Full resolution (JPEG) - On this page / på denna sida - 1959, H. 47 - Markeffektfarkoster, av Alan McLean och Olle Ljungström
<< 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.
närheten av marken uppvägs denna förlust mer
än väl av tryckökningen i kudden.
Ett helt annat sätt att åstadkomma en
lyftande luftkudde prövades på 1940-talet av finnen
Kaario, som använde sig av en "rammvinge".
Här är det inte frågan om statisk svävning
utan man utnyttjar det dynamiska tryck, som
farten framåt ger. Principen verkar tilltalande
ur effektsynpunkt, emedan man slipper blåsa
luft nedåt för att upprätthålla det lyftande
kuddtrycket, men fordonet kan knappast
inrangeras bland egentliga markeffektfarkoster
på grund av att stillastående svävning ej är
möjlig.
Teori för statisk lyftkraft
För tryckklockan kan man lätt härleda ett
ungefärligt uttryck för lyftkraften vid
svävning om man antar att svävhöjden är så liten,
att luften inuti klockan kan betraktas som
stillastående. För en tryckklocka med cirkulär
planform, erhålles med beteckningar enligt
fig. 1, att
den utgående impulsen J (massflöde x
bastig-het)
J = qv n D h k- v
där k är en kontraktionskoefficient (ca 0,61),
och q är luftens täthet.
Vidare är dynamiska trycket Ap = lliOV-
Lyftkraften blir L = Ap n/4 D"
Den lyftkraftsförstärkning man får på grund
av markeffekten blir då
\_D
8 k h
Här jämför man den verkliga lyftkraften L
med den lyftkraft man skulle få genom att
rikta impulsen J rakt nedåt utan markinterferens.
Här är man för en gångs skull betjänt av ett
lågt värde på kontraktionskoefficienten.
Vid en ringstråle blir förhållandena litet
annorlunda. Med beteckningarna enligt fig. 1,
samt med antagande av att strålskiktet är
tunt (tjocklek t), blir impulsen
/ = Qv 7t Dt-v
För jämvikt måste trycket i kudden balanseras
av impulsändringen i horisontalled:
h ■ Ap = q vt • v (1 + eos B)
Lyftkraften
. Ji D2 „
L = Ap —–-h J sin B
I detta fall blir förstärkningsfaktorn
L 1 + eos BD,.-.
7 =––— + sm B
Förstärkningsfaktorn har beräknats som
funktion av höjdförhållandet för ett antal
konfigurationer, dels för klocka, dels för ringstråle
med olika strålvinklar (fig. 2). Det är tydligt,
att man får mycket stora förstärkningar, om
höjden är tillräckligt liten i förhållande till
diametern. Däremot kan markinterferensen bli
skadlig, dvs. lyftkraftsförstärkningsfaktorn kan
bli mindre än 1, om höjden blir för stor.
Man ser att den inåtriktade ringstrålen är
överlägsen vid små höjder, men att den
optimala strålvinkeln ökar med höjden. Även vid
små höjder har man ingen anledning att välja
vinkeln mindre än 30°. Orsaken till att
kurvorna korsar varandra vid större höjder är,
att kuddtrycket minskar relativt impulsen så
att sin ©-termen i lyftkraftsekvationen börjar
göra sig gällande. I praktiken torde området
under h/D = 0,1 vara mest aktuellt, och då
bör man tydligen välja en ringstråle med B
ca 30°. Denna enkla teori kan lätt utvecklas
för att även täcka fallet ändlig stråltjocklek.
Man kan även ta fram en exakt
rotationssym-metrisk lösning, men resultaten skiljer sig inte
nämnvärt från det man får med den enkla
teorin.
Även om man kan uppnå höga
förstärkningsfaktorer och därmed mycket god
transportekonomi över jämna ytor, uppstår svårigheter
när man måste färdas över stora ojämnheter.
Fig. 2.
Lyftkraftsförstärkning L/J som
funktion av
förhållandet h/D.
Fig. 3. Lyftkraft
L/r]E i kil o pond
per hästkraft
som funktion av
areabelastning
LIS.
1314 TEKNISK TIDSKRIFT 1959
<< prev. page << föreg. sida << >> nästa sida >> next page >>
