DE4024793A1 - Drucktransformator - Google Patents
DrucktransformatorInfo
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- F—MECHANICAL ENGINEERING; LIGHTING; HEATING; WEAPONS; BLASTING
- F03—MACHINES OR ENGINES FOR LIQUIDS; WIND, SPRING, OR WEIGHT MOTORS; PRODUCING MECHANICAL POWER OR A REACTIVE PROPULSIVE THRUST, NOT OTHERWISE PROVIDED FOR
- F03G—SPRING, WEIGHT, INERTIA OR LIKE MOTORS; MECHANICAL-POWER PRODUCING DEVICES OR MECHANISMS, NOT OTHERWISE PROVIDED FOR OR USING ENERGY SOURCES NOT OTHERWISE PROVIDED FOR
- F03G7/00—Mechanical-power-producing mechanisms, not otherwise provided for or using energy sources not otherwise provided for
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- General Engineering & Computer Science (AREA)
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Description
Der Drucktransformator gehört zu der Gattung
der Kompressoren.
Konventionelle Kompressoren vermögen den Druck
eines kontinuierlichen Gasmengenstroms nur
durch den Einsatz von Fremdenergie auf ein
höheres Druckniveau zu pumpen. Sie müssen dazu
eine sogenannte Kompressionsarbeit leisten,
welche sich in der Zunahme der thermischen
Energie des erzeugten Druckgases wiederfindet.
Konventionelle Kompressoren bedürfen des beständigen
Einsatzes von Energie, um ein Arbeitsgas
auf ein höheres Druckniveau zu pumpen.
Aufgabe ist es, einen kontinuierlichen Gasmengenstrom
allein durch die periodische Störung
des thermodynamischen Gleichgewichtes, ohne
Einsatz von Fremdenergie, auf ein höheres Druckniveau
zu transformieren.
Diese Aufgabe wird erfindungsgemäß durch die
gattungsgemäßen Einrichtungen des Anspruchs
zu 1 gelöst.
Die erzielbaren Vorteile bestehen darin, daß
mittels der Erfindung Wärmeenergie direkt und
verlustlos in andere Energieformen gewandelt
werden kann sowie Druckdifferenzen allein durch
die periodische Funktion des Drucktransformators
erzielt werden können.
In der Zeichnung, Blatt 1, ist der Drucktransformator schematisch dargestellt:
I) Kennzeichnet die Lavaldüse des Drucktransformators.
Fs) Kennzeichnet den engsten Querschnitt der Lavaldüse.
F1) Kennzeichnet den Querschnitt des Induktionskanals.
II) Kennzeichnet den Induktionskanal.
III) Kennzeichnet das Mengenstrommodulationssystem.
IIIa) Kennzeichnet den Absperrschieber des Mengenstrommodulationssystems.
IIIb) Kennzeichnet die elektromagnetische Steuereinheit.
IIIc) Kennzeichnet einen druckabhängigen Schalter, welcher den Induktionsvorgang synchronisiert.
IV) Kennzeichnet den Druckbehälter, an welchen der Induktionskanal angeschlossen ist.
Fs) Kennzeichnet den engsten Querschnitt der Lavaldüse.
F1) Kennzeichnet den Querschnitt des Induktionskanals.
II) Kennzeichnet den Induktionskanal.
III) Kennzeichnet das Mengenstrommodulationssystem.
IIIa) Kennzeichnet den Absperrschieber des Mengenstrommodulationssystems.
IIIb) Kennzeichnet die elektromagnetische Steuereinheit.
IIIc) Kennzeichnet einen druckabhängigen Schalter, welcher den Induktionsvorgang synchronisiert.
IV) Kennzeichnet den Druckbehälter, an welchen der Induktionskanal angeschlossen ist.
In der Zeichnung, Blatt 3, ist der Drucktransformator schematisch, in
seiner Anordnung als Perpetuum Mobile zweiter Art dargestellt:
1 Kennzeichnet die Gaseintrittsöffnung, durch welche beim Startvorgang
das verwendete Arbeitsgas eingespeist wird.
2 Kennzeichnet ein Ventil, welches beim Startvorgang geöffnet ist.
4 Kennzeichnet ein Ventil, welches beim Startvorgang geschlossen ist.
I) Kennzeichnet die Lavaldüse.
