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Diese Erfindung betrifft einen Antrieb für einen
akustischen Resonator, bei dem nah-lineare Makroschallwellen in
einer akustischen Resonanzkammer erzeugt werden, die
besondere Anwendungen bei akustischen Resonanzkompressoren
besitzen.
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Mein früheres U.S. Patent 5,020,977 ist auf einen
Kompressor für ein Kompressionsverdampfungs-Abkühlsystem
gerichtet, das akustische Verhältnisse zur Kompression einsetzt.
Der Kompressor wird durch einen Kompressor für stehende
Wellen gebildet, einschließlich einer Kammer zur Aufnahme
eines fluiden Kühlmittels. Eine Wanderwelle wird in diesem
fluiden Kühlmittel in der Kammer erzeugt. Diese Wanderwelle
wird in eine stehende Welle im fluiden Kühlmittel in der
Kammer umgewandelt, so daß das fluide Kühlmittel
komprimiert wird.
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Bisher war das Feld linearer akustische Verhältnisse
hauptsächlich auf den Bereich kleiner akustischer
Druckamplituden beschränkt. Wenn akustische Druckamplituden größer
werden, im Vergleich zum durchschnittlichen
Strömungsmitteldruck, ergeben sich Nicht-Linearitäten. Unter diesen
Bedingungen entwickelt sich aus einer reinen Sinuswelle
normalerweisen eine Schockwelle.
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Die Schockentwicklung wird zurückgeführt auf eine räumliche
Veränderung in der Schallgeschwindigkeit, die durch die
großen Veränderungen im Druck hervorgerufen wird, was als
zunehmende Drucksteilheit bezeichnet wird. Während der
Propagation ist der thermodynamische Zustand des
Druckhöhepunktes einer Endwelle deutlich von seinem
Druckminimum verschiedenen, was zu unterschiedlichen
Schallgeschwindigkeiten entlang der Wellenerstreckung
führt. Konsequenterweise können die Druckhöhepunkte der
Welle die Druckminima überholen, so daß eine Schockwelle
entsteht. Die Schockbildung kann bei Wellen auftreten, die
sich im freien Raum, in Wellenführungen und in
Akustikresonatoren fortpflanzen. Die folgenden Publikationen richten
sich auf die Schockbildung innerhalb verschiedener Arten
von Akustikresonatoren.
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Temkin entwickelte ein Verfahren zum Errechnen der
Druckamplitudengrenze in kolbenangetriebenen zylindrischen
Resonatoren aufgrund der Schockbildung (Samual Temkin
"Propagating and standing sawtooth waves", J. Acoust. Soc. Am. 45,
224 (1969)). Zuerst nimmt er die Gegenwart von linken und
rechten Wanderschockwellen in einem Resonator an, und
anschließend findet er die Zunahme in der Entropie heraus,
die durch die beiden Schockwellen hervorgerufen werden.
Dieser Entropieverlust wird in eine Energiebilanzgleichung
eingesetzt, die für Grenzdruckamplituden als Funktion der
Antriebsverschiebung gelöst wird. Temkins Theorie steht
eine dichte Übereinstimmung mit den Versuchsergebnissen
sowohl für Wander- als auch stehende Wellen der endlichen
Amplitude vor.
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Cruikshank schaffte einen Vergleich der Theorie und des
Versuchs für endliche Amplituden akustischer Oszillationen
in kolbenangetriebenen zylindrischen Resonatoren (D. B.
Cruikshank, "Experimental investigation of finite-amplitude
acoustic oscillations in a closed tube", J. Acoust. Soc.
Am. 52, 1024 (1972)). Cruikshank demonstrierte die enge
Übereinstimmung zwischen den versuchsmäßigen und
theoretisch erzeugten Schockwellenformen.
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Ähnlich wie die meiste Literatur geht die Arbeit sowohl von
Temkin als auch von Cruikshank von kolbenangetriebenen
zylindrischen Resonatoren mit konstantem
Querschnittsbereich (CCS) aus, wobei der Abschluß des Rohres parallel zur
Kolbenstirnfläche verläuft. CCS-Resonatoren besitzten
harmonische Wellentypen, die in der Frequenz mit den
harmonischen Oberwellen oder tönen zusammenfallen, wodurch die
Schockentwicklung uneingeschränkt ist. Obwohl es in ihren
Artikeln nicht angegeben ist, ist Temkins und Cruikshanks
implizite Annahme einer Sägezahn-Schockwelle in ihren
Lösungen nur für CCS-Resonatoren gerechtfertigt.
