PLIF による燃焼場での OH 濃度・温度分布計測1
* 平成 11年 5 月 27日受付*1 航空エンジン研究部（平成 10年度研修生）(Aeroengine Division)*2 航空エンジン研究部 (Aeroengine Division)*3 航空推進総合研究グループ (Aircraft Propulsion Research Center)
PL IF による燃焼場での OH 濃度・温度分布計測＊
崎山幸紀 *1、黒澤要治 *2、五味光男 *3、鈴木和雄 *2
PLIF Imaging Measurements of OH and Temperature
Distribution in Burning Flowfields
   Yukinori SAKIYAMA*1, Yoji KUROSAWA*2, Mitsuo GOMI*3, and Kazuo SUZUKI*2
ABSTRACTThe main objective of this study is to confirm the technique of Planar Laser-InducedFluorescence (PLIF) for acquiring the planar images of OH radical and temperature distributionin burning flowfields. Fluorescence was generated with an Nd•YAG- pumped dye laser whoseoutput was frequency doubled to provide appropriate UV radiation, and OH fluorescence recordedusing a two-dimensional ICCD camera. Temperature was derived from the dual-wavelength OHPLIF measurements ( two-line method). In order to evaluate the systematic errors onmeasurements, the first OH PLIF experiments were conducted for laminar flame using a Bunsenburner. It was shown that the uncertainty of the OH relative concentration is of the order of15%, and temperature within 100 degrees, respectively. In the next experiment we performed,application measurements to burning flow behind ram flameholders at atmospheric pressure.Good images of OH distribution were obtained and we discuss here the differences between theresults on three V-gutter models of the ram flameholder. It was noted however that temperaturemeasurements were difficult because of the highly turbulent fluctuations in the flame, whichmay were expect to introduce more systematic errors into non-simultaneous dual-wavelengthmeasurements.
Keywords: PLIF, OH, temperature measurement, ram combustor, V-gutter
燃焼場での広い範囲の情報を同時に計測できる平面レーザ誘起蛍光法（Planar Laser-Induced Fluorescence
( PLIF ) ）は燃焼研究にとって極めて重要な計測手段であり、実験的な基礎研究を進めることによって、燃焼研究
に有効な PLIF 法に関する計測技術の確立を図った。OH 濃度および 2 本の OH 蛍光ラインの蛍光強度分布か
ら温度分布を計測する方法（2 ライン法）について Y AG 励起 DY E レーザ、倍波光学素子を基本にした UV 光
発光システム及び ICCD カメラによる蛍光計測システムを構築し、まずブンゼンバーナ火炎を用いてシステム
の機能及び計測精度の検討を行った。その結果、安定した層流火炎では OH 相対濃度では 15％、温度計測で
は 100℃の誤差範囲内で測定できた。次に V ガッタ型ラム保炎器モデル後流における OH 濃度場及び温度場計
測に適用し、3 種類の保炎器について、形状、当量比等による OH 濃度分布の違いを明らかにした。しかし温
度分布に関しては、2 つの誘起レーザ光波長による OH 計測が同時計測できないため、乱流火炎による火炎の
不安定性等に起因した誤差の増大が問題となることが明らかになり 1 計測例についてのみ言及した。本報告で
は、PLIF 法の計測原理、計測技術を中心にこれらの計測結果及び問題点について述べる。
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１．まえがき
従来、燃焼場を計測する際には熱電対やサンプリングプ
ローブ等を用いるのが一般的であるが、計測装置を挿入す
ることによって場に擾乱を与えたり、点計測であるため得
られる情報量が少ない等の問題点があった。しかし、近年
の分光計測技術の発達によって、このような問題点を克服
し得るいくつかの手法が提案されている。中でも PL IF
（Planar Laser Induced F luorescence：平面レーザ誘起
蛍光）法は蛍光強度が強く、非接触かつ２次元計測が可能
であるため実用上最も有力な手法と考えられている。この
PLIF 法はレーザを用いて原子・分子の特定準位を励起し、
エネルギーを放出する際の蛍光を測定することで各種中間
生成物を検出する手法である。これまでにも多数の研究者
により OH や CH、NO 等の中間生成物の計測が報告され
ており、また対象とする燃焼場もブンゼンバーナから
ディーゼルエンジン、超音速流といった高圧・高速場にま
でその適用範囲が広がっている。このように PLIF 法は燃
焼診断において必要不可欠な手法となりつつある。そこ
で、本研究では、PL IF 計測法の確立を目的に、反応強度
に深く関係すると共に、燃焼場に広く分布し、かつ比較的
容易に検出可能な OH ラジカルを計測対象とし、濃度分布
および 2 つの OH スペクトルラインの強度比分布から温
度分布を求める計測法（2 ライン法）に関して、まずブンゼ
ンバーナを用いた基礎的研究を行った。次に、現在開発研
究が進められているラム・ジェットエンジン燃焼器 1) ～ 8)
を念頭において、ラム保炎器後流のメタン燃焼場計測に適
用し、3 種類の保炎器による燃焼特性の相違を明らかにし
た。以下に PLIF 法の計測原理、システム構成、測定精度
および計測結果について報告する。
２．計測原理
2.1発光原理
 一般的に OH のような２原子分子は F ig.1 に示すよう
に回転、振動、電子の 3 つの異なるエネルギーモードを保
有している。量子力学からその値は不連続な飛び飛びの値
であることが知られている。このような分子にエネルギー
を投入すると特定の条件を満たした場合に限り、そのエネ
ルギーに応じて各エネルギー準位が上位に遷移する。L IF
計測においては一般に電子準位を励起するが、例えば、準
位を基底状態から一つ上位に遷移させる場合、必要なエネ
ルギーは両エネルギー準位間の差に相当し、通常の分子で
は 1 モル当たり約 6 × 105[J ]に相当する。波長がλ=200
[ nm] の紫外光を考えるとそのエネルギーは光子 1 モル当
となり、ほとんどの分子の電子準位は紫外光から可視光に
かけての光子で励起することができる。このため LIF 計測
には波長可変レーザ等の分光計測技術が必要となるのであ
る。次に励起された分子の挙動を最も単純な 2 準位間の場
合について F ig.2 に示す。光子のエネルギーを吸収して励
起した分子は、蛍光を発する誘導放出・自然放出、もしく