II) Kennzeichnet den Induktionskanal.
III) Kennzeichnet das Mengenstrommodulationssystem.
IV) Kennzeichnet den anschließenden Druckbehälter.
V) Kennzeichnet eine Turbine mit elektrischem Generator, welcher dem eintretenden Gasstrahl einen Teil seiner kinetischen Energie entzieht.
3 Kennzeichnet Wärmeaustauschbleche.
2 Kennzeichnet ein Ventil, welches beim Startvorgang geöffnet ist.
4 Kennzeichnet ein Ventil, welches beim Startvorgang geschlossen ist.
I) Kennzeichnet die Lavaldüse.
II) Kennzeichnet den Induktionskanal.
III) Kennzeichnet das Mengenstrommodulationssystem.
IV) Kennzeichnet den anschließenden Druckbehälter.
V) Kennzeichnet eine Turbine mit elektrischem Generator, welcher dem eintretenden Gasstrahl einen Teil seiner kinetischen Energie entzieht.
3 Kennzeichnet Wärmeaustauschbleche.
Die Erklärung der benutzten Formelbuchstaben findet sich
auf Seite 14.
Literaturhinweise sind mit geklammerten Zahlen gekennzeichnet (1); (2); . . . und finden sich auf Seite 14 und 15.
Die benutzte Graphik und Tabelle findet sich auf Seite 13.
Literaturhinweise sind mit geklammerten Zahlen gekennzeichnet (1); (2); . . . und finden sich auf Seite 14 und 15.
Die benutzte Graphik und Tabelle findet sich auf Seite 13.
(Siehe hierzu auch das Funktionsablaufschema in der Zeichnung, Blatt 2).
In der Lavaldüse wird ein kontinuierlicher Gasmengenstrom, den
wir uns in einem Kessel oder Rohrsystem mit den Zustandsvariablen
p0; V0; W0; T erzeugt denken, bei festgesetztem Öffnungsverhältnis
F₁/Fs auf Überschallgeschwindigkeit beschleunigt. Der Gasmengenstrom
strömt nach Verlassen der Lavaldüse mit der Geschwindigkeit
W1, dem Druck p1, dem Volumen V1 und der Temperatur T1 durch
den anschließenden Induktionskanal. Damit sich beim Startvorgang
eine Überschallströmung im Induktionskanal ausbilden kann, muß
der Druck p4 entsprechend klein sein.
Der Induktionskanal wurde nun schlagartig durch das Mengenstrommodulationssystem
an seinem Ende gasdicht verschlossen. Der Gasmengenstrom
staut sich nun vor dem Mengenstrommodulationssystem
auf. Seine Geschwindigkeit ist dann: W2=0. Im Induktionskanal
lassen sich nun zwei Zustandsfelder lokalisieren, welche durch die
Stoßfront Fα voneinander getrennt sind. An dieser Stoßfront Fα
tritt der Gasmengenstrom im Zustand W1; p1; V1; T1 in das Zustandsfeld
2 mit den Zustandsvariablen W2; p2; V2; T2 in Form
eines geraden Verdichtungsstoßes über. Da bei diesem Vorgang das
Volumen V2 nicht unendlich klein werden kann, postulieren wir, das
die Stoßfront Fα mit der Geschwindigkeit W′2 in den Induktionskanal
hineinwandert. Diesen Vorgang kennzeichnen wird als Induktionsstoß.
Auf Grund des Energiesatzes muß der absolute Energiegehalt auf
beiden Seiten der Stoßfront gleich sein (1). Um die Zustandsvariablen
mit dem Index 2 hinter der Stoßfront Fα ermitteln zu können, denken
wir uns die Beobachtungsposition parallel zum Induktionskanal mit
der Geschwindigkeit W′2, synchron mit der Verdichtungsfront Fα verschoben.
Dieser Vorgang läßt sich dann mit Hilfe der Theorie des
geraden stationären Verdichtungsstoßes eindeutig untersuchen (2).
Die Geschwindigkeit W1, welche der Beobachter B links von der Stoßfront
Fα sieht, ist dann: W′1=W1+W′2.
