力落下塔を使用した。微小重力環境 1mG程度を実現できる時間は 約 1.4 秒間である。
落下開始 0.1
秒後から定電流モードで通電を開始し、0.4 秒間通電後に停止した。
気泡体積の算出方法は、まず撮影された画像で気泡投影
面積を測定し、投影面が理想的な球形であると仮定して直径を算出、その直径を使って完全な球を仮定して気泡体積を求めている。

qi =Volume (m )１．研究背景超流動ヘリウム (He II) を微小重力空間で使用する際を考慮するうえで、気液界面を横切る熱輸送能力についての研究は重要である。これまで、我々のグループでは、落下塔を使用した微小重力環境を利用して、He II 中にヒータ加熱による単気泡を生成する実験を行いその気泡成長を観察してきた 1)。本報告では、こうした実験の中で行った微小重力下でヒータによる加熱を中断し、気泡収縮に転じる過程を観察した実験結果を取り上げ考察する。

10-87.77 mW
18.05 mW
21.50 mW

10

-9

0.01

0.1

1

Time (s)Fig.2 Time variation of bubble
volume at 1.9 K

100

10

1

Diameter (mm)10

Fig.3 Estimation of heat flux at
He II-vapor interface at 1.9K

4．まとめ
微小重力下で実験を行うことで観測が可能になった He
II 中の気泡収縮の可視化データを用いて、気泡体積の凝縮による収縮速度を測定し、He II-vapor 界面の熱輸送を算出した。この結果、この気液界面を貫く熱流束が He II 中にあっても古典理論である気体分子運動論で解説される
気液界面の熱輸送こそが支配的であることが見いだされ
た。
参考文献
1.
S.Takada, N. Kimura, et al, Adv. in Cryo. Eng. vol.59A― 209 ―

(2014)p.292-299

第90回

2014年度秋季低温工学・超電導学会

3D-a04

流動特性 / 熱伝導

水素流路中心の垂直発熱線における DNB 熱流束
DNB Heat Flux on a Vertical Wire in Liquid Hydrogen Flowing in Annulus
塩津 正博, 白井 康之, 堀江 裕輝, 米田 和也, 松澤 崇之（京大）; 達本 衡輝（原子力機構）； 畑 幸一（京大）
小林 弘明, 成尾 芳博, 稲谷 芳文（JAXA）
SHIOTSU Masahiro, SHIRAI Yasuyuki, HORIE Hiroki, YONEDA Kazuya, MATSUZAWA Takayuki (Kyoto Univ.);
TATSUMOTO Hideki (JAEA); HATA Koichi (Kyoto Univ.); KOBAYASHI Hiroaki, NARUO Yoshihiro, INATANI Hirohumi (JAXA)
E-mail: shiotsu@pe.energy.kyoto-u.ac.jp
1． はじめに狭いギャップの流路内における沸騰熱伝達とＤＮＢ熱流束の理解は、液体水素冷却超電導機器のクエンチ時の安全解析や設計に重要である。本報では、直径 8 mm の液体水素流路中心に支持した 1.2 mm 径 PtCo 発熱体における DNB 熱流
束をサブクール度や流速を変えて測定して各パラメータの影
響を明らかにし、等価直径の類似な円管発熱体の結果との比較検討を行った。

参考文献[１] Y. Shirai et al.：Abstracts of CSJ Conference, Vol.81(2009) p.64.
[2] H.Tatsumoto et al.: Adv. in Cryo. Eng., 59A (2014)
p.403.
Tsat106

P =0.7 MPa
Tsub= 8 K

qDNB
qDNB
qDNB

7.54 m/s

2

q [ W/m ]4.09 m/s
1.55 m/s

C

105

B
104

Fig.1 Test heater block.

Dittus-Boelter Eq.
101

102

TL [ K ]Fig.2 Typical heat transfer processes for various flow velocities.
10 ] 45

P=0.7MPa2

DNB Heat Flux (W/m )3． 実験結果と考察
実験は圧力 0.4, 0.7, 1.1 MPa, サブクール度 0 から 8 K, 流
速を 0.3 m/s から 10 m/s まで変えて行った。発熱率を指数関数状（ Q = Q0et/）に = 10.0 s でゆっくり連続的に上昇させ核沸騰領域から離脱する点の熱流束(DNB 熱流束)を求めた。Fig 2.は代表的 熱伝達経過をしめす。縦軸は熱流束
q ,横軸は発熱体表面温度の入り口液温からの上昇分 TL である。AB は非沸騰域 BC は核沸騰域、C は DNB 点で以後急激に温度上昇して膜沸騰にいたる。非沸騰域の熱伝達は流速が大きいほど良く、水力的等価直径 D
w ( D1  D2 ) を代表長さとした Dittus Boelter 式の値と殆ど一致している。核沸騰
熱伝達は流速が変わっても殆ど変わらない。
Fig. 3 は、0.7MPa の DNB 熱流束と流速の関係をサブクー
ル度をパラメータとして示す。各流速のデータは、流速 2 m/s
程度以下の勾配の急な部分とそれ以上の勾配の緩やかな部
分からなっており、流速やサブクール度が大きいほど DNB 熱流束は大きい。流路の長さ及び Dw が本実験（ Dw  6.8 ）とほぼ等しい内径 6 mm の円管発熱体（長さ 100 mm）における
DNB 熱流束を Fig. 3 上に比較のため本実験と比較してしめす。
各サブクール度のデータ共本実験の方が大きい。
DNB 熱流束には、流路出口のボイド率やサブクール度が影響する。流路断面積は等価でも、本実験の方が加熱面積が小さいことから、同一流速に対する DNB 熱流束が大きくなると考えられる。筆者等(2)は、加熱垂直円管内の飽和沸騰
DNB 熱流束表示式として次式を提示している。
(1)
qDNB  Gh fg (  v /  l )0.43 ( L / D ) 0.35 Fb

Fb 0.32We 0.45  0.0017 for We  Web(2)
Fb  0.038( L / D ) 0.45
for We  Web
(3)