は分子同士の衝突によりエネルギーを失う無放射遷移のい
ずれかの過程を経て基底準位に戻る。 強度I1のレーザ光に
て分子を励起した際に計測される蛍光強度 SF L はレート方
程式により導かれ、以下のように書ける。
ここで A、B はそれぞれアインシュタインの A 係数、B 係
数、N1 は基底状態における分子数、c は光速、Q は無放射
遷移速度定数である。一般のレーザ光による励起のよう
に、励起光強度 I1 が弱いときには誘導放出による蛍光を無
視することができ、
となって蛍光強度 SF L は励起光強度 I1 に比例する。これが
LIF の一般的な原理である。次に、本研究において計測対
象としたOH ラジカルのエネルギー遷移について具体的に
考えてみる。Fig.3 に示すように電子の基底状態 X 2 Π から
一つ上位の A 2 Σ+ への励起を利用することで、比較的容
       ≈106[J](1)hcλ
SFL =(2)ABI1N1c(A+Q) + 2BI1
SFL =(3)ABI1N1c(A+Q)
Fig. 1Schematic of Molecular EnergyFig. 2Energy Transfer between Two States
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PLIF による燃焼場での OH 濃度・温度分布計測3
易に強度の高い蛍光を得ることができる。電子、振動とも
に基底準位にあるOH ラジカルに特定波長のレーザ光を入
射すると、電子、振動の準位がともに励起された状態をつ
くり出すことができる。このとき励起された OH は他の共
存分子との衝突により他の回転準位へと遷移する( R) 。こ
れを遷移移乗（励起移乗）とよぶ。その後、一部は蛍光を放
射しながら(A11)或いは衝突失活(Q)により無放射で電子の
基底状態へと戻る。また一部は分子内緩和により振動のエ
ネルギー準位を一つ下げた( V ) 後に、放射( A00)・無放射
( Q) 遷移により基底状態へと戻る。このうち計測されるの
は放射遷移つまり蛍光を発する分子であるが、励起後に他
分子との衝突等によりエネルギーを散逸させるために蛍光
スペクトルは入射波長すなわち吸収スペクトルよりも長波
長側にずれたブロードな波長帯として計測される。本研究
で用いたX 2Π からA2Σ +への( 1,0) バンドの励起ではF ig.3
における A00(=308[nm])と A11(=315[nm])付近の波長帯
が計測される。
2.2濃度計測の原理
 理論的には、計測された蛍光強度を式(3)に代入するこ
とで OH の分子数密度つまり濃度を求めることができる。
しかし、式( 3)には無放射遷移の項が含まれており、その値
を正確に知ることは非常に困難である。また、実際の計測
にはレーザのスペクトル幅やレンズ等の光学系の効率が関
係してくるため、式( 3) から直接に OH 濃度を求めること
はできない。実際の計測に即した形に式( 3) を書き換える
となる。ここでη は光学系の効率、Ω は立体角、F y は前述
の SF L に相当する量子収率、ƒB はボルツマンの確率密度関
数、V c は測定体積、N1 は基底状態における分子数、I1(ω)
は入射レーザ光強度、g(ω)は吸収スペクトルの線幅であり
積分による項は吸収スペクトルと入射レーザ光のスペクト
ルの相関を表している。またτ はレーザ照射時間である。
この式( 4) の各項はそれぞれ物理的意味でのまとまりを
持っており、順に光学収率、量子収率、基底状態の分子数
密度、励起効率を意味している。このうち計測において問
題とされるのは量子収率である。これは式( 3) のように無
放射遷移、つまりクエンチングの影響を含む項であり、そ
の値を正確に知ることは非常に困難である。そこで本研究
では Allen9)̃ 11)や Hanson12)13)らの成果をもとに簡単な近
似を行った。それによると、常圧下において量子収率はほ
ぼ一定であり、
と表現できる。ここで P は圧力である。さらに分子数密度
のように温度及び圧力に対する依存性を持っている。ここ
で n1 は OH のモル分率である。これら式(5)と(6)を式(4)
に代入すると、
となる。同一波長にて同一の吸収スペクトルを励起する場
合は積分による畳み込みの項は定数と見なしてよく、
と表すことができる。測定場が温度一定であれば式( 8) は
場のOH 濃度が蛍光強度に比例するという非常に単純な関
係になるが、一般の燃焼場では広範囲にわたって温度が分
布しており、その影響は無視できない。そこで温度の影響
を最小限に抑えるような吸収スペクトルを選択しなければ
ならない。分子分光学 14) 15)によれば 2 原子分子の振動－
回転スペクトルを考えると、回転準位 J の状態におけるボ
ルツマン分布関数は
のように表現できる。QP は分子の分配関数、J ″ は基底準
位での回転主量子数、E J は分子の回転エネルギーである。
いま分子が F ig.1 のような剛体球を仮定すると、シュレ
ディンガー方程式の解より、
となる。B は回転定数と呼ばれ慣性モーメントの逆数、D
は遠心力による結合距離の伸長を補正する偏位定数であ
る。D は B に比べて 4 ～ 5 桁ほどオーダーが低いことが
SFL = η       • Fy • fBVcN1 • ∫ I1(ω)g(ω)dω • τ(4)Ω4πω
Fy = (7 ± 1.5) × 10−4 •(5)1P
N1 = n1(6)PkT
SFL = const • ∫ /1(ω)g(ω)dω • n1(7)ω
fB (T)T
SFL = const • n1(8)fB (T)T
fB(T) =                 exp (−EJ /kT)(9)2J″ + 1QP
EJ = BJ (J + 1) − D {J (J + 1)}2(10)
Fig. 3Schematic of Energy Level
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知られており、この項を無視することができるので、
である。式(9)と(11)を式(8)に代入して、蛍光強度が温度
に依存しないという条件を考えると、
そのためには
が成立すればよく、簡単な計算から
となる。よって回転定数 B の値を求めればよいことにな
る。より厳密に考え、振動による慣性モーメントの補正を
と表される。B e、αe は実験的に求められており、いくつか
の値が提案されているが、文献 16)によれば OH の基底状
態では B e=18.87[cm−1]、αe =0.714[cm−1]である。これら
を式( 15) に代入し、振動の基底準位では v =0 であること
を考慮すると B =18.513[cm−1]となる。これを式(14)に代
入すると J ″ =8.2 と求められるが、回転主量子数は半奇数
でなければならないので、J ″ =8.5 を満たす吸収スペクト
ルを励起することになる。この場合に式( 8) は
と簡単化することができる。回転主量子数の違いによる蛍
光強度の温度依存性を F ig.4 に示す。横軸は温度、縦軸は
蛍光強度の温度依存項 ƒB(T)/ T である。J″ =8.5 では 1500
～ 2500[ K ] の範囲内において最大誤差が約 5％であるが、
J ″ =10.5 を励起したとすると、その誤差は約 40％となり
実用的な計測には適さないことがわかる。OH の A 2 Σ+ ←
X 2 Π ( 1,0)バンドの吸収スペクトルのなかで J ″ =8.5 とな
るラインは T able 1 に示す P1(8)、Q1(8)、R1(8)、P2(9)、
Q2( 9) 、R 2( 9) であり、これらの中から実験装置の性能上、
最も適切なラインを選択すればよい。
なお、本計測法では式(16) 中の比例定数を定めることが
できないため OH 濃度の絶対値を求めることはできず、相
対的な評価のみ可能である。
R ≡          =(17)SFL1SFL2
∫ /1(ω)g1(ω)dω • fB1(T)
∫ /2(ω)g2(ω)dω • fB2(T)
R =(18)E1B1 fB1 (T)E2B2 fB2 (T)
R =           •                 • exp(19)E1B1E2B2
2J1 ″ + 12J2 ″ + 1
EJ = BJ (J + 1)(11)
2J″ + 1T
fB (T)Texp{−BJ″ ( J″ +1) / kT  }=const.