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Für Resonatoren mit nicht-harmonischen Wellentypen, trifft
die einfache Annahme einer Sägezahn-Schockwelle nicht
länger zu. Dieses wurde durch Weiner gezeigt, der ebenfalls
ein Verfahren zum Annähern der Grenzdruck-Amplitude in
Resonatoren aufgrund von Schockwellenbildung entwickelt hat
(Stephen Weiner, "Standing sound waves of finite
amplitudes", J. Acoust. Soc. Am. 40, 240 (1966)). Weiner fingt an,
die Gegenwart einer Schockwelle anzunehmen und er rechnet
dann die Arbeit, die durch die harmonischen Oberwellen an
der Grundwelle verrichtet werden. Diese Arbeit wird in eine
Energiebilanzgleichung eingesetzt, die für die
Grenzdruck-Amplitude als Funktion der Antriebsverschiebung
gelöst wird.
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Weiner fährt dann fort, um zu zeigen, daß die Dämpfung der
geraden harmonischen Oberwellen zu einer höheren
Druckamplitude für die Grundwelle führen. Als Beispiel eines
Resonators, der eine gerade harmonische Dämpfung bewirkt, bezieht
er sich auf einen T-förmige Kammer, die "T-Brenner" genannt
wird, die für Verbrennungsuntersuchungen an
Feststofftreibmitteln verwendet wird. Der T-Brenner wirkt als ein
thermisch angetriebener 1/2-Wellenlängen-Resonator mit einem
Loch in seinem Zentrum. Jede gerade Schwingung besitzt
einen Druckwellenbauch am Loch und erfährt so eine Dämpfung
in Form durch das Loch ausgestrahlter Energie. Weiner
bietet keine Vermutungen, abgesehen von der Dämpfung, zur
Eliminierung der harmonischen Oberwellen. Die Dämpfung ist
die Energieausbreitung und deshalb für die Wirksamkeit
derselben unwünschenswert.
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Weitere Beispiele von harmonischen Dämpfungsschemata können
in der Literatur der Gasverbrennungserwärmung gefunden
werden (siehe z. B. Abbott A. Putnam, Combustion-Driven
Oscillations in Industry (American Elsevier Publishing Co.,
1971)). Weitere Beispiele können im generellen Gebiet der
Geräuschsteuerung gefunden werden, wo dämpfungsartige
Schemata ebenfalls eingesetzt werden, da Energieverluste
von keiner Bedeutung sind. Ein bemerkenswert abweichender
Weg ist die Arbeit von Oberst, der danach gesucht hat,
einen intensiven Ton zum Kalibrieren von Mikrofonen zu
erzeugen (Hermann Oberst, "A method for the production of
extremely powerful standing sound waves in air", Akust. Z.
5, 27 (1940)). Oberst hat herausgefunden, daß der
harmonische Gehalt einer endlichen Amplitudenwelle durch einen
Resonator verringert wurde, der nicht harmonische
Resonanzschwingungen besaß. Sein Resonator wurde geformt durch
Verbinden von zwei Rohren mit unterschiedlichem
Durchmesser, wobei das kleinere Rohr abgeschlossen und das größere
Rohr offen blieb. Das offene Ende des Resonators wurde
durch einen Luftstrahl angetrieben, der durch eine sich
drehende Lochscheibe moduliert wurde.
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Mit dieser Anordnung war Oberst in der Lage,
Resonanzdruckamplituden bis zu 0,10 bar für eine
Antriebsdruckamplitude von 0,02 bar zu erzeugen, wobei sich eine
Ausbeute von 5 gegenüber der Grundschwingung ergab. Die
Antriebswellenform, die einen 30%igen Irrtum aufwies (d. h.
die Abweichung von der Sinusform) wurde in eine Wellenform
mit lediglich 5%igem Irrtum durch den Resonator überführt.
Er hat jedoch vorausgesagt, daß, falls mehr akustische
Leistung angelegt würde, die nicht linearen Verzerrungen
dann klar deutlich werden würden. Tatsächlich ist der
Oberschwinungsanteil visuell in Obersts Wellenformen
bemerkbar, die Resonanzdruckamplituden von lediglich 0,005
entsprechen.