A
103 0
10

3

2
1.2mm-8mm 6mm-100mm-100mmSubcooling
Subcooling
8.0K
8.0K
5.0K
5.0 K
2.0K
0K
0K

1

0

5

10
15
Flow Velocity (m/s)

20

Fig. 3. DNBheat flux versus flow velocity with liquid subcooling as aparameter. Comparison with the results for a round tube.
10-1

qDNBG-1hfg-1(v/l)-0.43(L/DH)0.35

2． 試験発熱体実験装置や実験方法の詳
細は既に報告した[１] ので省略する。試験発熱体は、直径 D2  1.2 mm, 長さ 120 mmの PtCo（0.5 wt. %）合金線で、Fig.1 に示すように FRP ブロッ
ク を 貫 通 す る 内 径 D1  8.0
mm の流路中心に支持されている。このブロックを試験槽内
トランスファーチューブ一端に垂直に支持し発熱体を直流電流加熱した。電気抵抗変化
から発熱体平均温度を測定した。

0.32Web0.45  0.0017 
0.038( L / D ) 0.45(4)
We  G D / ( l ) , D, L:円管内径と長さ、G:質量流量。
そこで、(1),(3)式の D を加熱等価直径 D( D12  D22 ) / D2
H
で、 We 式の D を Dw で置き換えた式と圧力 0.4, 0.7, 1.1 MPaの飽和沸騰 DNB 熱流束とを比較し Fig.4 に示す。実験結果は大略記述されているが、さらに次式のように修正すると良い一致が得られた。
Fb  0.29We 0.45  0.001(5)
サブクール沸騰ＤＮＢ表示式についても今後検討する。
2

Saturated Condition
1.2mm-8mm-120mmPressure
0.4MPa0.7MPa1.1MPa10-2

10-3 110

y=0.32*x(-0.45)+0.0017
y=0.29*x(-0.45)+0.001
102
103
104
105
We

106

Fig. 4. Comparison of the DNB heat flux for the wire inserted
into the pipe with the authors’equations.

― 210 ―

第90回

2014年度秋季低温工学・超電導学会

3D-a05

流動特性 / 熱伝導

強制対流下におけるサブクール液体水素の過渡熱伝達特性
Transient heat transfer from a wire inserted into a vertically mounted pipe
to forced-flow subcooled liquid hydrogen.
達本 衡輝 (原子力機構)；白井 康之，塩津 正博，堀江 裕輝，米田 和也，松澤 崇之 （京大）；
小林 弘明，成尾 芳博，稲谷 芳文 (JAXA)TATSUMOTO Hideki (JAEA); SHIRAI Yasuyuki, SHIOTSU Masahiro, KOBAYASHI Hiroto, YOSHIKAWA Kotaro, HORIE Yuuki,
YONEDA Kazuya, MATSUZAWA Takayuki (Kyoto Univ.); KOBAYASHI Hiroaki, NARUO Yoshihiro, INATANI Yoshifumi (JAXA)
E-mail: tatumoto@post.j-parc.jp
1. はじめに
液体水素は、高い熱伝導率や比熱を有するため、高温超伝導機
器の冷媒として期待されている。高温超伝導導体の冷却設計や安定性評価に必要不可欠な液体水素の強制流動下における過渡熱伝達特性を把握するために、本研究では、CICC 導体のような直接冷却方式の超伝導導体を模擬した供試体を用いて、指数関数状に上昇発熱を与えた場合の 20.9 K のサブクール液体水素(0.4MPa と0.7MPa)の強制対流過渡熱伝達特性を測定した。

×105 52. 供試体装置や実験方法の詳細は既に報告している[1]。内径 8 mm、全長が 120 mm の FRP 製流路の中心軸に沿って, 直径(d) 1.2mm、加熱
長さ120 mmのPtCo製ワイヤヒーターを設置した。
この供試体は、実験槽内のトランスファーチューブの一端に接続し、垂直に支持した。圧力 0.4 MPa、0.7 MPa の条件下で温度 20.9 K のサブクール
液体水素を強制流動させ、この PtCo ワイヤを指数関数状の発熱率
Q = Q0 exp(t/) で直流電流加熱し、上昇周期 を変化させて過渡熱伝達特性を測定した。発熱体平均温度は、PtCo ヒーターの電気抵抗変化から測定し、発熱体表面温度は、平均温度の垂直軸方向
分布を無視して、その平均温度と発熱率から半径方向の熱伝導方
程式を解いて求めた。

00

0.4 MPa
0.7 MPaCHF (W/m2)

4
3
2
1

2

4
6
Velocity (m/s)

810

Fig.1 Steady-state critical heat fluxes, qst, at P = 0.4 and 0.7 MPa[10 ] 5
5

5 m/s
3 m/s
1 m/s
0.4 m/sTransient CHF (W/m2)

4
3

qst =2.5x105 W/m2
qst =2.1x105 W/m2
qst =1.9x105 W/m2210

qst =1.2x105 W/m2

P=0.4 MPa
Tin=20.9K
-2

-1

0

1

qcr - qst (W/m2)

Transient CHF (W/m2)