Die Geschwindigkeit W′2 rechts von der Stoßfront Fα ist dann W′2, da W2 gleich 0 ist.
Hier ermitteln wir für W′2 also die Geschwindigkeit, mit welcher sich der Beobachter relativ zum Induktionskanal bewegt.
Für den geraden stationären Verdichtungsstoß gilt, daß das Produkt der Geschwindigkeit W1 vor der Verdichtungsfront und der Geschwindigkeit W2 dem Quadrat der Schallgeschwindigkeit Ws ist:
Die Geschwindigkeit W′2 rechts von der Stoßfront Fα ist dann W′2, da W2 gleich 0 ist.
Hier ermitteln wir für W′2 also die Geschwindigkeit, mit welcher sich der Beobachter relativ zum Induktionskanal bewegt.
Für den geraden stationären Verdichtungsstoß gilt, daß das Produkt der Geschwindigkeit W1 vor der Verdichtungsfront und der Geschwindigkeit W2 dem Quadrat der Schallgeschwindigkeit Ws ist:
W1 · W2 = Ws² (3)
Für den Induktionstoß gilt dann: W′1=W1+W′2, W′1 · W′2=Ws².
Zusammengefaßt ergibt sich: (W1+W′2) · W′2=Ws².
Ebenso gilt:
Durch Umformen erhalten wir:
Bei bekannter Geschwindigkeit W1 und W2 läßt sich auf diese Weise
das Verhältnis von dem Volumen V1 und V2 vor und hinter der
Stoßfront Fα ermitteln.
Das Verhältnis des Drucks p₂ : p₁ läßt sich dann aus der Rankine-
Hugoniot-Kurve für den Isentropenexponent ermitteln (5).
1. Startbedingungen:
F1/Fs=1,02, p0/p1=2, W1/Ws=1,04, =1,4.
(Die Angaben stammen aus Tabelle 1 (6), siehe auch Seite 13 und gelten für zweiatomige Gase bei reibungsfreier Strömung.)
Für den Induktionsstoß gilt:
F1/Fs=1,02, p0/p1=2, W1/Ws=1,04, =1,4.
(Die Angaben stammen aus Tabelle 1 (6), siehe auch Seite 13 und gelten für zweiatomige Gase bei reibungsfreier Strömung.)
Für den Induktionsstoß gilt:
(W1+W′2) W′2=Ws²=(1,04+0,6075) · 0,6075=1,0008∼1
W′1=W1+W′2=1,04+0,6075=1,647
W′2=0,6075
W′1=W1+W′2=1,04+0,6075=1,647
W′2=0,6075
V2=V1 · 0,368
Die Dichte ρ=1/V.
Die Dichte ρ=1/V.
Für das Druckverhältnis p1/p2 ermitteln wir
auf graphischem Wege für das Verhältnis der
Dichtezunahme
aus der
Rankine-Hugoniot-Kurve: p₂/p₁=4,6 (7), siehe auch
Seite 13. Der Druck p2 ist also um den Faktor 4,6
größer als der Druck p1, und da p1=p0/2 ist, ist
der Druck p2 um den Faktor 2,3 größer als der Druck p0:
Der Druck p2 ist also um den Faktor 2,3 größer als p0
2. Startbedingungen:
F1/Fs=1,21, p0/p1=4, W1/Ws=1,40, =1,4.
(Aus Tabelle 1 (6) siehe auch Seite 13).
F1/Fs=1,21, p0/p1=4, W1/Ws=1,40, =1,4.
(Aus Tabelle 1 (6) siehe auch Seite 13).
(W1+W′2) W′2=Ws²=(1,4+0,521) · 0,521=1,0008∼1
W′1=W1+W′2=1,4+0,521=1,921
W′2=0,521
W′1=W1+W′2=1,4+0,521=1,921
W′2=0,521
V2=V1 · 0,271
Die Dichte ρ=1/V.
Die Dichte ρ=1/V.
Für das Druckverhältnis p1/p2 ermitteln wir auf
graphischem Wege für das Verhältnis der Dichtezunahme
aus der Rankine-
Hugoniot-Kurve: p₂/p₁=8,2 (7), siehe auch Seite 13.