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Oberst ordnete das Verhalten dieser endlichen
Amplitudenwellen dem Nicht-Zusammenfallen der Resonatorschwingungen und
der harmonischen Welle zu. Es wurden jedoch keine
Erklärungen bezüglich der genauen Wechselwirkung zwischen dem
Resonator und der harmonischen Welle angegeben. Obersts
Meinung scheint die zu sein, daß die verringerte spektrale
Dichte der Resonanzwelle einfach das Ergebnis
vergleichsweise geringer Q-Verstärkung ist, die der Antriebswellenform
der Harmonischen verlieren wird. Diese Erklärung ist jedoch
nur für mäßige Druckamplituden glaubhaft, die durch Oberst
erhalten wurden. Oberst gab keine Lehren oder Vorschläge,
daß seine Verfahren lineare Druckamplituden oberhalb
derjenigen, die er erzielte, hergestellt werden könnten, und er
gab auch keine Hoffnung für weitere Optimierung. Im
Gegenteil gab Oberst an, daß Nicht-Linearitäten bei höheren
Druckamplituden dominieren würden.
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Eine weitere Quelle der Nicht-Linearität in akustischen
Resonatoren ist die Grenzschicht-Turbulenz, die bei höheren
akustischen Geschwindigkeiten auftreten kann. Merkli und
Thomann zeigten experimentell, daß es bei endlichen
Amplituden einen kritischen Punkt gibt, an dem die
oszillierende Laminatströmung turbulent wird (P. Merkli, H.
Thomann, "Transition to turbulence in oscillating pipe
flow", J. Fluid Mech., 68, 567 (1975)). Ihre Studien wurden
ebenfalls in CCS-Resonatoren durchgeführt.
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Insgesamt gesehen scheint die Literatur der endlichen
Resonanzakustiken vorauszusagen, daß die inherenten
Nicht-Linearitäten der Strömungsmittel letztendlich
jegliches Resonanzsystem dominieren werden, unabhängig von
Grenzbedingungen, die durch einen Resonator auferlegt
werden. Die Voraussage dieser Grenzen in der Literatur
liegt deutlich unterhalb der tatsächlichen Leistung der
vorliegenden Erfindung.
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Es besteht deshalb im Stand der Technik ein Bedarf, wirksam
sehr große schockfreie akustische Druckamplituden als
Mittel einer Gaskompression für
Dampfkompressionswärme-Übertragungssysteme zu erzeugen, derart, wie sie im US-Patent
5,020,977 offenbart werden. Ferner können viele weitere
Anwendungen im Gebiet der Akustik, z. B. thermoakustische
Wärmekraftmaschinen, ebenfalls von der Erzeugung hoher
sinusförmiger Amplitudenwellenform Nutzen ziehen.
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Nach einem ersten Aspekt der vorliegenden Erfindung umfaßt
ein elektrodynamischer Antrieb, der an einem akustischen
Resonator angebracht ist, eine stromführende Spule und
einen mit dieser verbundenen Magneten und ist dadurch
gekennzeichnet, daß die stromführende Spule starr am
akustischen Resonator befestigt ist, und wobei die stromführende
Spule periodisch erregt wird, und daß der Antrieb ferner
eine federnde oder nachgiebige Einrichtung umfaßt, mit der
der Magnet am akustischen Resonator befestigt ist, und
wobei die periodische Erregung der stromführenden Spule
eine periodische Verschiebung des akustischen Resonators
entlang einer Achse des akustischen Resonators bewirkt.
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Die vorliegende Erfindung schafft einen elektrodynamischen
Antrieb für akustische Resonatoren, die die
Schockwellenbildung eliminiert, indem die zerstörerische
Selbst-Interferenz des Obertones einer Welle gefördert wird, wodurch
nichtlineare akustische Drucke extrem hoher Amplitude
erzielt werden können. Die akustischen Resonatoren können
ebenfalls die nicht-lineare Energieausbreitung minimieren,
die durch die Grenzschicht-Turbulenz endlicher
Akustikwellen hervorgerufen wird.
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Weitere Vorteile umfassen die Fähigkeit, den viskosen
Energieverlust und den thermischen Energieverlust an der
Grenzschicht zu minimieren, um eine akustische
Antriebsanordnung vorzusehen, um hohe akustische
Druckamplituden zu erzielen, und um einen Akustikresonator
vorzusehen, der nahe sinusförmige Druckoszillationen
aufrechterhalten kann, während er durch Oberwellen/harmonisch
reiche Wellenformen angetrieben wird.