∂∂T                     = 0.(13)fB (T)T
J″ =       (√4kT/B+1−1)(14)
12B= Be− αe   v +(15)
SFL = const • n1(16)
2.3温度計測の原理
 波長の異なる励起光を入射し、その蛍光強度の比から温
度を求める手法は２ライン法と呼ばれ式(16)中の比例定数
を取り除くことができる。放射温度計やエキサイプレック
ス法といった光学計測においても頻繁に用いられる方法で
ある。ここではその原理を簡単に説明する。2 つの異なる
吸収スペクトルからの蛍光強度の比は式( 7) より、
である。入射レーザ光がどちらの波長でも同一の線幅であ
ると仮定すると式( 17) は
と簡単化できる。ここで E 1、E 2 は入射レーザ光強度、B 1、
B 2 はアインシュタインの B 係数である。ここで式(9)を代
ここで ∆E  =E 2 － E 1 である。波長を決めると B、J は量子
力学から求められるので計測場の温度T を求めることがで
きる。なお本研究で利用した OH の A 2 Σ+ ← X 2 Π (1,0)
バンドは回転スペクトルであり、求められる温度も回転温
度である。実際の計測においては励起波長の選択が問題とFig. 4Dependence of Population Fraction on Temperature
Table 1  Lines for OH Measurement
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PLIF による燃焼場での OH 濃度・温度分布計測5
されるが、一般的には次の 3 点に着目して選択する。
まず S/ N 比を向上させるために蛍光強度が十分強いこ
と、次に他の吸収スペクトルを励起しないように隣接する
スペクトルから十分に孤立していること、最後に測定精度
向上のために参照温度と呼ばれる ∆E / k の値が測定領域の
最大温度付近になることである。Hanson13)らは、これら
をふまえ適切と考えられるいくつかの組み合わせを提案し
ている。以下のT able 2に推奨される波長の組み合わせと、
その際の∆E / k の値を示す。 本研究はメタンの拡散燃焼を
計測対象としており、最高温度が約 2000[ K ] であるので、
R2(5)と Q1(10)の組み合わせにより温度計測を行うのが最
適と考えられる。この場合、式(19)における各定数及び励
起波長は量子力学より次の T able 3 のように求められる。
これより式( 19) は
となる。式(20)においてレーザ強度比をパラメータにして
この関係を示したグラフを Fig.5 に示す。これより約 1500
～ 2500[ K ] の範囲で高感度に計測可能であることがわか
3．計測システム
3.1システム概略
 OH の A2 Σ+ ← X 2 Π (1,0)バンドの吸収スペクトルは
280 ～ 290[nm]付近に存在しており、この波長領域は YAG
レーザと色素レーザ及び非線形光学結晶の組み合わせによ
り発振することができる。本研究で用いた実験装置の概略
を F ig.6 に示す。入射光として YAG レーザの SHG（２倍
高調波）を用いて色素レーザを発振させる。その後λ / 2 板
によって偏光面を 90 度回転させ K DP を通して２倍波へ
と変換する。さらにペリンブロッカプリズムにより、同軸
上にある可視光の基本波と紫外光の２倍波を分離し、紫外
光をラインジェネレータに通してシート光を得る。その後
シリンドリカルレンズによって計測位置に焦点を結ぶ。一
方、燃焼場からの蛍光は UV 透過フィルタとカットオフ
41118322T = 2026  In   R •       •        • 10
SR2(5)SQ1(10)
4111832210
T = 2026  In(20)•EQ1(10)ER2(5)••
Table 2  ∆E/k for Various Combination of Lines
Table 3  Physical Constants of R2(5) and Q1(10)
Fig. 5Fluorescence Ratio and Temperature
Fig. 6Schematic of PLIF Facility
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フィルタを通してレーザ散乱光や火炎の自発光を除去した
後、ICCD カメラと制御装置を通してパソコンに送られる。
Y AG レーザと受光装置の同期にはパルスジェネレータを
用い、最適なタイミングで ICCD のゲートを開くように制
3.2各装置の詳細
 以下に、個々の装置についての詳細を述べる。
Y AG レーザ及び色素レーザ
 発振用の YAG レーザには Spectron 社製の SL852G を
用いた。パルスジェネレータからの信号を外部トリガーと
して受信し、SHG（532[nm]）をパルス周期 10[Hz]で発振
する。出力は約 0.35[J / pulse]でほぼ一定としたが、Q ス
イッチのタイミングにより微調整を行った。色素レーザに
は Continuum 社製の ND60 を用いた。色素にはローダミ
ン590、溶媒にはメタノールを用いた。発振波長領域は550
～ 590[ nm] であり変換効率は最大約 15％である。なお、
レーザパワーの測定にはアナログ型のパワーメータを使用
 光学レンズ
 色素レーザからの可視光を紫外光へと変換するために非
線形光学結晶として K D P( K H 2PO 4, Potassium D i-
hydrogen Phosphate) を用いた。この K DP は 2 倍高調
波を発生させるように特定の結晶面でカットされており
275 ～ 283[ nm] の発振波長領域を持つ。またビーム状の
レーザをシートに変換するために本研究ではラインジェネ
レータを用いた。これは微細なシリンドリカルレンズを数
多く並べ、光の干渉を利用してビーム幅を広げるものであ
る。焦点距離 f =500[mm]のシリンドリカルレンズを用い
てラインジェネレータ透過後の紫外光を集光し、最終的に
は厚さ約 100[µm]のシート光を得ることができた。これは
計測する際の断面の分解能が 100[µm]という非常に高分解
能であることを意味している。
フィルター・カメラ及びコントローラ
 入射レーザの迷光及び火炎の自発光を予め取り除くため
に、ICCD カメラの前方に 2 枚のフィルタを装着した。1
枚は UV 透過用黒色ガラスフィルタ UG5 であり、もう 1
枚はカットオフフィルタ WG305 である。測定用のカメラ
は Princeton Instruments（以後 P.I.）社製の ICCD-576E