10
10
10
10
3. 実験結果と考察
Exponential period (s)Fig.1に圧力0.4MPaおよび0.7MPaの条件下においてサブクール
Fig.2 Transient critical heat flux versus exponential period at 0.4 MPa.
液体水素（入口液温：20.9 K）を強制流動させた場合の定常熱伝達特性結果を示す。0.4 MPa と 0.7 MPa の場合で、定常限界熱流束[105] 5
5.5 m/s（CHF）qst はほとんど同じである。また、CHFは流速が1 m/s付近を境
2.5 m/s
4に流速の依存性が大きく変化する。
0.8 m/s
Fig.2に0.4 MPaにおける過渡CHF(qcr)のτ依存性を示す。τ> 1s
0.3 m/s3
qst =2.7x105 W/m2
では、過渡 CHF は加熱速度の影響はなく、ほぼ一定であり、定常状
qst =2.1x105 W/m2
態とみなせる。τ< 1s では、τの減少（加熱速度を速くする）とともに、
2
qst =1.5x105 W/m2
過渡CHF は増加し、τが同じ場合、流速が速い方が過渡CHF は大
qst =1.1x105 W/m2
1
きい。Fig.3に0.7 MPaにおける過渡CHF(qcr)のτ依存性を示す。0.4
P=0.7 MPa
Tin=20.9K
MPa の場合と同様に、τ< 1s でτが短くなると qcr は単調増加してお0-2
り、サブクール液体水素による強制冷却の場合、液体窒素の浸漬冷
10
10-1
100
101
却で報告[2]されているような核沸騰域がなく、膜沸騰へ直接遷移す
Exponential period (s)ることによる過渡CHF の急激な減少はないことが明らかになった。まFig.3 Transient critical heat flux versus exponential period at 0.7 MPa.
た、圧力が低い方が、τの減少に伴う過渡CHF の増加傾向は大きく
106
P = 0.4 MPa
なるように見える。
2.0×104 -0.5
5 m/s
過渡 CHF(qcr)を定常 CHF(qst)からの上昇分（qcr - qst）として整理
3 m/s
5
1 m/s
10
した結果を Fig.4 に示す。τ< 0.5 s の領域で、qcr - qst は、流速にほ
0.4 m/s-0.5
とんど依存せず、τ で表されることがわかった。その係数
は、圧力が低い方が大きくなっている。
4 P = 0.7 MPa
10謝辞
この研究の一部は、JSPS 科研費(25289047)の補助を受けた。
参考文献[1] H. Tatsumoto, et al.: Abstracts of CSJ Conference, Vol. 81 (2009) p.65
[2] A.Sakurai et al; Cryogenics, Vol.32 (1992) p.421

103 -2
10

5.5 m/s
2.5 m/s
0.8 m/s
0.3 m/s

1.2×104 -0.5
10-1

 (s)

100

101

Fig.4 Effect of exponential period on increment of transient CHF fromsteady-state CHF.

― 211 ―

第90回

2014年度秋季低温工学・超電導学会

3D-a06

流動特性 / 熱伝導

液体水素流路内の円柱発熱体における超臨界圧下での強制対流熱伝達
Forced flow heat transfer from a cylinder set in vertically-mounted pipe to supercritical hydrogen堀江 裕輝, 白井康之, 塩津 正博, 松澤 崇之, 米田 和也（京大）;
達本 衡輝（原子力機構）; 成尾 芳博, 小林 弘明, 稲谷 芳文（JAXA）
HORIE Yuki，SHIRAI Yasuyuki, SHIOTSU Masahiro, MATSUZAWA Takayuki, YONEDA Kazuya(Kyoto-Univ.);
TATSUMOTO Hideki (JAEA); NARUO Yoshihiro, KOBAYASHI Hiroaki, INATANI Yoshifumi (JAXA)
E-mail: horie@pe.energy.kyoto-u.ac.jp
径)、𝑙𝑙𝑡𝑡 ⁄𝑙𝑙ℎ = （水力的等価直径）�（発熱体直径）を用いた。
実験結果と表示式は良く一致しているが、 L = 120 mm、54.5 mm の発熱体それぞれについて、∆𝑇𝑇𝐿𝐿 = 40 K、70 K 以
上の範囲では実験結果の方が表示式より大きくなった。
参考文献
1. Y. Shirai, et al.: Abstracts of CSJ Conference, Vol.81(2009) p.64.
2. Van Sciver S., Helium Cryogenics, (1986) p231-238.
3. Shiotsu, et al.: Proc.ICEC24-ICMC2012(2012) p165-168.

10

q [ W/m2 ]1．はじめに液体水素冷却高温超電導機器を設計する際に、液体水素の熱伝達特性を把握することは重要である。本研究では円管流路の中心に PtCo 合金発熱体を支持することで CIC 導体を模擬した試験体を用いて、超臨界圧力下（P = 1.5 MPa）での液体水素強制対流熱伝達特性を測定した。
2．試験体
実験装置や実験方法の詳細は既に報告しているので省略する[1]。直径 d 1.2mm、長さ L 120mm および 54.5mm の PtCo
ワイヤー発熱体をそれぞれ流路径 8.0mm および 5.7mm の垂直支持 FRP 製円管流路の中心軸に沿って設置した。これらの試験体を実験槽内トランスファーチューブの一端に接続し、発熱体を直流通電加熱した。電気抵抗変化から試験体平均温度を測定し、試験体表面温度は、測定した試験体平均温度と発熱率から半径方向の熱伝導式を解いて求めた。

5

T 'cr

Wire heaterin pipe
De = 6.8 mm
L =120 mm

TB = 21 K
v = 3.5 m/s

104

P = 1.5MPa
P = 1.1MPa

Dittus-Boelter Eq.

10

3

100

101

∆TL [ K ]102

Fig.2 Typical heat transfer curve in forced flow of liquidhydrogen.

105

Wire heaterin pipe
De = 6.8 mm
L =120 mm
P = 1.5 MPa
TB = 21 K

T 'cr

Velocity
8.0m/s
3.5m/s
1.0m/s
Shiotsu's Eq.