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Der bevorzugte Akustikresonator umfaßt eine Kammer, die ein
Strömungsmittel enthält. Die Kammer besitzt eine Geometrie,
die einen zerstörerische Selbst-Interferenz mindestens
eines Obertones oder einer Oberwelle im Strömungsmittel
erzeugt, um Schockwellenbildung bei endlichen
Akustikdruckamplituden zu vermeiden. Typischerweise besitzt
die Kammer einen Querschnittsbereich, der sich entlang der
Kammer verändert, wobei der sich verändernde
Querschnittsbereich entlang der Kammer positioniert ist, um eine
Akustikgeschwindigkeit im Strömungsmittel zu reduzieren und/oder
die Grenzschicht-Flüssigkeitsenergie-Dissipation zu
verringern. Die Kammer kann eine Resonanzkammer für einen
Kompressor mit stehender Welle umfassen, der zur
Strömungsmittelkompression bei Wärmeübergangsabläufen eingesetzt wird.
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Das akustische Resonatorantriebssystem kann eine Kammer
umfassen, die ein Strömungsmittel enthält, wobei die Kammer
akustische Reflexionsausschwingungen an jedem Ende enthält.
Ein Antrieb schwingt die Kammer, bei einer Frequenz einer
ausgewählten Resonanzschwingung der Kammer, mechanisch hin
und her. Die so mit der Wärmeaustauschvorrichtung
verbundene Akustik formt ein Wärmeaustauschsystem, wie z. B. ein
Dampfkompressionssystem.
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Vorteilhafterweise ist der Magnet ein nicht eingespannter
Magnet, der die Spule aufnimmt, wobei die nachgiebige
Einrichtung eine Feder darstellt, die den Magneten am
akustischen Resonator anbringt, und wobei die periodische
Erregung der Spule bewirkt, daß sich der Resonator und der
Magnet periodisch entgegengesetzt zueinander bewegen.
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Wie oben beschrieben, sehen der akustische Resonator und
die akustische Antriebsanordnung der vorliegenden Erfindung
eine Anzahl von Vorteilen vor und erzielen nicht-lineare
Akustikdrucke extrem hoher Amplitude. Insbesondere liegen
die tatsächlichen Leistungsergebnisse der vorliegenden
Erfindung weit über den Ergebnissen, die in der Literatur
bei endlicher Resonanzakustik vorausgesagt wurden.
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Diese und weitere Aufgaben und Vorteile der Erfindung
werden aus der beiliegenden Beschreibung und den
Zeichnungen deutlich, in der gleiche Bezugszeichen sich
insgesamt auf gleiche Teile beziehen.
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Es zeigt:
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Fig. 1: eine grafische Darstellung eines
Resonators, der höhere Schwingungen besitzt, die Obertöne
(d. h. ganzzahlige Vielfache) der Grundschwingung
darstellen,
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Fig. 2: eine grafische Darstellung eines
Resonators, der höhere Schwingungen besitzt, die keine
Obertöne oder -wellen der Grundschwingung darstellen
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Fig. 3: eine Schnittansicht einer Ausführungsform
eines erfindungsgemäßen Resonators, der einen Einsatz als
Mittel der Wellenabstimmung einsetzt,
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Fig. 4: eine Tabelle mit Meßdaten für den in Fig. 3
gezeigten Resonator,
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Fig. 5: eine Tabelle theoretischer Daten für den in
Fig. 3 gezeigten Resonator,
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Fig. 6: eine Schnittansicht eines Resonators,
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Fig. 7: eine Tabelle mit Meßdaten des in Fig. 6
gezeigten Resonators,
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Fig. 8: eine Tabelle mit theoretischen Daten für
den in Fig. 6 gezeigten Resonator,
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Fig. 9: eine Schnittansicht eines Resonators,
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Fig. 10: eine Tabelle mit theoretischen Daten für
den in Fig. 9 gezeigten Resonator,
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Fig. 11: eine Schnittansicht einer Vorrichtung, die
in einem Resonatorantriebssystem nach der vorliegenden
Erfindung eingesetzt wird, in der der gesamte Resonator
entlang seiner Längsachse oszilliert wird,
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Fig. 12: einen Schnitt durch den in Fig. 9
gezeigten Resonator, der poröse Materialien zur
verbesserten Löschung höherer Oberwellen einsetzt und
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Fig. 13: einen Schnitt durch den Resonator und das
Antriebssystem der Fig. 11, wie es mit einer
Wärmeaustauschvorrichtung unter Bildung eines
Wärmeaustauschsystems verbunden ist.