Der Druck p2 ist also um den Faktor 8,2 größer
als der Druck p1, und da p1=p0/4 ist, ist der
Druck p2 um den Faktor 2,05 größer als der Druck p0:
Der Druck p2 ist also um den Faktor 2,05 größer als p0.
3. Startbedingungen:
F1/Fs=1,47, p0/p1=6, W1/Ws=1,55, =1,4.
(Aus Tabelle 1 (6) siehe auch Seite 13).
F1/Fs=1,47, p0/p1=6, W1/Ws=1,55, =1,4.
(Aus Tabelle 1 (6) siehe auch Seite 13).
(W1+W′2) W′2=Ws²=(1,55+0,4905) · 0,4905=1,0006∼1
W′1=W1+W′2=1,55+0,4905=2,04
W′2=0,4905
W′1=W1+W′2=1,55+0,4905=2,04
W′2=0,4905
V2=V1 · 0,24
Die Dichte ρ=1/V.
Die Dichte ρ=1/V.
Für das Druckverhältnis p1/p2 ermitteln wir auf
graphischem Wege für das Verhältnis der Dichtezunahme
aus der Rankine-
Hugoniot-Kurve: p₂/p₁=13,8 (7), siehe auch Seite 13.
Der Druck p2 ist also um den Faktor 13,8 größer
als der Druck p1, und da p1=p0/6 ist, ist der Druck
p2 um den Faktor 2,3 größer als p0:
Der Druck p2 ist also um den Faktor 2,3 größer als p0.
4. Startbedingungen:
F1/Fs=1,7, p0/p1=8, W1/Ws=1,64, =1,4.
(Aus Tabelle 1 (6) siehe auch Seite 13).
F1/Fs=1,7, p0/p1=8, W1/Ws=1,64, =1,4.
(Aus Tabelle 1 (6) siehe auch Seite 13).
(W1+W′2) W′2=Ws²=(1,64+0,4735) · 0,4735=1,0007∼1
W′1=W1+W′2=1,64+0,4735=2,11
W′2=0,4735
W′1=W1+W′2=1,64+0,4735=2,11
W′2=0,4735
V2=V1 · 0,224
Die Dichte ρ=1/V.
Die Dichte ρ=1/V.
Für das Druckverhältnis p1/p2 ermitteln wir auf
graphischem Wege für das Verhältnis der Dichtezunahme
aus der Rankine-Hugoniot-
Kurve: p₂/p₁=18 (7), siehe auch Seite 13.
Der Druck p2 ist also um den Faktor 18 größer
als der Druck p1, und da p1=p0/8 ist der Druck
p2 um den Faktor 2,25 größer als der Druck p0:
Der Druck p2 ist also um den Faktor 2,25 größer als p0.
Wir stellen fest, das der Induktionsstoß mit einer Entropieabnahme
verbunden ist, welche äquivalent der Zunahme des Drucks p2
in Relation zu dem Druck p0 ist.
Die Entropieabnahme verläuft freiwillig bei unveränderter inneren
Energie der betroffenen Gasmenge.
Dies steht im Widerspruch zum zweiten Hauptsatz der
Wärmelehre, welcher die Möglichkeit einer selbsttätigen Entropieabnahme
verneint.
Der hier als Entladungsstoß gekennzeichnete Vorgang wird in der
Fachliteratur als Verdünnungswelle bezeichnet und beschrieben (8).
Der Entladungsstoß wird durch das schlagartige Öffnen des Mengenstrommodulationssystems
eingeleitet.
Ist der Druck p4 kleiner als der Druck p2, so dringt eine
Verdünnungswelle in das zuvor angeregte Zustandsfeld 2 ein.
In der Verdünnungswelle Fβ strömt dann das Gas mit der Geschwindigkeit
W3, dem Druck p3=p4, dem spezifischen Volumen V3
und der Temperatur T3 nach rechts in den Druckspeicher ab.
Die Fortpflanzungsgeschwindigkeit der Verdünnungswelle ist gleich
der Schallgeschwindigkeit Ws im Zustandsfeld 2.
Die Verdünnungswelle bildet das Übergangsgebiet Fβ, in dem der
Druck p2 auf den Druck p3=p4 sinkt.
