Full resolution (JPEG) - On this page / på denna sida - H. 3. 20 januari 1945 - Insänt: Kavitationens fysikaliska förklaring och dess verkningar, av Elov Englesson, Hans Edstrand och Hjalmar O Dahl - Insänt: Regleringsskivans volymförhållanden vid genomgångsslipning, av Sten Thomte och Herbert Carlsson
<< prev. page << föreg. sida << >> nästa sida >> next page >>
Below is the raw OCR text
from the above scanned image.
Do you see an error? Proofread the page now!
Här nedan syns maskintolkade texten från faksimilbilden ovan.
Ser du något fel? Korrekturläs sidan nu!
This page has never been proofread. / Denna sida har aldrig korrekturlästs.
27 januari 1945
83
ångblåsan äro ungefär lika stora, måste man då söka
finna en mera acceptabel förklaring till blåsans häftiga
hopstörtande. En dylik förklaring har ej presterats av
Englesson och Edstrand, så vitt jag kan finna, och de
förbigå även frågan om huru vattenströmmens
retardation egentligen kommer till stånd.
Enligt min mening måste man förutsätta en retardation
med plötslig tryckstegring enligt Carnot-Borda såsom
primärt fenomen. Först då en ångblåsa dras in i detta
högre tryckgebit erhålles förutsättningen för ångans
kondensation och blåsans hopstörtande. Att vid detta
hop-störtande en sekundär tryckstegring mot blåsans
centrum eller mot angränsande vägg, då blåsan följer en
sådan, vill jag inte förneka. Att ett knastrande ljud även
åtföljer detta fenomen är även naturligt. Vid de tillfällen,
då "implosionen" synes såsom snabba ljusglimtar i
vattnet, är det nog fråga om vanliga pulsationer hos vattnet
inom ett gebit, där vattentrycket normalt endast
obetydligt överstiger ångtrycket.
Att gasblåsor för övrigt kunna uppträda inom ett visst
bredare gebit, där trycket väsentligen överstiger den
mättade ångans tryck, får sin förklaring av att vattnets
lösningsförmåga för t.ex. luft väsentligen sjunker med
trycket. Lösningsförmågan uppges vara ungefär konstant i
volymprocent räknat. Storleksordningen är ca 1 %. Om
vattnet vid atmosfärtryck vore till hälften mättat med
luft, så skulle redan vid 1 m absolut tryck ca 4/5 av den
lösta luften avskiljas såsom små blåsor, vilka sedan baka
ihop sig till större enheter, och sedan ej åter hinna lösas,
utan under kompression medfölja till avloppet, där de
i regel äro lätta att observera. Blåsorna mättas med
vattenånga, men detta kan ske endast till den mättade ångans
tryck såsom partialtryck, sålunda till ca 0,2 m tryck vid
vanlig temperatur. Blåsorna komma sålunda i dylikt fall
att innehålla endast en mindre del vattenånga och kunna
ej ge upphov till några kraftigare implosionstryck. I lägre
tryckområden, sålunda i allmänhet ju mera man närmar
sig en angränsande vägg, som vattnet har svårt att följa,
ju högre implosionstryck skulle då kunna uppstå. Vi
kunna härav dra den slutsatsen, att Spannhake vid sin
kinematografering av strömningen i ett venturirör
sannolikt arbetat med väl avluftat vatten. Vid detta försök, om
vilket Englesson och Edstrand undvikit att yttra sig, är
det svårt att tillämpa betraktelsesättet med intill väggen
imploderande ångblåsor, då vattnet i kompakt stråle
genom den omgivande ångatmosfären och träffar stötytan på
rätt stort avstånd från omgivande väggar.
Av ovanstående drar jag den slutsatsen, att det
sannolikt råder en avgjord skillnad i
erosion-korrosionsförlop-pet vid olika kvantitativ utveckling av
kavitationsfeno-menet. Vid begynnande kavitation, då trycket invid en vägg
nedgår till ångtrycket, börjar vattnet invid väggen att
utveckla ångblåsor. Om nu samtidigt å visst ställe uppstår
ett retardationsförlopp med tryckstegring enligt
Carnot-Borda, så få ångblåsorna vid väggen möjlighet till hastig
kondensation, varvid det uppstående extra trycket kan
tänkas påverka väggen. I eller strax under löphjulet torde
vattnet framgå i skikt med större hastighet med
mellanlagring av virvlande vatten, varigenom betingelserna för
retardationen föreligga även inom det med vatten helt
fyllda gebitet.