104

103
100

h [ W/m2 K]

3．実験結果と考察
発熱率を指数関数状（𝑄𝑄 = 𝑄𝑄0 𝑒𝑒𝑒𝑒𝑒𝑒(𝑡𝑡⁄𝑡𝑡)、𝜏𝜏 = 5.0 s）に上昇させ、圧力 P = 1.5 MPa、入口液温 TB = 21 K の条件下で流速が 1.0～12.5 m/s の範囲内の液体水素強制流動下における熱伝達特性を測定した。
Fig.2 に実験結果の代表例として L = 120 mm、流速 3.5
m/s での熱伝達特性と、過去に行った超臨界圧力近傍の圧
力 P = 1.1 MPa(未臨界圧力)での実験結果を示す。横軸は発熱体表面温度の入口液温からの上昇分 ∆𝑇𝑇𝐿𝐿 である。擬臨界′
温度 𝑇𝑇𝑐𝑐𝑐𝑐
以下の熱伝達は Dittus-Boelter 式[2]の予測値と良′く一致した。𝑇𝑇𝑐𝑐𝑐𝑐
以上の領域では、超臨界圧力下での熱伝達は膜沸騰遷後の未臨界圧力下での熱伝達より大きくなった。
Fig.3 に L = 120 mm、54.5 mm の発熱体における熱伝達係数 ℎ = 𝑞𝑞/∆𝑇𝑇𝐿𝐿 と ∆𝑇𝑇𝐿𝐿 の関係をそれぞれ流速をパラメーターとして示す。流速が大きいほど、熱伝達係数が減少し始める時の ∆𝑇𝑇𝐿𝐿 値が大きくなる。
塩津等は円管発熱体内側を流れる種々の液体について超臨界圧力下の強制対流熱伝達の表示式を報告している[3]。
𝑁𝑁𝑁𝑁 = 0.023𝑅𝑅𝑅𝑅 0.8 ���
𝑃𝑃𝑃𝑃 0.4 𝐹𝐹𝑐𝑐
(1)
ただし𝐹𝐹𝑐𝑐 = [1.0 + 108.7(𝐷𝐷𝑒𝑒 ⁄𝐿𝐿)2 ]0.25
0.34 (𝜇𝜇 ⁄0.17′ )](𝜌𝜌 ⁄[1.0 + 0.002(𝑙𝑙𝑡𝑡 ⁄𝑙𝑙ℎ )(Δ𝑇𝑇𝐿𝐿 ⁄𝑇𝑇𝑐𝑐𝑐𝑐
𝑤𝑤 𝜌𝜌𝐵𝐵 )𝐵𝐵 𝜇𝜇𝑤𝑤 )���
𝑃𝑃𝑃𝑃 = 𝑐𝑐𝑐𝑝𝑝 𝜇𝜇⁄𝜇𝜇 , 𝑐𝑐𝑐𝑝𝑝 = (ℎ𝑤𝑤 − ℎ𝑖𝑖𝑖𝑖 )⁄(𝑇𝑇𝑤𝑤 − 𝑇𝑇𝑖𝑖𝑖𝑖 )Fig.3 に破線で式（1）を示す。ただし、𝐷𝐷𝑒𝑒 = (水力的等価直h [ W/m2 K]

Fig.1 Schematic of test heaters.

10

5

101
∆TL [ K ]Wire heaterin pipe
De = 4.5 mm
L =54.5 mm
P = 1.5 MPa
TB = 21 K

T 'cr

102

Velocity
12.5m/s
6.0m/s
1.8m/s
Shiotsu's Eq.

104

103
100

101
∆TL [ K ]102

Fig.3 Heat transfer coefficient of supercritical hydrogen at thepressure of 1.5 MPa and the bulk temperature of 21 K withvelocity as a parameter.

― 212 ―

第90回

2014年度秋季低温工学・超電導学会

3D-a07

A15 線材

ITER Nb3Sn 線材における超電導フィラメントに生起する局所歪

Local Strain Exerted on Superconducting Filaments in the ITER Nb3Sn Strand
長村 光造（応用科研）；町屋 修太郎（大同大学）；ステファヌス ハルヨ（J-PARC）；中本 建志（KEK）；
Najib Cheggour（コロラド大学）；Arend Nijhuis（トエンテ大学）
KOZO Osamura (RIAS); MACHIYA Shutaro (Daido Univ); HARJO Stefanus (J-PARC); NAKAMOTO Tatsushi (KEK);CHEGGOUR Najib (Colorado Univ); NIJHUIS Arend (Twente Univ)
E-mail: kozo_osamura@rias.or.jp
印加歪を増加させて行くと、ある値(Aff : force free strain)で局所歪はゼロとなる。ここで線材の軸方向の Nb3Sn フィラメント
に生起する局所応力はゼロとなる。Nb3Sn 線材の臨界電流極大に関していくつかの理論があるが、その妥当性を議論するために重要なデータである。国際ベンチマーク試験の報告によれば臨界電流極大はホルダーとして Ti-Al-V およびCu-Be を用いたときに 0.10%および 0.33%の印加歪のときに出現していた[1]。
一方線材の横方向の局所歪の変化については、熱歪は引張性で 0.043%であり、印加歪とともにほぼ直線的に圧縮方向に減少する。横方向の force free strain は線材軸方向の値とは異なっている。すなわち偏差歪が完全にゼロになる状態は出現していない。
0.1

Cu Axial
0.08

AlatticeCu (%)

1．はじめに最近 ITER プロジェクトに使用される Nb3Sn 線材の臨界電流の歪依存性に関する国際ベンチマーク試験が実施された[1]。臨界電流が極大になる印加歪の値は研究機関が用いたホルダーの構造により異なることが明らかにされた。このホルダー構造依存性を議論するためには真に
Nb3Sn フィラメントに生起する局所歪を知らねばならない。本報告では中性子回折法で求めた Nb3Sn フィラメン
トに生起する局所歪の印加歪依存性およびその解析結果について詳述したい。
2．実験方法本研究で用いたブロンズ法 Nb3Sn 線材は国際ベンチマーク試験に用いられたと同じ Twente 大学で熱処理されたものであった。局所歪測定は中性子回折により格子定数変化を精密に測定する方法で J-PARC TAKUMI に装備されている低温引張装置を用いて実施した[2]。本装置では線材の軸方向と横方向の歪を同時に求めることができる。
また同時に複数の回折線を測定できるので、Nb3Sn の場合には(210), (211), (321)回折線から歪を求めた。
3．実験結果および考察
低温引張装置で到達最低温度まで冷却した状態で線材
T
中の Nb3Sn フィラメントに生起する熱歪（ ANb）を測定後、線
3 Sn
lattice ）を計測した。従材に印加歪を与え、その時の格子歪（ ANb
3 Sn