Die Geschwindigkeit W3 ergibt sich als Funktion der hier beschriebenen
Drucksenkung.
Das kritische Druckverhältnis, hier als Funktion des Drucks p3/p2
beträgt für das verwendete Arbeitsgas =1,4, p3/p2=0,528(9).
Bei diesem Druckverhältnis ist die Geschwindigkeit W3 gleich der
Schallgeschwindigkeit Ws.
In der weiteren Betrachtung des Entladungsstoßes beziehen wir
uns auf die im Berechnungsbeispiel 3 auf Seite 6 ermittelten
Ergebnissen.
Der Induktionsdruck p2 ist hier um den Faktor 2,3 größer als p0.
Ermitteln wir nun das Druckverhältnis p3/p2, wobei p3=p4 ist,
das kritische Druckverhältnis, bei welchem W3=Ws ist, so
ergibt sich:
p2 · 0,528 = p3 = p4
Der Druck p2 ist aber nach Berechnungsbeispiel 3 um den Faktor 2,3
größer als der Druck p0.
Wir ermitteln für das Druckverhältnis p4/p0:
p4/p0 = p0 · 2,3 · 0,528 = 1,214
Der Druck p4 ist also um den Faktor 1,214 größer als der Druck p0.
Die Geschwindigkeit W, mit welcher sich die Verdünnungswelle Fβ
der Stoßfront Fα nähert, errechnet sich dann aus:
Ws-W′2 = W
Im Berechnungsbeispiel 3 ermittelten wir für die Geschwindigkeit
W′2=0,4905 und da Ws=1 ist, ergibt sich:
W = Ws-W′2 = 1-0,4905 = 0,5095
Die Geschwindigkeit W, mit welcher sich die Verdünnungswelle Fβ
der Stoßfront Fα nähert, ist also 0,5095 · Ws.
Der Induktionsstoß endet, wenn die Verdünnungswelle Fβ die Stoßfront
Fα erreicht hat (siehe auch die Zeichnung, Blatt 2D).
Die Geschwindigkeit W′2, mit welcher die Stoßfront Fα in den
Induktionskanal hineinwandert, muß als Folge der durch die Verdünnungswelle
verursachten Drucksenkung schlagartig sinken.
Errechnen wir die Geschwindigkeit W2, mit welcher das Gas bei
einem geraden stationären Verdichtungsstoß hinter der Stoßfront Fα
abströmt, so ergibt sich:
W1 · W2 = Ws² (3)
Durch Umformen erhalten wir:
W2 = Ws²/W1 = 1/1,55 = 0,645
Mit dieser Geschwindigkeit W2=0,645 · Ws wird sich bei den im
Berechnungsbeispiel 3 auf Seite 4 gegebenen Startbedingungen
im Induktionskanal ein gerader stationärer Verdichtungsstoß einstellen.
Da aber die Geschwindigkeit W3, mit welcher das Gas nach rechts
von der Verdünnungswelle Fβ abströmt, gleich der Schallgeschwindigkeit
ist, muß der Druck in der Verdünnungswelle weiter sinken.
Dies hat zur Folge, daß die Stoßfront Fα nach rechts in Richtung
Mengenstrommodulationssystem wandert.
Damit ist der Ausgangszustand wieder hergestellt, und es wird
durch das erneute schlagartige Verschließen des Mengenstrommodulationssystems
ein weiterer Induktionsstoß angeregt.
Ursächlich für die Reversibilität des Induktionsstoßes ist also
die Geschwindigkeit W3 des Gases, welche größer sein muß, als
die Geschwindigkeit W2, mit welcher das Gas bei gegebenen Startbedingungen
bei einem geraden stationären Verdichtungsstoß hinter
der Stoßfront Fα abströmen würde.
Zu Berechnungsbeispiel 2 auf Seite 7:
F1/Fs=1,47, W1/Ws=1,55, W′1=2,04, W′2=0,4905,
p0/p1=6, p2/p0=2,3, V1/V2=4,15
p0/p1=6, p2/p0=2,3, V1/V2=4,15
Zum Entladungsstoß auf Seite 8ff.:
p3/p2=0,528, p3=p4, W3/Ws=1
p3/p0=1,214, =1,4, W/Ws=0,5095
p3/p0=1,214, =1,4, W/Ws=0,5095
Die Geschwindigkeit beim geraden stationären Verdichtungsstoß
nach der Verdichtungsfront Fα: W2=0,645 · Ws.