を用いた。測定領域はおよそ 90 × 60[mm]であり、空間
分解能は 160[ µm] である。ダイナミックレンジは最大で
16bit まで利用できる。また OH の測定時にはイメージイ
ンテンシファイヤの増幅率を 85[counts/ photoelectron]
に設定し実験を行った。また、カメラの制御には P.I. 社製
の ST -138 及び F G-100 を用いた。前者にてカメラの温度
制御並びに画像転送処理を行い、後者にてイメージインテ
ンシファイヤのゲートの制御を行う。なおゲート時間幅は
100[ns]で一定とした。また入射レーザ光と ICCD の同期
をとるために Stanford Research 社製のパルスジェネレー
タ DG535 を用いた。
 カメラから転送されてくる画像は専用のボードを通して
PC 上へ送られる。画像処理には Windows 上で動作する
専用の画像処理ソフト WinSpec を用いた。OH を計測す
る際に問題となるのが、背景光などのバックグラウンドノ
イズである。このバックグラウンドノイズとしては、電気
的ノイズによる暗電流、入射レーザの散乱光、火炎の自発
光の 3 つが含まれる。そこで本研究では、計測前に吸収ス
ペクトルの波長から外れた非共鳴光を計測する火炎に入射
し、その画像を背景光として計測結果から差し引いた。こ
れによりレーザの散乱光と火炎の発光を除去できる。しか
し、このような処理を施しても偶然発生的なノイズを除去
することはできない。そこで計測結果の画像からノイズの
平均値を求め、その値をしきい値に定めてそれ以下の値は
全て除去した。
４．システムの性能
濃度及び温度計測を始める前に、実験装置の基礎特性を
把握するためにいくつかの予備実験を行った。
4.1レーザパワー計測
色素レーザと K DP の波長に対する出力の変化を測定し
た結果を F ig.7 に示す。横軸は波長、縦軸は出力強度であ
る。この結果から、十分な強度を得るためには 280 ～ 285
[nm]の範囲内にある吸収スペクトルを励起しなければなら
ないことがわかる。なお、この範囲内での K DP の変換効
率は約 20％である。
4.2レーザシート断面強度分布の計測
 OH濃度を計測する際には通過するレーザの強度がシー
ト幅において一定であることが要求され、そうでない場合
Fig. 7Output of Dye Laser and KDP
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PLIF による燃焼場での OH 濃度・温度分布計測7
には各位置での相対的な補正が必要である。そこで F ig.8
に示すような方法で断面のレーザ強度分布を計測した。こ
れは紫外光透過用の石英ガラスにローダミン590を満たし
た装置である。レーザシートを入射するとローダミンは強
度に比例した蛍光を発する。それをレーザ入射面と垂直な
方向から CCD カメラを用いて計測することにより蛍光の
分布が得られる。 これを図の X 方向に積分した結果を
Fig.9 に示す。横軸は Fig.8 における Y 方向、縦軸は強度
の積算値である。この結果、Y=80 ～ 130[mm]の幅 50[mm]
の部分が比較的、断面強度が一様であり、その変動幅は約
10％であった。本研究における実験では全てこの範囲内の
蛍光を測定した。ただし、この範囲内に非常に微弱ではあ
るが周期的な強度の変動が観察される。これは約 0.6[mm]
間隔で続いており、ラインジェネレータを構成する多数の
シリンドリカルレンズの干渉によるものと考えられる。
4.3波長スキャン
 濃度計測に用いる吸収スペクトルを決定するために、回
転主量子数 J ″ =8.5 を満たす各ラインの周辺をスキャン
し、それぞれのラインからの蛍光強度や他のスペクトルと
の重なりの有無を調べた。ただし F ig.7 のレーザパワーの
計測結果から考えると、T able 1 のラインのうち本研究で
励起可能なものは Q1(8)、R1(8)、Q2(9)、R2(9)であるので
波長スキャンはこれら４つのラインの周囲について行っ
た。また同時に温度計測の際に励起する R2(5)、Q1(10)ブ
ランチについてもスキャンを行った。なお、前述の断面強
度分布による誤差を除くためにシート光ではなくビーム状
のレーザを入射して測定した。実験方法を F ig.10 に示す。
ブンゼンバーナにより形成される火炎上にレーザビームを
照射すると、入射波長が励起波長と一致する場合に限り蛍
光を観測することができる。蛍光が左右２ヶ所に分かれて
いるのは、OH が内炎から外炎にかけての左右２ヶ所の反
応領域に高濃度で存在するからである。0.001[nm]刻みに
波長を変化させながら、Fig.10 に示す測定領域内の蛍光強
度の総輝度値を計測した。その結果を F ig.11 ～ 14 に示
す。いずれも横軸が波長、縦軸が蛍光強度である。上述の
Fig. 11 Excitation Scan near 281.3[nm]Fig. 9Laser Power Profile
Fig. 8Schematic of Laser Power ProfileMeasurementFig. 10 Schematic of Excitation Scan
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Q1( 8) 、R 1( 8) 、Q2( 9) 、R 2( 9) のスペクトルを見るとまず
Fig.12 より R2(9)は隣接する R1(11)とのスペクトルの重複
が見られるため不適切であることがわかる。R 2( 9) 以外に
は他のスペクトルとの重複は見られなかったが、残りのQ1(8)、R1(8)、Q2(9)の強度を比較すると Q1(8)が最も蛍光強
度が大きいことがわかる。実験時の入射レーザ光の強度は
全て等しいことから S/ N 比を向上させるためには Q1( 8)
が最も適切と考えられる。そこで本研究の濃度計測にはこ
の Q1(8)を選択した。また Fig.12 及び Fig.14 の結果から
温度計測に用いる R2(5)、Q1(10)についても十分に強度の
高い蛍光が得られることが確認された。なお R2( 5) につい
ては隣接する R 2( 8) との重複がわずかに認められるが、R 2(5)のスペクトルの半値幅 F WHM=0.5[cm-1]に対して色素
レーザの半値幅は FWHM=0.08[cm-1]であり、Fig.12 に見
られる程度の重複が計測に与える影響は無視できると考え
4 . 4 ゲートタイミングの最適化
 本計測システムのタイミングチャートを F ig.15 上図に
示す。パルス周期 10[ Hz]で発振しているフラッシュラン
プから時間 T d1 だけ遅らせて Q スイッチにトリガー信号