0.06

0.04
Cu111 Kroener
Cu200 Kroener
Cu220 Kroener
Cu111 obs
Cu200 obs
Cu220 obs

0.02って Nb3Sn フィラメントに生起する局所歪は
localT
latticeA
ANb
Nb 3 Sn ( A)
3 Sn  ANb 3 Sn ( A)(1)0で与えられる。

AlocalNb3Sn (%)

0.3

0.4

0.5

0.6

0.7

Fig. 2 に銅およびブロンズマトリックスの格子歪の印加歪依存性を示す。ブロンズ中のスズ濃度は最初 15.5wt%であった
が Nb3Sn の生成により 0.9wt%に減少しており、観測された回
折線は重なっておりここでは一つの相と仮定して解析を行った。格子歪の印加歪依存性は典型的な弾・塑性挙動を示す。
塑性変形の程度は[111] > [220] > [200]の順に大きくなるが、各々の結晶軸方向のヤング率の大きさと関係している。
4．まとめ
本報告では Nb3Sn 線材を構成する超電導フィラメント、Nb
バリヤー、Cu およびブロンズの極低温における局所歪の挙動を詳細に解析した。これらのデータをもとに今後臨界電流極大と局所歪の関係について明らかにしてゆきたい。

Aff
0

-0.2
210axial
211axial
321axial
00.2

Fig. 2 Lattice strain exerted on the Cu and Cu-Sn components
along the strand axis as a function of applied strain

0.2

-0.4

0.1

A (%)

Nb3Sn at 8.5 K

0.4

0

0.1

0.2

210transv
211transv
321transv

0.3

0.4

0.5

0.6

0.7

A (%)

Fig. 1 Local strain exerted on Nb3Sn filaments at 8.5 K as afunction of applied strain
Ｆｉｇ．１に 8.5 K における Nb3Sn フィラメントに生起する局所
日歪の印加歪依存性を示す。線材軸方向の局所歪について
は熱歪は-0.22%の圧縮歪であり、外部から印加した歪に対してほぼ直線的に格子歪は増加した。３つの格子面から得られた格子歪の印加歪に対する勾配は(210)面からの値が明らかに小さい。これは[210]方向のヤング率が他に較べて大きいことと矛盾しない。

参考文献[1] N. Cheggour et al; “International benchmarking of a
selection of strain-measurement facilities available in the
U.S.A., Europe, and Asia: First assessment at fixed
temperature and magnetic field”, submitted (SUST 2014).
[2] 長村光造他；“量子ビームによる実用超電導線材および導体中の局所歪の非侵襲的測定の最近の進歩”、低温工学 49 (2014) 475 – 484― 213 ―

第90回

2014年度秋季低温工学・超電導学会

3D-a08A15 線材

CuNb/Nb3Sn 線材の臨界電流に与えるコイル径の影響
Influence of coil diameter on critical current
for CuNb/Nb 3Sn superconducting wires
大村拓也, 小黒英俊, 淡路智, 渡辺和雄（東北大）;杉本昌弘, 坪内宏和（古河電工）
T. Omura, H. Oguro, S. Awaji, K. Watanabe(Tohoku Univ.); M. Sugimoto, H. Tsubouchi(Furukawa Electric)
E-mail:daison.tk@imr.tohoku.ac.jp
1.はじめに近年、Nb3Sn 線材を改良し、高強度 Nb3Sn 超伝導線材を開発することで、機械的に強い線材が作製されるようになった。
この事から、Nb3Sn 超伝導マグネット作製法として React＆Wind 法（線材の超伝導層の生成熱処理を行った後にコイルに巻線する方法）の適用が考えられるようになった。この方法
は事前曲げ処理[1]と併用する事で、従来の方法である Wind
＆React 法（コイルに巻線した後に線材の超伝導層の生成熱処理を行なう方法）よりも、低コストで高性能な超伝導マグネッ
トを作製できる可能性を持つ。
ところが、Nb3Sn 線材はひずみによって超伝導特性が劣化する事は良く知られている[1]が、React＆Wind 法で作る際にコイルに巻いた際に生じる純粋曲げひずみと、事前曲げ処理による特性変化との関係に関する報告はない。そこで本研究
では強磁場低温中において、事前曲げ処理した線材をコイル
ボビンの径を変えて巻き付けることで、純粋曲げひずみを印加させた状態で臨界電流測定を行なった。この結果より、
CuNb 補強 Nb3Sn 線材(CuNb/Nb3Sn)の臨界電流に与える
コイル径と事前曲げ処理の影響を調べた。
2.実験方法測定に用いた線材は、線径がφ0.8 mm であり、φ150 mmのボビンに巻かれた状態で 670ºC × 96 h の熱処理を行った、古河電気工業製 CuNb 補強ブロンズ法 Nb3Sn 超伝導線材である。直線状に引き出すと-0.53%の逆曲げが印加される熱処理となっている。この線材の事前曲げ処理による特性の変化を測定するため、熱処理したままの状態の線材(As-reacted wire)と、φ65 mm のプーリーを通して 0.75%の事前曲げ処理を 10 回施した線材(Prebent wire)を用意した。
この 2 種類の線材に対し、純粋曲げひずみによる影響を調査するため、線材を巻き付ける巻枠の直径を変えて、純粋曲げ
ひずみを印加したコイルを作製し、臨界電流測定を行った。
実験に使用したコイル径はそれぞれφ60, 80, 96, 110 mm、臨界電流測定は 10 T 無冷媒超伝導マグネットを使用し、温度 9 K < T < 17 K、磁場 0 < B < 10 T の範囲で測定を行なった。
3.実験結果
φ80 での臨界電流特性を Fig. 1 に示す。また、そのデータを基にして作成した臨界電流のコイル径依存性のデータをFig. 2 に示す。左縦軸に臨界電流、下横軸にコイル直径、上横軸にコイル径に対応する純粋曲げひずみの値を示した。印
加する磁場を 2, 3, 4 T と変えた時の臨界電流を図中に示している。実験を行なった結果、Prebent wire の場合、96 mm
以上のコイル径では臨界電流が変化せず、80 mm 以下では低下が見られた。また、As-reacrted wire の場合コイル径 80
mm 以上では臨界電流が変化せず、60 mm では低下が見られた。熱処理ボビンと同じコイル径φ150 mm に巻いた、純粋曲げひずみ 0%での臨界電流特性については当日発表する。

Fig.1 Critical current as a function of magnetic field
for CuNb/Nb3Sn coil with a 80 mm diameter.