Da der Druck p3 des nunmehr in den anschließenden Druckbehälter
eintretenden Gasstrahls gleich dem Druck p4 ist, handelt es sich
um einen technisch verwertbaren Gasstrahl, welcher durch die
Beaufschlagung einer, im Kesselraum installierten Freistrahlturbine
einen Teil seiner kinetischen Energie verliert
(siehe hierzu auch Seite 3).
Die restliche kinetische Energie wandelt sich durch Turbulenzen
in Wärmeenergie um.
Die absolute Energie des Gases muß dann aber um den Betrag der,
an der Turbine in mechanische Energie gewandelten kinetischen
Energie kleiner sein:
T0-A = T4
Dabei ist der Druck p4 um den Faktor 1,214 größer als der
Druck p0:
p4 · 1,214 = p0
Vom Druckbehälter strömt der Gasmengenstrom über ein Regelventil
erneut der Lavaldüse zu.
Zirkuliert das Gas so in einem geschlossenen Kreislauf, so
muß seine Temperatur kontinuierlich um den Betrag der an der
Turbine abgezweigten Energie sinken.
Dabei würde aber auch der Druck p0; p1; p2; p3; p4 im festgesetzten
Verhältnis sinken.
Theoretisch würde sich dieser Prozeß bis zur Verflüssigung
des Arbeitsgases vollziehen.
Ermöglicht man jedoch einen Wärmeaustausch des Systems mit
seiner Umwelt, so wird Wärme von der Umwelt auf den nunmehr
kälteren Körper übergehen.
Im stationären Betrieb wird sich ein Gleichgewicht einstellen,
in dem die auf das System übergehende Wärme äquivalent der,
mittels der Turbine, abgezweigten mechanischen Energie ist.
Die hier beschriebene Anordnung des Drucktransformators in
einem geschlossenen Gaskreislauf ist ein "Perpetuum Mobile
zweiter Art", dessen Existenzmöglichkeit durch den zweiten
Hauptsatz der Wärmelehre ausgeschlossen wird.
Der Induktionsstoß ist ein Vorgang, für welchen die Boltzmannsche
Verteilungsfunktion nicht gilt.
Der Induktionsstoß läßt sich durch die sogenannte "Einstein-
Beziehung" beschreiben:
Auch die allgemeine Verteilung (. . .) ist nur ein Spezialfall einer viel allgemeineren Beziehung, des Verteilungssatzes von Boltzmann:
Wenn ein System (gleichgültig ob ein einzelnes Teilchen oder ein zusammengesetztes System) eine Reihe von Zuständen mit den Energien E1, E2, . . . annehmen kann, (Ei ist die Summe von kinetischer und potentieller Energie), dann ist die Wahrscheinlichkeit, daß sich das System im Zustand i befindet:
Auch die allgemeine Verteilung (. . .) ist nur ein Spezialfall einer viel allgemeineren Beziehung, des Verteilungssatzes von Boltzmann:
Wenn ein System (gleichgültig ob ein einzelnes Teilchen oder ein zusammengesetztes System) eine Reihe von Zuständen mit den Energien E1, E2, . . . annehmen kann, (Ei ist die Summe von kinetischer und potentieller Energie), dann ist die Wahrscheinlichkeit, daß sich das System im Zustand i befindet:
gi ist das "statische Gewicht" des Zustandes i.
Verschiedene Zustände haben verschiedene statistische Gewichte,
wenn ihre Wahrscheinlichkeit schon abgesehen von allen
energetischen Betrachtungen verschieden sind (10).
Auf die Analogie des Vorgangs der Druckverstärkung zum Vorgang
der elektromagnetischen Induktion soll hier in dieser Arbeit
nur hingewiesen werden.