Schockwelleneliminierung über Schwingungsausrichtung-Lö
schung von Oberwellen oder -tönen
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Es ist gut bekannt, daß "steile Drucksteigung" bei hohen
akustischen Druckamplituden zur klassischen
Sägezahn-Wellenform einer Schockwelle führt. Man versteht ferner, daß eine
Sägezahn-Wellenform nach der Fourier-Analyse in Gegenwart
von Oberwellen mit sich bringt.
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Falls Akustikwellen mit endlicher Amplitude in einen
Resonator mit konstantem Querschnitt (CCS) erzeugt werden, tritt
eine Schockwelle auf, die die harmonischen Amplituden
besitzt, welche durch die Fourier-Analyse einer
Sägezahn-Wellenform vorausgesagt werden. Zunächst würde
dieses nicht überraschend sein, jedoch muß man verstehen,
daß ein CCS-Resonator Schwingungen besitzt, die Oberwellen
sind (d. h. ganzzahlige Vielfache der Grundwelle) und die in
der Frequenz mit den Oberwellen der Grundwelle
zusammenfallen. CCS-Resonatoren können als besonderer Fall einer eher
generellen Klasse von Resonatoren angesehen werden, deren
Schwingungen nicht harmonisch sind. Nicht-harmonische
Resonatoren besitzen ein bisher nicht ausgeschöpftes
Potential, um lineare Wellen mit extrem hoher Amplitude
vorzusehen. Dieses Potential wird durch nicht harmonische
Resonatoren realisiert, die ausgelegt sind, die selbstzerstörende
Interferenz der Oberwellen von der Grundwelle zu fördern.
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Der bevorzugte Resonator verwendet dieses Prinzip um die
Selbstlöschung der Oberwellen zu optimieren. Dieses neue
Designkriterium zur Schwingungsausrichtung und Löschung der
Oberwellen (mode-alignment-canceled harmonics "MACH")
eliminiert die Schockwellenbildung. MACH-Resonatoren haben
Druckamplituden von 100 psi Spitze-zu-Spitze erzielt, bei
Durchschnittsdrucken von 80 psia ohne Schockwellenbildung.
Dieses ergibt eine akustische Spitzendruckamplitude, die
62% des Durchschnittsdrucks beträgt.
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Nachdem einmal das Machdesign-Kriterium verstanden ist,
können viele unterschiedliche Resonatorgeometrien
eingesetzt werden, um höhere Schwingungen eines Resonators
auszurichten, um die Selbstlöschung der Oberwellen zu
fördern. Eine einfache, gerade Annäherung zum Ausnutzen des
Mach-Prinzips liegt in der Ausrichtung der
Resonatorschwingungen, so daß sie zwischen ihre entsprechenden Oberwellen
fallen.
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Die gestrichelten Blocks der Fig. 1 zeigen die Beziehung
zwischen den Oberwellen der Grundwelle und den
Resonatorschwingungen für einen CCS-1/2-Wellenlängen-Resonator. Die
vertikale Achse markiert die harmonischen Teilschwingungen
der Welle und die Blockhöhe gibt die Resonanzfrequenz der
Schwingung an. Bei einer Grundschwingungsfrequenz von 100
Hz besitzt die Welle harmonische Teilschwingungen bei 200
Hz, 300 Hz, 400 Hz etc. Aus Fig. 1 ist ersichtlich, daß die
harmonischen Teilschwingungen der Welle in Frequenz mit den
Schwingungen des Resonators zusammenfallen. Anders gesagt,
fällt die nte Harmonische der Welle mit der nten Schwingung
des Resonators zusammen. Konsequenterweise tritt geringe
oder keine selbstzerstörerische Interferenz der Oberwellen
auf und auf eine Schockwelle kann sich ohne Einschränkung
entwickeln. Für eine gut entwickelte Schockwelle liegt die
Druckamplitude der zweiten Harmonischen innerhalb von 6 dB
der Amplitude der Grundwelle.
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Die gestrichelten Blocks der Fig. 2 zeigen eine von vielen
Anordnungen zur Förderung der selbst-zerstörenden
Selbst-Interferenz der Oberwellen. In Fig. 2 sind die
Resonatorschwingungen so ausgerichtet, daß sie zwischen die
Oberwellen fallen. Für dieses Beispiel sind die
Resonatorschwingungen in der Frequenz nach unten verschoben worden, so daß
die nte Schwingungen zwischen den Oberwellen n und n-1
liegt. Bei dieser Anordnung kann ein großes Ausmaß
zerstörerischer Selbst-Interferenz der Oberwellen auftreten.