Fig. 2 Critical current as a function of bending
diameter. Solid lines are the results of prebent wires.
Dotted lines are the results of as-reacted wires.
4.謝辞
本研究は科学研究費補助金 （基盤 A）の援助を受けています。
参考文献[1] H. Oguro, J. Cryo. Super. Soc. Jpn, vol.47, (2012)486― 214 ―

第90回

2014年度秋季低温工学・超電導学会

3D-a09

A15 線材素線軌跡を考慮した CIC 導体内の電流分布と素線変形に関する検討

Study on current distribution and strand deformation taking into account strand paths in CICC
渡部 一晃, 森村 俊也, 宮城 大輔, 津田 理 （東北大）； 濱島 高太郎 （前川製作所）； 谷貝 剛 （上智大）；
梶谷 秀樹，布谷 嘉彦，小泉 徳潔 （JAEA）；尾花 哲浩，高畑 一也 （NIFS）
Kazuaki Watanabe, Toshiya Morimura, Daisuke Miyagi, Makoto Tsuda (Tohoku Univ.);
Takataro Hamajima (Maekawa MFG); Yagai Tsuyoshi (Sophia Univ.); Hideki Kajitani,
Yoshihiko Nunoya, Norikiyo Koizumi (JAEA); Tetsuhito Obana，Kazuya Takahata (NIFS)
E-mail : ikko@ecei.tohoku.ac.jp
1． はじめにケーブル・イン・コンジット(CIC)導体の性能低下の原因の一つとして，導体を構成する素線の一部に応力が働くことによるキンク変形が考えられている。しかし，キンク変形の発生機
構は明確にされていない。そこで，本研究では，応力の発生源として電磁力に着目し，導体内の電磁力と素線変形の関連性について検討した。具体的には，実際の導体の素線軌跡を用いて導体内の電流分布を求め，局所的な梁モデルに特定の荷重を印加した際の素線の曲げ変形を評価した。
2． 導体内の素線軌跡と電流・電磁力分布
今回検討した導体の諸元を Table 1 に示す。Fig. 1 に示す
様に，CIC 導体に通電し，導体中の 2 素線で形成される素線間ループに変動磁場が印加されると，この素線間ループには循環電流が誘起される。特に循環電流が大きい場合は，輸送電流と循環電流の和が，ループを構成する 2 素線で逆向きとなり，その結果として，両素線に逆方向電磁力が作用する。この様な逆方向電磁力がキンク変形の要因となり得るかを検討するために，実際の CIC 導体の素線軌跡[1]を用いて導体内の電流分布ならびに電磁力分布を評価した。そして，この電磁力分布を用いて，導体を構成する各素線の曲げ変形量を解析し，実導体で観測されているキンク変形量と比較した。
Table 1 の導体に対して 1 方向磁場を 0.0347 T/s の速さで印加した際の 11.8 T の瞬間の電流分布を Fig. 2 に示す。これより，輸送電流（1 本あたり 75.5A）と逆向きの循環電流は最大で137.4 A であった。このループ（ループ長 45 mm）を構成する 2
素線の正味の電流量は 212.9 A と－61.9 A となり，各素線に働く電磁力はそれぞれ 2512.2 N/m と-730.4 N/m となる。そこで，本ループに着目し，素線に働く電磁力を考慮した素線の曲げ変位量を解析した。
3． 素線梁の曲げ変位
実導体の 4 次サブケーブルにはステンレスラップが巻かれており，素線の動きが制約される。Fig. 3 にキンク変形の一例を示す。本例では，ステンレスラップ間距離は約 30 mm で曲げ変位は約 8 mm であった。Fig. 2 において，逆向き循環電流が最大となるループにおける素線の曲げ変位を解析するた
めに，素線を両端固定の梁モデルとして近似した。なお，梁には荷重に対する純粋な曲げを評価するために直線梁を採用した。また，逆方向電磁力が働いている素線の電磁力は，ループを構成する素線間の接触点（2 点）に均等に印加されるとし，順方向電磁力が作用する素線の曲げ変位を評価した。
その結果を Fig. 3 に示す。これより，素線の曲げ変位は 13.6mm となった。また，ループ長（梁長）を，上記の実導体でのス
テンレスラップ間距離と同じ 30 mm とした場合について，同様の解析を行った。なお，解析条件は，梁長以外は全て 45 mmの場合と同じとした。その結果，梁長 30 mm 時の素線の曲げ
変位は 3.0 mm となった。これらの曲げ変位は，実導体の曲げ変位である 8 mm と同レベルであることから，循環電流に起因する逆方向電磁力がキンク変形の原因の一つである可能性があることがわかった。ただし，今回は様々な仮定を前提としているため，今後はより詳細に検討を行う予定である。

Table.1 Specifications of CIC conductor
Material of strand
Nb3Sn
Strand diameter [mm]0.823
Length of cable [mm]4500
Cabling layout
3×3×5×5×6
Twist pitch [mm](45 90 135 225 450)
Operational current [kA]68
Maximum magnetic flux density [T]11.8
Young’s modulus of strand [GPa]1300.2% proof strength of strand [MPa]160
Tangent modulus of strand [GPa]29.92

Fig.1 Schematic view of circulation current andelectromagnetic force in a loop

Fig. 2 Circulation current distribution in a CIC Conductor

Fig.3 Bending displacement in real conductor and in analysis
参考文献
1.