Gültig für den geraden und schiefen Verdichtungsstoß (7)
Erklärung der benutzten Formelbuchstaben
p = Druck des Gases,
W= Geschwindigkeit, mit welcher sich die Verdünnungswelle Fβ der Stoßfront Fα nähert
W′ = Geschwindigkeit des Gases, welche ein, mit der Verdichtungsfront Fα, mitbewegter Beobachter sieht
Wx = Geschwindigkeit des Gases
Vx = Spezifisches Volumen des Gases
Tx = Temperatur des Gases
W= Geschwindigkeit, mit welcher sich die Verdünnungswelle Fβ der Stoßfront Fα nähert
W′ = Geschwindigkeit des Gases, welche ein, mit der Verdichtungsfront Fα, mitbewegter Beobachter sieht
Wx = Geschwindigkeit des Gases
Vx = Spezifisches Volumen des Gases
Tx = Temperatur des Gases
Die vorgenannten Formelbuchstaben mit dem Index:
0 = Zustandsvariable vor der Lavaldüse
1 = Zustandsvariable nach der Lavaldüse
2 = Zustandsvariable hinter der Verdichtungsfront Fα
3 = Zustandsvariable hinter der Verdünnungswelle Fβ
4 = Zustandsvariable im Druckbehälter IV
F1 = Querschnitt des Induktionskanals
Fs = Engster Querschnitt der Lavaldüse
Fα = Stoßfront des geraden nicht-stationären Verdichtungsstoßes
Fβ = Übergangsgebiet der Verdünnungswelle
Ws = Schallgeschwindigkeit des Gases
A = Arbeit
= Isentropenexponent
ρ = 1/V = Dichte des Gases
1 = Zustandsvariable nach der Lavaldüse
2 = Zustandsvariable hinter der Verdichtungsfront Fα
3 = Zustandsvariable hinter der Verdünnungswelle Fβ
4 = Zustandsvariable im Druckbehälter IV
F1 = Querschnitt des Induktionskanals
Fs = Engster Querschnitt der Lavaldüse
Fα = Stoßfront des geraden nicht-stationären Verdichtungsstoßes
Fβ = Übergangsgebiet der Verdünnungswelle
Ws = Schallgeschwindigkeit des Gases
A = Arbeit
= Isentropenexponent
ρ = 1/V = Dichte des Gases
Literaturnachweis
(1) "Einführung in die technische Thermodynamik", Verfasser:
Ernst Schmidt, 10. Auflage, Springer-Verlag 1963, S. 288 (310)
(2) "Strömungslehre", Verfasser: Ludwig Prandtl, 6. Auflage, Vieweg-Verlag 1965, S. 105 (3.6.)
(3) "Strömungslehre", Verfasser: Ludwig Prandtl, 6. Auflage, Vieweg-Verlag 1965, S. 106 (3-33)
(4) "Einführung in die technische Thermodynamik", Verfasser: Ernst Schmidt, 10. Auflage, Springer-Verlag 1963, S. 289 (311)
(5) "Technische Strömungslehre", Band 1, Verfasser: Bruno Eck, 8. Auflage, Springer-Verlag 1978, S. 205 (oben)
(6) "Einführung in die technische Thermodynamik", Verfasser: Ernst Schmidt, 10. Auflage, Springer-Verlag 1963, S. 282 (Tab. 36)
(7) "Technische Strömungslehre", Band 1, Verfasser: Bruno Eck, 8. Auflage, Springer-Verlag 1978, S. 205 (Abb. 8.11)
(8) "Strömungslehre", Verfasser: Ludwig Prandtl, 6. Auflage, Vieweg-Verlag 1965, S. 92+93
(9) "Technische Strömungslehre", Band 1, Verfasser: Bruno Eck, 8. Auflage, Springer-Verlag 1978, S. 201 (8.50)
(10) "PHYSIK", Verfasser: Gerthsen · Kneser · Vogel, 12. Auflage, Springer-Verlag 1974, S. 229 (5.33)
(2) "Strömungslehre", Verfasser: Ludwig Prandtl, 6. Auflage, Vieweg-Verlag 1965, S. 105 (3.6.)