を送る。この T d1 を変化させることによりレーザ強度を変
化させることができる。さらに時間 T d2 遅らせてゲートを
開くための信号を送る。レーザ光は 1[ ns]で約 30[ cm]進
行するためレーザ光とカメラの同期をとるためには図中の
T d2 をナノ秒のオーダーで調整しなければならない。そこ
でゲート幅 100[ns]を一定に保ったまま、時間 T d2 を種々
に変化させてその最適化を図った。結果を F ig.15 下図に
示す。横軸は時間 T d2、縦軸は R 2( 5)、Q1( 10)を励起した
ときの蛍光強度である。この結果から T d2 が 140 ～ 180
[ ns] の間であれば蛍光強度は一定の値を示すので、T d2 は
Fig. 14 Excitation Scan near 284.3[nm]Fig. 15 Timing Chart of System
Fig. 12 Excitation Scan near 281.7[nm]
Fig. 13 Excitation Scan near 283.6[nm]
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PLIF による燃焼場での OH 濃度・温度分布計測9
この範囲内から選択すればよいことがわかる。本研究では
T d2=160[ ns] として計測を行った。
５．計測精度
5.1濃度場計測
 予備実験の結果をもとに火炎中の OH 濃度分布の計測
を行った。計測対象の火炎には最も一般的であり、他者の
研究結果も数多く公表されているブンゼンバーナを用い
た。吸収スペクトルは前述のように Q1(8) を用いた。ブン
ゼンバーナの火炎は層流予混合火炎であり非常に安定であ
るので、単パルスによる瞬間的な分布と長時間の積算によ
る分布に大きな変化は見られない。そのため本研究ではS/
N 比を向上させるため 300 回の計測結果の積算により濃
度分布を求めた。入射レーザ光の強度は 0.5[mJ / pulse]と
した。このような低い強度で計測を行ったのは、レーザ強
度を増加させると OH が飽和してしまうためである。前述
のように背景光の処理及びしきい値の設定により、ノイズ
は最小限に抑えてある。OH 濃度と火炎の直接写真を
Fig.16 に示す。前述のように測定に有効なレーザシートの
幅は 50[mm]であり、右側の OH 画像の下側が途切れてい
るのは、その範囲外にあるためである。直接写真と OH の
計測結果を比較すると、火炎の外炎に非常に高濃度な OH
の存在領域が認められる。これは、本来 OH が希薄混合気
の反応領域に多数存在するためである。なお、計測におけ
る誤差については、レーザシートの断面強度分布による誤
差、及び蛍光強度の温度依存性による誤差が考えられる
が、予備実験により前者は 10％、理論解析により後者は 5
％であり最終的に本計測法による OH 濃度の計測には 15
％の誤差を含むと考えられる。
5.2温度場計測
 濃度計測と同様にブンゼンバーナの予混合火炎を対象と
して PLIF 法による温度計測を行った。本研究では装置の
構成上、R2(5)と Q1(10) をそれぞれ別々に励起して OH 濃
度を計測して式(20)から温度分布を求めた。同時計測では
ないため、火炎自身が不規則に揺らいでいたり、時間的に
温度場が大きく変動する場合には誤差が大きくなると考え
られる。しかし、ブンゼンバーナのように比較的安定した
火炎であれば、ある程度積算回数を増やすことで揺らぎに
よる誤差を抑えることができると考えられる。そこで、ま
ず適切な積算回数を求めるために積算回数を種々に変化さ
せて温度計測を行った。計測結果のうち、一例として
Fig.16 の Y 断面における温度分布を Fig.17 に示す。横軸
が断面位置で F ig.16 の左端を基準とした。縦軸が計測温
度である。レーザシート強度は濃度計測時と同じく 0.5
[ mJ / pulse]とした。この結果、積算回数 600 回ではノイ
ズによる誤差が大きいが、9000 回にまで積算回数を増加
させるとノイズの影響をある程度抑えられることがわかっ
た。しかしながら、9000 回の積算結果から温度を計測す
るためには 30 分もの時間を必要とするため、燃焼場の計
測には実用的ではないと考えられる。多数回の積算を重ね
てもこのような乱れが生じるのは、温度分布を求める際に
強度の比を用いるため、誤差が増幅されるためである。
そこで積算時間を低減し、かつ測定精度を向上させるた
めにデジタルフィルタを用いて画像処理を行った。本研究
では輝度値を平均化することなくスパイク状のノイズのみ
を除去することが目的であるので、フィルタとしてメディ
アンフィルタを用いた。適用したのは周囲 5 × 5 ピクセル
である。誤差が増幅されるのは強度比を計算することに原
因があるので、強度比を計算する前にフィルタを適用し
た。その効果を F ig.18 に示す。これは Q1(10)を励起した
際の OH 分布のうち Y 断面を取り出してフィルタの効果
を検証したものである。横軸が位置でバーナ中心軸上を基
準にとった。縦軸は蛍光強度である。測定条件はレーザ光
強度 E  = 0.5[mJ / pulse]、積算回数 600 回である。この結
果、スパイク状のノイズはほぼ除去され、600 回つまり 1
分間の計測でも十分に温度計測が可能であると思われる。
以上をふまえ、ブンゼンバーナの温度計測を行った結果
Fig. 16 OH Distribution of Bunsen Type Flame
Fig. 17 Dependence of Temperature on Measurement Time
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を F ig.19 に示す。火炎の内炎から外炎にかけての反応が
激しく進行している部分で高温域が形成されており、この
直接写真では火炎が観察されない領域でも高温場が形成さ
れているのがわかる。この計測結果の妥当性を検証するた
めに、まず測定誤差について考えてみる。式(20) を変形し
て誤差解析を行うと、
ここで RE は 2 つの波長で励起したときの入射レーザ強度
の比であり、RE =E 1/ E 2 である。考えられる誤差要因とし
ては、レーザシートの断面強度の分布、単パルスごとの
レーザ強度の違い、励起波長のずれ、偶然的なノイズの影
響、が考えられる。断面強度分布による誤差とはライン
ジェネレータに起因する微妙な強弱によるもので前述のよ
うにその大きさは約 5％である。またレーザはパルスごと
に微妙に強度が異なり、パワーメータによる計測からその
誤差は約 5％である。また、吸収スペクトルをピーク波長
で励起していない場合、波長が 0.001[nm]ずれると計測さ