― 215 ―

D. Miyagi, S. Nakazawa, D. Arai, T. Morimura, M. Tsuda, T.
Hamajima, T. Yagai, N. Koizumi, Y. Nunoya, K. Takahata and T.
Obana, “Comparison of Analytical Estimation and 3-D
Measurement of All Strands Location in CIC Conductor,” IEEE
Trans. Appl. Supercond. 23 8400904.

第90回

2014年度秋季低温工学・超電導学会

3D-a10A15 線材

分散Sn法Nb3Sn線材の実用化開発
Practical Development of Distributed Tin processed Nb3Sn wire
川嶋 慎也, 財津 享司（神戸製鋼）；加藤 弘之, 村上 幸伸(JASTEC)KAWASHIMA Shinya, ZAITSU Kyoji (Kobe Steel, Ltd.); KATO Hiroyuki, MURAKAMI Yukinobu (JASTEC)
E-mail: kawashima.shinya@kobelco.com
1．はじめにな加工性を示し、特性評価の線径であるφ1.0まで断線を生じずに

近年、NMR マグネットをはじめとした高磁場用超電導マグ

加工可能であった。Fig.1に熱処理前の線材横断面のSEMの反射電

ネットではコンパクト化が課題となっており、高磁場領域で高子像を示す。最も明るく見える箇所がSn芯部である。本サンプルがい特性をもつ線材の開発が進められている。これまで高磁場

設計通りの銅比を示し、規則的なフィラメント配置と形状を維持した用超電導マグネットにはブロンズ法で製造されたNb3Sn線材がまま加工できていることが確認できる。

[1]

採用されることが多かった。 ブロンズ法線材ではSn濃度の増加によって電流特性は向上するが、Cu中のSnの固溶限界がFig.2にoverall Jcの磁場依存性を示す。18T、4.2Kにおいてoverall
Jc＝278A/mm2が得られ、ｎ値は18Tで30以上の値を示した。

15.8wt%であり、これを超えるSn濃度のブロンズを用いた場合には硬いCu-Sn金属間化合物が生成してしまい、加工性に悪影響を及ぼす。このことから、ブロンズ法線材では15.8wt％以4．まとめ
分散Sn法を用いた、製品規模の50kg級の低銅比Nb3Sn線材の開上のSn濃度増加による特性向上には大きな制約がかけられる発を行い、従来使用されている高 Sn 濃度ブロンズを用いた線材をことになる。

凌駕する高い overall Jc 特性を得た。さらに、良好な加工性や高n 値

本報告で取り上げる分散Sn法は高特性線材の候補のひとも再現性良く得られている。これらの結果から、本製法が量産工程つであり、Sn濃度を高めてもプロセスを制御することでCu-Snに適応可能な高特性 Nb3Sn 線材の製造法であることを確認できた。

金属間化合物の生成を抑制することが可能である。我々は分散Sn法を採用し、高磁場下で高特性を示す、低Cu比のNb3Sn

参考文献

線材の開発を行っている。前回、小単重（15kg）の試作材にて、[1] T. Kiyoshi et. al, “Operation of a 930-MHz high-resolution NMR

2

Cu比0.34で、18T、4.2Kにおいてoverall Jc＝264A/mm の特性を示[2]magnet at TML, ” IEEE Trans. on Appl. Supercond., vol. 15 in press.

す線材の開発に成功したことを報告 した。その後、実製品規模で[2] 川嶋慎也ほか : 第 88 回 2013 年度秋季低温工学・超電導学会

ある50kg級長尺線材の製作を行ったのでその過程で得られた長尺公演概要集, p. 49

線の加工性と超電導特性について報告する。
2．実験方法初めに、Nb棒をOFCケースに入れ、静水圧押出と伸線加工を行い、六角断面形状のNb単芯線を作製した。次に、Nb単芯線、583本をOFCケースに充填し、静水圧押出と伸線加工を行い、六角断面形状のNb多芯線を作製した。これとは別に、Tiを1.8wt% 添加したSn棒
をOFCパイプに挿入し、伸線加工により六角断面形状のSn単芯線を作製した。最後に、所望の銅比となる厚さのOFCパイプ内側にNbバリアを配置し、その中にNb多芯線 84本とSn単芯線 43本を組み込み、

Fig. 1. Cross-sectional SEM image of non-reacted wire.

線径φ1.0まで伸線加工を行い、銅比 0.34の線材を作製した。伸線
後の線材に熱処理を施して特性評価サンプルとした。
臨 界 電 流 測 定 は 16 ～ 18.5T の 磁 場 中 に て 、 電 界 基 準
Ec=0.1µV/cmで実施し、得られた値を線材の全断面積で除し、overall Jcを求めた。n値に関しては、臨界電流測定で得られたI－V
曲線より算出した。一部サンプルについては走査電子顕微鏡（SEM）
で線材断面の観察を行った。
3. 実験結果製作した線材は小単重試作時と同様の銅比 0.34の設計でも良好― 216 ―

Fig. 2. Overall Jc versus magnetic field.

第90回

2014年度秋季低温工学・超電導学会

3D-a11A15 線材

銀バリア Nb3Al 線材の伸線加工性と超伝導特性

Drawability and superconducting characteristics of Ag-barrier Nb3Al wires
伴野信哉, 竹内孝夫 (物材機構); 中川和彦 (SH カッパープロダクツ)
BANNO N, TAKEUCHI T (NIMS); NAKAGAWA K (SH Copper Products)
E-mail: banno.nobuya@nims.go.jp
1．はじめに
Nb3Al 前駆体線材の作製においては、Nb と Al の融点の違い
等から、出発ビレットから最終線材伸線工程まで、材料の軟化のための中間焼鈍を施すことは困難である。そのため、マトリク
スは加工限界近くまで加工されることとなり、しばしば断線の問題を誘発している。特にタンタルは磁気的なフィラメント間結合の抑制に必要と考えられているが、ニオブに比べ加工性が低く、加工性の改善が長尺化の大きな課題となっている。本研究では、磁気的なフィラメント間結合を抑制しつつ伸線加工性を向上させることを目指し、タンタルバリアに代わる新しい構造の線材開発を進めている。今回はバリア材に Ag を用いた線材を開発し、伸線加工性、急熱急冷処理時の反応性等を調査した。
2．実験方法
線材はジェリーロール法により作製した。ジェリーロール単芯
材は、Nb と Al シートを共巻きしたのち、Nb シートを数層巻き、さらに Ag シートを巻きつけた構造とした。これらをマルチスタッ
クすることで、Nb/Ag/Nb フィラメント間バリア構造となる。線材
伸線工程は、従来通りで行った。その後、急熱急冷処理を行い、Nb/Ag 界面の反応性を確認するために組織を FESEM で観察した。得られた線材をさらに 800℃で熱処理し、Ic 測定を行った。試作線材諸元を Table 1 に示す。
Table 1

Fig. 1. FESEM images for the as-quenched wire, when
the RHQ current is 315 A. Ag did not react with Nb.

