Full resolution (JPEG) - On this page / på denna sida - Sidor ...
<< 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.
Teknisk Tidskrift
Emellertid uppstår enligt den enkla hörnteorien
genast efter inloppet till sneddavloppet en
avlösning av strålen (se fig. 8) och frågan är, om detta
verkligen mer motsvarar verkligheten än
fullskovel-teorien, ty huru skall då den reaktionskraft erhållas,
som erfordras för strålens avlänkning.
Man inser, att Prandtls hörnteori, såsom den här
tillämpats, ej kan anses vara säker, utan måste man
tänka på att störningsfronter utgå även från
snedd-avloppets andra hörn 02 (se fig. 8), men blir då saken
synnerligen invecklad.
Fig. 9. Zerkowitz:
turbinen "känner" endast tills
att en tryckfront O i O2
uppstår och är då wa =
Fig. 8. Prandtls enklaste
hörnteori ger ibland större
strål-bredd än möjligt.
3) Zerkowitz framlade ett enkelt betraktelsesätt
i ZdVdl 1922, sid. 533, för vad som sker i ett
snedd-avlopp vid efterexpansion.
Han framhöll, att förloppet vid ett sneddavlopp
går, såsom Prandtls teori anger, med raka
tryckfronter, utgående från hörnet Ox men antager han
åter, att skoveln så att säga alltid går full.
Han förutsätter vidare, att i enlighet med
Prandtl hastighetens komposant _L tryckfronten
är r= ljudhastigheten i denna punkt.
Eftersom han sålunda räknar med "fullskovel",
måste denna hans förutsättning tillämpad på
avloppsförlusten ge samma överljudhastighetskurva som vår
under 1) uträknade, dvs. att för t. e. ß — 30° blir
överljudhastighetskurvan enligt Zerkowitz’
antagande som kurvan (1) i diagram 5.
Emellertid är ju självklart, att avloppshastighetens
inverkan på sista skoveln endast kan "kännas"
medan ångstrålen ännu är kvar i sneddavloppet; några
reaktionskrafter på skoveln kunna knappast
uppväckas av vad som sker efter det strålen lämnat
sneddavloppet. Slutpunkten på överljudhastighetskurvan
måste, så betraktat, erhållas när en tryckfront,
utgående från 01 bildar sneddavloppets hypotenusa
01 02 (se fig. 9), och i enlighet med Prandtls teori
är då nödvändigtvis rø2:s komposant wa t==
ljudhastigheten cxo 380 m/sek.
Således få vi, att Zerkowitz’ antagande ger
slutpunkten Si (slutpunkt för ljudhastigheten) genom att
på kurvan (T) i fig. 5 uppsöka den punkt, som svarar
mot ungefär wa ■— 380 m/sek.
Detta är således en helt annan slutpunkt än den,
som under 1) vid den enkla fullskovelteorien angavs
med S<.,if, och synes det, som om denna nya slutpunkt
Si är rätt sannolik. Det sannolika utseendet på
avlopp sför lustkurvan vid överljudhastighet skulle
sålunda vara L —► St-
ill. Ytterligare förlängning över
slutpunkten Si eller Sw av
avloppsför-lustkurvan.
En expansion utöver slutpunkten medför givetvis
ej någon ändring i turbinens effekt, ty sker
expansionen utanför skoveln, och kan man då likaväl låta
bli att medräkna till värmefallet den del av
detsamma, som ligger efter uppnåendet av denna
slutpunkt, men å andra sidan är det omständligt att
uttaga, huru långt värmefallet skall räknas, och vore
det säkert betydligt enklare, speciellt vid prov med
turbiner, om man alltid kunde räkna med hela
värme-fallet och ha en avloppsförlustkurva, som fortsätter
så över slutpunkten, att ökningen i värmefallet
utanför slutpunkten redovisas i motsvarande ökning i
avloppsförlusten fas rådande i denna punkt, dvs. att
utanför slutpunkten 5 sätta vi totala avloppsförlusten
fa (tot) — fas h-k
där is = värmeinnehållet i slutpunkten S
i\ — „ efter den fortsatta expan-
sionen i kondensorhalsen vid tänkt
adiabatisk expansion utgående från S.
Värmeinnehållsskillnaden i, — i\. kan lätt uttagas
ur värmeinnehållsdiagrammet eller uttryckas enl. de
förefintliga formlerna för adiabatiska expansioner
mellan volymen v, och v’k rådande resp. i
slutpunkten S och efter den fortsatta expansionen i
kondensorhalsen, nämligen
v w
Förhållandet kan tydligen även sättas =
där iOga = axiella (resp. radiella) komposanten av
avloppshastigheten i slutpunkten 5
w’ak = tänkt axiell (resp.radiell) komposant av
V\
tänkt avloppshastighet = — där V’k (m3/s)
* a
är tänkt volymström i tänkta tillståndet i
kondensorhalsen vid adiabatisk
expansion från S-
Antaga vi nu t. e., att slutpunkten är i S: kan lätt
is — i’k beräknas, och är detta gjort i diagram 5 under
antagande som sannolikt värde av
Psv, 00 1,3- 104.
Det så beräknade värdet is — i\ adderas nu över fas
och får man så den tredje delen av
avloppsförlustkur-van markerad med de streckade kurvorna fa (,„,) för
,ß — 30° resp. /?t=45°
i diagram 5.
I fig. 10 a visas, huru
i ett s-i-diagram man
med det i
kondensorhalsen uppmätta trycket
pk och det ur provet
uträknade värdet A l
finner tillståndet (2)
hos ångan vid just
avloppet från sista
skoveln under vanliga
förhållanden med wa<
<380 m/sek.
Fig. 10 a. Uttagandet av
tillståndet 2 och had när w a < wt.
46
18 april 1942
<< prev. page << föreg. sida << >> nästa sida >> next page >>