れる蛍光強度は約 10％減少する。ノイズの影響は一定 S/
N 比以下の信号を除去することで抑えることができる。
バックグラウンドを処理した後に残る偶然発生的なノイズ
の最大値は Nmax ＜ S/ 3 であり、S/ N 比が S/ N ＞ 3 と
なる領域を対象とすることによりノイズの影響を除去でき
る。なお、この境界値は積算回数によって大きく変化する。
これらを考慮すると式( 21) より T =2000[ K ]においてΔ T  =
400[K ]となる。これは非常に大きな誤差であり実用的では
ない。ここに列記した誤差のうちシート断面強度に起因す
る誤差は各ピクセルごとの相対的な差であるが、残りは得
られた温度場全体に対する誤差である。そこで本研究では
熱電対により任意の 1 点の温度を計測し、その値を用いて
PL IF による計測結果への補正を試みた。これにより両者
の短所、つまり熱電対は高精度に温度の絶対値を計測でき
るが点計測であること、PLIF は 2 次元分布を測定できる
が誤差が大きいこと、を補完し合うことができる。これは
補正定数A を用いて式( 20)を次のように書き換えたことと
同義である。
この場合の計測誤差はシート断面強度の分布に起因する誤
差のみであり、T =2000[ K ] では ∆T =100[ K ]である。以上
をふまえ、図中の白点箇所に熱電対を挿入し、その有効性
を検証した。ただし、火炎内のように高温場を計測する際
には輻射や触媒作用の影響が顕著になるため、いくつかの
補正が必要である。熱電対の感温部における熱のバランス
を考えて釣り合いの方程式を立てると、
 となる。ここで q は触媒反応による発熱量、h は熱伝達
率、T g はガス温度、T は熱電対の指示温度、T r は輝炎温
度、r は素線径(r = 300[µm])、σ はステファンボルツマン
定数、ε は輻射率、λ は熱伝導率である。本研究で用いた
熱電対には触媒反応防止用の被覆を施してあり第一項の影
響は少ないと考えられる。また計測した火炎は不輝炎であ
り、このとき T r は室温となるので無視できる。さらに熱
電対の感温部分と根元の接触部分は非常に長く熱伝導によ
る影響もほとんどないと考えられる。このとき上式( 23)
となり、熱伝達率 h を求めればよいことがわかる。一般に
よく用いられる相関式は、
であり、ガス温度として T  = 2000[ K ] を仮定すると Pr =
0.8266、また流速を 10[m/ s]と仮定すると Re =7.86 とな
  ∆T =                     +(21)T2
  Tg−T = σε(24)T4
Nu = 0.42Pr0.2 + 0.57Pr0.33Re0.5(25)
41118322T = A •  In   R •       •        • 10(22)
ddxq + h(Tg−T) + σε (Tr4 − T4) +                      = 0 (23)λdT  dxr2
Fig. 18 Effect of Median FilterFig. 19 Averaged Temperature Image
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PLIF による燃焼場での OH 濃度・温度分布計測11
マスフローコントローラ
 メタンの流量調整にはオーバル社製のマスフローコント
ローラ F 203S 及び F 201S、リードアウトユニット ROU3
を用いた。F203S は最大流量 1.67 × 10−3[mN3/ s]、F201S
は最大流量 8.33 × 10−5[ mN3/ s] とし、微調整が可能とな
るように両者を使い分けた。
 供給する空気量が比較的小さいため、測定にはオリフィ
ス板として 4 分円ノズルを用いた。圧力、温度の測定結果
から流量を求める際には以下の式を用いた。
り、Nu =1.91 と求められる。これより h =750[ W/ m2K ]
である。また純粋な白金の輻射率は同じく T  = 2000[K ]に
おいてε= 0.2184 となる。これらを式(2-24)に代入して、
T g － T  = 260 と求められる。以上の補正を行い、図中の
A 点の熱電対温度を参照温度として PLIF による結果に補
正をした。補正後の PLIF による計測結果と熱電対との比
較を F ig.20 に示す。この結果から、両者が非常によく一
致しており、ここで提案した補正法の有効性が示された。
以上により、本計測システムを用いた場合、層流火炎であ
れば温度計測精度は 100[ K ]である。
６．ラム保炎器後流への応用
これまでに示した計測システムを用いて、ラム保炎器後
流の反応・輸送特性の解明を行った。本研究では保炎器菰
状を改良することにより火炎の短縮化を図り、NOx 排出
量の抑制を目的に研究を行った。以下に、燃焼装置、計測
結果を示す。
6.1燃焼装置
 燃焼場は流体の輸送と化学反応が相互に干渉し合うの
で、模型のスケールが異なる場合には厳密な意味での相似
則は成立しない。ラム燃焼器のように流入空気の全温が非
常に高く、かつ燃料にメタンを用いる場合には T hermal
NOx が支配的になると考えられるので、本研究では流体
の滞留時間に着目して実験装置の設計を行った。燃焼装置
の概略を F ig.21 に示す。空気の供給には小型送風機を用
い、バルブにより流量を調整しオリフィスにてその値を測
定する。その後、電気ヒーターによって加熱し、ベンド管
にて水平方向から鉛直方向へと流れの向きを変え、整流用
多孔板にて整流した後、保炎器の上流へと導く。一方、燃
料であるメタンはマスフローコントローラにより流量調整
され、左右二手に分かれて保炎器へと流入する。メタンと
空気は石英ガラスで形成された矩形流路内で混合し、保炎
器後流に拡散火炎を形成する。なお、空気流量、燃料流量、
温度等のデータはデータロガーを通して GPIB 通信により
パソコンへと集められ一括して管理される。また、ヒー
ターと流路をトラバース装置上に固定することにより、位
置の微調整を行った。以下に、個々の装置について詳細を
送風機及びヒーター
 小型送風機には竹綱製作所製の F 404、電気ヒーターに
は同じく竹綱製作所製の S-12TW を用いた。最大空気流量
は 0.025[ mN3/ s] である。温度制御には付属のコントロー
ラを用い、ヒーター出口の吐出温度は最高 1200[K ]まで上
昇させることができる。なおヒーターのフレーム表面には
断熱材としてニチアス製のファインフレックスブランケッ
トを使用した。
Q =      D2αβ2ε √2ρ1∆P(26)π
Fig. 20 Comparison between LIF and T.C.