Specifications of fabricated Ag-barrier Nb3Al strand

Diameter (mm)Filament No.
Filament dia.(µm)
Barrier thickness(µm)
Outer sheath
Matrix/SC ratio (overall SC fraction %)

ME595
1.35
222
66
14.2
Nb
1.43

3．結果と考察Nb と Ag の密着性が非常に悪いため、伸線中、外皮の Ag のみが加工されて薄くなってしまったが、それ以外は問題なく、無断線で所定の線径まで伸線することが可能であった。これらの線材に対し通電加熱による急熱急冷処理を行った。急熱急冷
処理では、電流値 315 A 以上で BCC 相が得られた。Fig. 1 に急熱急冷電流 315 A 時の Ag/Nb 界面の SEM 像を示す。界面においてデンドライト組織は確認されず、Ag は Nb と全く反応していないことがわかる。さらに加熱条件を上げ、電流値 327 A としたときの Ag/Nb 界面の様子を Fig. 2 に示す。より高温で熱処理されたため、フィラメント部には 2 相分離の組織が見られるが、このような高温でも Ag/Nb 界面には反応の痕跡は見られなかった。参考のため、Ta/Cu/Ta 三層バリア構造線材における急熱急冷後のバリア組織の SEM 像を Fig. 3 に示す。Cu 部分に明らかに反応相と思われるデンドライト組織が確認できる。反応性の観点からも、Ag がバリア材として非常に有効であるといえる。

Fig. 2. FESEM images for the as-quenched wire, when
the RHQ current is 327 A. Ag did not react with Nbeven at a higher temperature condition.

Fig. 3. Microstructure of Ta/Cu/Ta barrier after the RHQ
treatment. Cu obviously reacts with Ta, making dendrite
structure.

― 217 ―

第90回

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3D-a12A15 線材HAADF-STEM による Nb3Al 相における結晶欠陥の 3 次元構造解析

3D structural analysis for crystal defects formed in Nb3Al phase by HAADF-STEM
伴野信哉 (物材機構); 久留島康輔 (東レリサーチセンター)
BANNO N (NIMS); KURUSHIMA K (Toray Research Center)
E-mail: banno.nobuya@nims.go.jp
1．はじめに
Nb3Al 超伝導線材において、Nb3Al 相内に観測される板状の結晶欠陥が線材のピンニング特性と関わることを示唆する結果
がこれまでの研究により得られてきた [1]。今回高 Jc 化を念頭に、鍵となりうる欠陥の構造を高角度環状暗視野 （走査透過電 子 顕 微 鏡 ） 法 (High-angle annular dark-field scanningtransmission electron microscopy, HAADF-STEM) により原子レベルで観察し、3 次元的に解析した。HAADF 像により原子配列、EDX により元素の類推を行い、原子間距離や各々の配置
を 3 次元的にプロットすることで、結晶欠陥を含んだ Nb3Al の結晶構造を 3 次元的に構築した。その結果、欠陥部分が Zr4Al3型の結晶構造を持つと仮定して矛盾がないことが確認できた。

部分に Al が存在するようなコントラストを示していることが確認で き る 。 さ ら に 結 晶 組 織 を (110) 面 お よ び (120) 面 か ら
HAADF 像を取得し、STEM-EDX により各原子位置の組成分析を行った。これらの情報に加え、原子間距離を考慮すること
で欠陥部分を含む結晶構造を 3 次元的に構築することに成功した。模式図の一例を Fig. 3 に示す。板状欠陥を境界に左右の結晶格子が半格子分ずれた配置をしている。
[1] N. Banno, IEEE Trans. Appl. Supercond., 24 (2014) 8000104

001

100

2．実験方法急熱急冷・変態法により作製した典型的な試料を用いた。
STEM 観察用試料は Ar-イオンミリングで作製した。観察・分析
は高分解能 HAADF-STEM 法、STEM-EDX 法により行った。
電子顕微鏡装置は JEOL の JEM-ARM200F を使用した。加速
電圧は 200kV、プローブ径は 0.1nmφ～0.2nmφ 程度である。
EDX は 100mm2 シリコンドリフト（SDD）型のもので分解能は143eV 以下、取り込み立体角は 0.73sr である。

010

3．結果と考察
Fig. 1 は (100) 面から見た正常な A15 結晶格子の HAADF像、およびそれに対応する格子モデルである。Nb 原子が相対的に大きく、Al 原子が小さく示されている。HAADF 像の強いコントラストの白い点は、Nb が紙面に対し垂直方向に重なった部分となる。それに対し、Fig. 2 は板状欠陥を含む領域での(100) 面から見た HAADF 像と格子モデルを表す。結晶欠陥位
置では、本来 Nb があるべき位置に Nb がなく、代わりに空いた

Position of
crystaldefectFig. 2.
HADDF image regarding (100) and schematic
illustration of A15 Nb3Al phase including a plane defect.

Nb

Fig. 1. HAADF image regarding (100) plane and schematic
illustrations of “normal” A15 Nb3Al lattice.

Fig. 3.
defect.

― 218 ―

Al

3D model of A15 Nb3Al phase including a plane

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