(3) "Strömungslehre", Verfasser: Ludwig Prandtl, 6. Auflage, Vieweg-Verlag 1965, S. 106 (3-33)
(4) "Einführung in die technische Thermodynamik", Verfasser: Ernst Schmidt, 10. Auflage, Springer-Verlag 1963, S. 289 (311)
(5) "Technische Strömungslehre", Band 1, Verfasser: Bruno Eck, 8. Auflage, Springer-Verlag 1978, S. 205 (oben)
(6) "Einführung in die technische Thermodynamik", Verfasser: Ernst Schmidt, 10. Auflage, Springer-Verlag 1963, S. 282 (Tab. 36)
(7) "Technische Strömungslehre", Band 1, Verfasser: Bruno Eck, 8. Auflage, Springer-Verlag 1978, S. 205 (Abb. 8.11)
(8) "Strömungslehre", Verfasser: Ludwig Prandtl, 6. Auflage, Vieweg-Verlag 1965, S. 92+93
(9) "Technische Strömungslehre", Band 1, Verfasser: Bruno Eck, 8. Auflage, Springer-Verlag 1978, S. 201 (8.50)
(10) "PHYSIK", Verfasser: Gerthsen · Kneser · Vogel, 12. Auflage, Springer-Verlag 1974, S. 229 (5.33)
Claims (3)
1. Oberbegriff: Drucktransformator, welcher allein durch
seine periodische Funktion einen Gasmengenstrom
mit relativ kleinem Druck, bei unveränderter
inneren Energie, auf ein relativ höheres Druckniveau
transformiert,
gekennzeichnet durch eine Lavaldüse, durch welche der zu verstärkende
Gasstrom eintritt.
2. Gekennzeichnet durch einen Induktionskanal, welcher aus einem Strömungskanal
mit konstantem Querschnittsverlauf besteht und
sich hinter der Lavaldüse anschließt.
3. Gekennzeichnet durch das Mengenstrommodulationssystem, welches den
Induktionskanal an seinem Ende periodisch öffnet
und verschließt.
Priority Applications (1)
| Application Number | Priority Date | Filing Date | Title |
|---|---|---|---|
| DE19904024793 DE4024793A1 (de) | 1990-08-04 | 1990-08-04 | Drucktransformator |
Applications Claiming Priority (1)
| Application Number | Priority Date | Filing Date | Title |
|---|---|---|---|
| DE19904024793 DE4024793A1 (de) | 1990-08-04 | 1990-08-04 | Drucktransformator |
Publications (1)
| Publication Number | Publication Date |
|---|---|
| DE4024793A1 true DE4024793A1 (de) | 1992-02-06 |
Family
ID=6411655
Family Applications (1)
| Application Number | Title | Priority Date | Filing Date |
|---|---|---|---|
| DE19904024793 Withdrawn DE4024793A1 (de) | 1990-08-04 | 1990-08-04 | Drucktransformator |
Country Status (1)
| Country | Link |
|---|---|
| DE (1) | DE4024793A1 (de) |
Cited By (3)
| Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
|---|---|---|---|---|
| EP1008763A1 (de) * | 1998-12-10 | 2000-06-14 | S.C. NDR Management S.r.l. | Verdichter der die kinetische Energie von der Druckwelle des Öffnens des Einlassventils nutzt |
| WO2009059468A1 (fr) * | 2007-11-06 | 2009-05-14 | Yuguang Zhang | Unité de conversion de gaz pour un convertisseur d'énergie |
| EP3176528A1 (de) * | 2015-08-10 | 2017-06-07 | Gerhard Seewald | Anlage zur energiegewinnung |
-
1990
- 1990-08-04 DE DE19904024793 patent/DE4024793A1/de not_active Withdrawn
Cited By (3)
| Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
|---|---|---|---|---|
| EP1008763A1 (de) * | 1998-12-10 | 2000-06-14 | S.C. NDR Management S.r.l. | Verdichter der die kinetische Energie von der Druckwelle des Öffnens des Einlassventils nutzt |
| WO2009059468A1 (fr) * | 2007-11-06 | 2009-05-14 | Yuguang Zhang | Unité de conversion de gaz pour un convertisseur d'énergie |
| EP3176528A1 (de) * | 2015-08-10 | 2017-06-07 | Gerhard Seewald | Anlage zur energiegewinnung |
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|---|---|---|---|
| 8139 | Disposal/non-payment of the annual fee |