Fig. 21 Schematic of Combustion Facility
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 ここで、Q は質量流量、D は円管の内径、α 及びβ は前
述の流量係数と絞り比、ρ は空気密度、∆P はオリフィス
前後の差圧である。また、ε は補正係数であり以下の式を
 ここで P1、P2 はそれぞれオリフィス前後の圧力である。
ベンド管及び矩形流路
ベンド管は断熱効果を向上させるために二重構造とし、
その隙間にファイバー状の耐熱繊維を充填した。ベンド管
の下流には整流用のパンチングメタルを挿入し、さらに円
形断面から矩形断面へとなめらかに移行するための助走区
間を設けた。また、保炎器より下流には溶融石英の板ガラ
スを 4 枚組み合わせて長さ 150[ mm] の流路を形成した。
データ集積と演算装置
 電気ヒーターの温度、オリフィス前後の圧力、燃料流量
等のデータは Y OK OGAWA 製のメモリーカードロガー
M odel3820 にて計測した。計測された実験データは、
GPIB 通信により PC へと転送され、PC 上で流量、流速、
当量比等の演算及び表示を行う。なお GPIB 通信にはナ
ショナルインスツルメンツ製の PCMCIA カードを使用し、
プログラムは C 言語によって自作したものを用いた。
トラバース装置
 ヒーター及び流路の位置を調整するために、シグマ光機
製の精密ラボジャッキΣ-306A-( 3) 及びメレスグリオ製の
トランスレーションステージ 07T AC512 を用いた。これ
により装置全体が水平方向に 100[ mm] 、鉛直方向に 70
[ mm] 移動可能である。
 本研究で用いた保炎器に共通な寸法及び形状を F ig.22
に示す。基本形状は V ガッタ型であり一辺 10[ mm] の正
三角形型の断面を有し、V 型の谷にメタン噴出用のパイプ
を取り付けた。この基本形状をもとに T ype-B ～ D の 3 種
類の保炎器を設計、製作した。略図をF ig.23に示す。T ype-
B は前述した最も一般的な型である。Type-C は V 型の谷
の中に空気を導入するための空気導入孔（ジェットホール）
を設けたモデルである。単純な形状の保炎器に比べて上流
からの流入空気がV 型の谷の中でも燃料と混合するため再
循環領域の下流でも反応が生じると考えられる。T ype-D
は空気の速度方向を V 型の谷に向けるための空気案内筒
（シリンダー）を取り付けたものである。非常に運動量の大
きいジェット状の空気が噴出直後のメタンと衝突し、より
効果的に両者の混合を促進できると考えられる。T ype-C、
D ともに空気が流入する孔の直径は等しい。また、燃料噴
射孔は T ype-B と同じ配列である。
6.2装置の性能
 実験に先立ち、装置の基本的な特性を把握するための予
備実験を行った。それらを以下に示す。
作動範囲の確認
 燃焼実験に先立ち、本装置が安定に作動する範囲を調べ
ε = −0.6038             +1(27)P1−P2P1
Fig. 22 Detail of V-gutter
Fig. 23 Characteristic of V-gutter
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た。温度による空気流量の範囲を F ig.24 に示す。斜線領
域が作動範囲である。この図が示す限界はヒーターの性能
によるものである。
 本装置では流入空気を水平方向から鉛直方向へと方向転
換しているため、遠心力により断面内の流速に偏りが生じ
ている可能性がある。そこでピトー管により保炎器上流の
断面速度分布の測定を行った。偏りが生じやすいように流
路は小流路を用いた。結果を F ig.25 に示す。X 軸に垂直
な 6 つの断面を Z 方向にピトー管をトラバースさせて計
測を行った。X=1 と X=41 は壁面近傍であるため境界層の
影響が認められるが、それ以外は一様に分布しており平均
断面流速が主流速度に等しいと仮定できる。
流路内の熱損失
 本来、流入空気温度としては保炎器直前の空気温度を用
いて評価しなければならないが、直前に熱電対を挿入する
と後流に乱れが生じてしまい燃焼場に影響を与えてしま
う。そのため本装置ではベンド管の部分に熱電対を設けた
が、保炎器に到達する前に熱損失により、熱電対の指示温
度よりも温度が低下している可能性がある。そこで保炎器
近傍に R 型熱電対を挿入し、予めベンド部の指示温度と実
際の流入空気温度の差を計測した。その結果を F ig.26 に
示す。横軸がベンド部分に取り付けられた熱電対、縦軸が
保炎器近傍に挿入した熱電対の指示温度である。この結果
から実験範囲である 1000[K ]までは熱電対の指示温度が実
際の流入空気温度と等しく、校正の必要がないことがわか
6.3実験条件
 入射光強度及び積算回数を種々に変化させて予備的な測
定を行い、計測に適切と思われる条件を調べた。その結果
をもとに、本研究では T able 4 に示す条件で行った。
T able 4  Measurement Condition
Fig. 25 Velocity Distribution of DuctFig. 26 Calibration of Temperature
Power [mJ]
Time [s]
Q1(10)
Tempe-rature
Fig. 24 Operating Region
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また、対象とした測定領域は保炎器後端から 50[mm]の幅
である。保炎器後端ではレーザ光の散乱による迷光が非常
に強く S/ N 比が低下するため、後端やや下流を測定開始
位置とした。また燃焼条件については、温度、流速または
流量、当量比の 3 つを種々に変化させてその傾向を調べる
のが望ましいが、実験装置の性能上、本研究では空気流量
一定の条件下にて温度を変化させて計測を行った。条件を
T able 5 に示す。
T able 5  F low Condition
6.4濃度計測結果
保炎器形状による相違
Type-B の計測結果を Fig.27 に示す。流入空気は温度 T
=310[K ]、流速 V  =6.8[m/ s]、当量比φ =0.1 である。写
真からもわかるように火炎形状は3次元的に形状を変えて
いるので、白線で示す 4 箇所にレーザを入射して OH 濃
度の分布を計測した。各断面で見ると OH は全て相似的な
分布をしており同一の形状が連続的にその位置を変えなが
ら火炎を構成していることがわかった。つまり Z-3 及び Z-
4 断面においても計測位置より下流では Z-1、Z-2 断面と
同様な OH 分布が生じていると考えられる。各断面では、
外側の主流と再循環領域によって形成される剪断流域にお
いて大部分の反応が生じており、内部では反応が生じてい
ないとことが確認できる。このように両側の剪断流の間に
反応が起きていないため、空間を有効に利用できないこと
が火炎の伸長につながっているのである。この状況は温度
の上昇によっても改善されることはなかった。
次に Type-C 及び D の計測結果を Fig.28 に示す。左が
OH 濃度の分布、右が考えられる内部の流れ場を示してい
る。実験条件は流入空気温度 T =500[K]、流速 V =11.0[m/