Vid starkt utvecklad kavitation, då vid t.ex. en
kaplanturbin under skovlarna uppstå stora kaviteter fyllda av
ånga; medan vattnet i en stråle för varje skovel med
relativt stor hastighet strömmar ned i denna ångatmosfär.
kan stötytan förskjutas till och med några meter ned i
sugröret. Det är knappast sannolikt, att väggarna då
påverkas på samma sätt som i det förra fallet. En närmare
undersökning av denna fråga vore nog av värde.
För övrigt vill jag blott påpeka att jag inte har något
intresse för ett motsatsförhållande mellan oss hydraulici.
Vi böra ju alla söka bidra till ett klarläggande av de
problem vi möta och till deras förklaring i
överenstämmelse med mekanikens lagar. Hjalmar O Dahl
Regleringsskivans volymförhållanden
vid genomgångsslipning
Med anledning av ingenjör Herbert Carlssons artikel i
Teknisk Tidskrift 1944 s. 1081 ber jag få anföra följande
förtydligande och förenkling av beräkningsmetoden.
Carlsson skriver: "För att få en teoretiskt riktig
skärpning skulle verktyget ha samma radie som arbetsstycket."
Då ett cylindriskt arbetsstyckes kontakt med
regleringsskivan teoretiskt är en rät linje, är det svårt att förstå,
varför skärpningsverktygets (peristatens?) radie skall vara
lika med arbetsstyckets. Huvudsaken är, att
regleringsskivan ges en sådan form, att kontaktlinje arbetsstycke—
regleringsskiva erhålles.
Den enda rotationskropp, som i detta fall medger en rät
kontaktlinje vid snedställning, är den enmantlade
rota-tionshyperboloiden, och dess ekvation är
Z2 + 9’2 _ fi = j
a2 a2 b2
Om vi skära rotationshyperboloiden med ett plan på
avståndet y = a få vi ekvationen för de räta linjer, som
ligga på dess yta
x z
- + = o
a b
a b
Dessa linjer ligga i planet y = a. Om de projiceras på
zz-planet, finna vi, att de bli asymptoterna till
hyperbel-ekvationen
x2 z1 _
02 ~ P
Den ena av dessa asymptoter motsvarar kontaktlinjen
arbetsstycke—regleringsskiva. Då regleringsskivan skärpes
motsvarande avståndet h över centrumlinjen
slipskiva—regleringsskiva, parallellförflyttas denna asymptot samma
avstånd, dvs. hyperbelns medelpunkt förflyttas efter z-axeln
avståndet —-.
sin oc
Om vi välja denna medelpunkt till origo för ett nytt
koordinatsystem, få vi avstånden till regleringsskivans plana
sidor —och —–.- och ekvationen för hyper-
2 sm a 2 sina
beln
fr
&i2
= 1
Denna senare hyperbel ger oss på ett enkelt sätt alla
upplysningar om regleringsskivans form och volym vid olika
vinkelinställningar av regleringsskivan och
höjdinställ-ningar av arbetsstycket.
Förslaget att ge regleringsskivans flänsar olika diametrar
på grund av hyperboloidformen kan visserligen ha
teoretiskt intresse, men i praktiken gör man givetvis flänsarna
lika i diameter och väljer denna så liten som möjligt.
Sten Thomte
Ingenjör Thomtes påstående att ett cylindriskt
arbetsstyckes kontakt med regleringsskivan teoretiskt är en rät
linje har förmodligen sin grund i otillräckliga
undersökningar. Att den teoretiska kontaktlinjen är en kurva
framgår lätt om man ritar upp ett ingrepp och därvid använder
sig av större lutningsvinkel och arbetsstycke. Denna kurvas
ekvation satisfieras av lika stora värden på
skärpningsverktygets och arbetsstyckets radier.
Vad förenklingen av beräkningsmetoden beträffar
försökte jag också med koordinatförflyttning men fann att
utredningen icke förenklades genom denna metod. Vid
volymberäkning får integralen då gränserna
« och _(!+ M
2 sin a \ 2 sm <xl
och integrationen blir betydligt mera omständlig.
Dessutom anser jag det vara mera ändamålsenligt att utgå
från ett fixt plan än från ett plan vars läge är en funktion
av två variabler. Herbert Carlsson
<< prev. page << föreg. sida << >> nästa sida >> next page >>