s] 、当量比φ =0.1 であり、レーザーシートはメタン噴出
孔の中心断面 ∆Z=0 に入射した。得られた濃度分布から、
T ype-C、D ともに保炎器後端からの剪断流域と再循環領
域の下流の双方において激しい反応が生じていることが明
らかになった。まず、T ype-C について考察を行う。噴出
したメタンはジェットホールを通過してくる空気と混合
し、噴出孔の下流に二股状の反応帯を形成する。その後、
未燃の混合ガスの一部は左右両側の負圧領域に引き戻され
再循環領域を形成し、T ype-B に見られるように主流との
剪断流域に帯状の火炎を形成する。また一部はそのまま下
流へと流され、左右両側からのジェットが互いに接触する
領域において比較的大きな反応帯を形成する。しかし、残
りの混合ガスはそのまま下流へと流れていくため、OH も
下流に伸びた分布となる。一方、T ype-D の場合、左右両
側から流入してきたジェット同士が正面から激しく衝突
し、大部分のジェットはメタンを巻き込みながら反動によ
り速度ベクトルを反転させる。その結果、下流では燃料過
濃となり燃焼可能な条件を満たさなくり、塊状の反応帯が
形成される。流入空気温度を上げると、この領域でも反応
が生じるようになる。また、ジェットの衝突による速度ベ
クトルの交換の結果、再循環領域は小さくなり、T ype-C で
310, 500, 800
11.8 × 10−3
0.1, 0.2
Qair [mN3/s]
Fig. 27 OH Distribution of Type-B (T=300K, φ=0.1)
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PLIF による燃焼場での OH 濃度・温度分布計測15
は保炎器後端から約 15mm の位置にあった内部空気との
反応のピークも T ype-D では上流側にシフトする。また、
保炎器後端の剪断流の領域に形成される OH の分布が
T ype-C よりも厚味をましているが、これはシリンダーの
末端から放出される渦のために、剪断流の領域における混
合が促進された結果であると考えられる。以上から、火炎
の短縮化という点では T ype-D の方が効果的であると考え
断面による相違
 空気導入用の穴は、不連続に設けられているため、レー
ザの入射位置によってOH 濃度の分布は大きく異なると考
えられる。そこで、入射位置を少しずつ移動して計測した
結果を F ig.29 に示す。上が T ype-C､下が T ype-D の計測
結果である。実験条件は流入空気温度 T =500[K ]、流速 V
=11.0[m/ s]、当量比φ =0.1 であり、レーザシートはメタ
ン噴出孔の中心断面 ∆Z=0 に入射した。C の場合、ジェッ
トホールから最も離れた位置においても内部に導入した空
気の効果が現れているが、T ype-D の場合、シリンダーか
ら離れるに従い徐々に内部での反応の割合は低下し、シリ
ンダーから最も離れた位置では反応がほとんど見られな
い。これはシリンダーを通過した空気はメタン噴出口へ向
かう運動量成分が非常に大きく衝突により横方向には拡散
しにくいためと考えられる。このシリンダーから離れた位
置でも内部の空気による反応を起こすことができれば、
T ype-D の火炎長さはさらに短縮されると考えられる。
当量比による相違
 Fig.30 の上図が当量比 0.1、下図が当量比 0.2 のときの
OH 濃度である。これにより、当量比がある一定値を越え
ると、ジェットホールやシリンダーの効果は、なくなり、
単純な形状の保炎器と同じように、後端の剪断流における
反応だけになることがわかる。これは、当量比の増加によ
りメタンの運動量が増え、内部に導入した空気と十分に混
合しなくなるためと考えられる。つまり、本研究のように
形状の改良を有効に利用するためには、一定負荷以下の状
態で燃焼を行わなければならないことがわかる。
6.5温度計測結果
 T ype-C の保炎器に対して、空気温度 T =500[K ]、流速
V  =6.8[ m/ s] 、当量比φ =0.1 の条件下で温度計測を行っ
た。結果を F ig.31 に示す。この計測結果には前述の補正
Fig. 28 OH Distribution of Type-C and D
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を適用している。この結果からは、再循環領域の外縁に高
温領域が形成されており、発生した熱が対流の効果により
下流へ運ばれていると考えられる。しかしながら、得られ
た結果は高温領域と低温領域が交互に入り組んだ斑模様を
示しており、実際の温度場にこのような分布が形成される
とは考えにくい。これは積算時間が短いために場の平均値
を捉えられなかったことが原因と考えられる。ブンゼン
バーナのような層流燃焼では比較的短時間の計測から温度
分布を求めることができるが、ラム保炎器後流のような乱
流燃焼では、より積算時間を増やす必要がある。しかし、
過度の積算時間の増加は膨大な計測時間の必要性を意味し
ており、実用的ではない。今後は、本計測システムを用い
た場合に適切と考えられる積算時間を求め、その実用性を
検討するとともに、同時計測を可能とするシステムの改良
Fig. 29 Dependence of OH on Cross Section
Fig. 30 Dependence of OH on Equivalent Ratio
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PLIF による燃焼場での OH 濃度・温度分布計測17
を行う必要がある。
PL IF 法の実験的研究を行い、以下のことが明らかに
1. 蛍光誘起用レーザ光強度：0.5mJ / pulse、レーザシート
光巾：50mm、レーザシート厚さ：0.1mm（焦点）を用
いて、ブンゼンバーナ及びラム保炎器モデル後流にお
ける二次元ＯＨ相対濃度分布、温度分布について有効
な結果が得られた。
2. 実験的誤差、理論的誤差を検討して対策を講じた結果、
ＯＨ相対濃度においては 15% 以内、温度においては層
流火炎については± 50K で計測できた。
3. 保炎器後流の乱流火炎での温度計測においては、２つ
の誘起レーザ光波長によるＯＨ濃度分布画像がそれぞ
れ別の時間帯に計測される（同時計測が不可能）ため、
火炎変動による計測条件変化の影響が著しく、正確な
計測のためには積算回数の増大や、それに伴う問題点
の検討が必要となった。
4. 3 種類のラム保炎器後流での火炎計測の結果、保炎器
に空気を導入するためのジェットホールやシリンダー
を設けて燃料と空気の混合を改善することによって、
短炎化と低 NOx 化に寄与できる様子が明らかになっ
5. しかし当量比を増加すると保炎器の形状によらず火炎
が伸長してしまい、形状改良の効果が見られなかった。
８．参考文献
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Fig. 31 Dependence of OH and Temperature Image
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航空宇宙技術研究所報告 TR-1394 号18
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