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Fig. 3 ist ein Schnitt durch einen Resonator, der auf gebaut
und getestet wurde, und dessen Schwingungen in der Frequenz
nach unten verschoben sind. Der Resonator in Fig. 3 wird
durch eine hohle zylindrische Kammer 2, einen Endflansch 4,
einen Endflansch 6 und einen zugespitzt verlaufenden
Stangeneinsatz 8 gebildet, wobei sämtliche Teile aus Aluminium
sind. Der zugespitzt verlaufende Stangeneinsatz 8 wurde am
Endflansch 4 angeschweißt, wobei der Endflansch 4 wiederum
an der Kammer 2 angeschweißt wurde. Der Endflansch 6 wurde
an der Kammer 2 angeschweißt und wurde durchbohrt, um ein
Vorgangsrohr und einen Druckwandler aufzunehmen. Die Kammer
2 besitzt einen Innendurchmesser von 5,71 cm und eine
Innenlänge von 27 cm. Der zugespitzte Stangeneinsatz 8
besitzt einen halbwinkligen kegligen Endverlauf von 34,98º
und eine Länge von 10 cm, gemessen vom Endflansch 4.
Scharfe Kanten am zugespitzten Stangeneinsatz 8 wurden bis zu
einer willkürlichen Krümmung abgerundet, um die Turbulenzen
zu verringern.
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Der zugespitzte Stangeneinsatz 8 dient zum Erzeugen eines
geringeren Querschnittsbereiches entlang seiner Länge im
Inneren der Kammer 2. Auf diese Weise wird der Resonator
der Fig. 3 in zwei Abschnitte mit unterschiedlichem
Querschnittsbereich unterteilt, wobei jeder Abschnitt seine
eigene akustische Impedanz besitzt. Diese
Impedanz-Veränderung führt zu einem Verschieben der Resonanzschwingungen zu
nicht-harmonischen Frequenzen. Das Ausmaß, in dem die
Schwingungen verschoben werden, kann dadurch gesteuert
werden, daß man den Durchmesser und die Länge des
zugespitzten Stangeneinsatzes 8 verändert. Die Art und Weise, in der
der Resonator angetrieben wird, wird weiter unten
beschrieben.
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In Fig. 4 ist eine Tabelle mit Meßdaten, die mit dem
Resonator der Fig. 3 erhalten wurden. Die letzte Spalte
gibt eine relative Messung des Ausmaß der
Schwingungsverschiebung durch Errechnen der Differenz
zwischen der Frequenz "fn" der nten Schwingung und dem
n-fachen der Grundwellenfrequenz "nf&sub1;". Die ideale
Schwingungsverschiebung, um die Resonatorschwingungen an die
Mittelpunkte zwischen den benachbarten Oberwellen zu
plazieren, ist = 1/2 der Grundwellenfrequenz. Für den Fig. 3
Resonator ist die ideale Verschiebung f&sub1;/2 = 166,97 Hz. Für
CCS-Resonatoren ist die Schwingungsverschiebung
definitionsgemäß fn-nf&sub1; = 0 für jede Schwingung.
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Das Resonatordesign der Fig. 3 liefert keine idealen
Schwingungsverschiebungen, kommt jedoch dicht genug heran, um
bedeutsame Ergebnisse zu erzielen. Dies ist auf die
Tatsache zurückzuführen, daß die Fourier-Summe einiger erster
Oberwelle bedeutsam zur Schockwellenformation beiträgt. Auf
diese Weise verringert die bedeutende Löschung der 2., 3.
und 4. Oberwelle die Schockwellenbildung sehr. Wenn der
Resonator der Fig. 3 mit dem gasförmigen Kältemittel
HFC-134a auf 80 psia unter Druck gesetzt wurde, waren 11.8
Watt der akustischen Eingangsleistung erforderlich, um eine
42 psia Spitze-zu-Spitze Druckamplitude (gemessen am
Endflansch 4) zu erzielen. Dies liegt innerhalb von 30% der
erforderlichen Antriebsleistung, die durch eine strikte
lineare Theorie vorausgesagt wird, die lediglich für
thermische und flüssige Grenzschichtverluste verantwortlich ist.
Bei diesen Betriebsbedingungen war die Amplitude der
zweiten Oberwelle 20 dB unter der Grundwelle, wobei höhere
Oberwellen oder -töne unter 30 dB oder mehr lagen.
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Fig. 5 ist eine Tabelle theoretischer Daten, die für den
Fig. 3-Resonator aufgestellt wurden. Idealerweise sollte
fn-nf&sub1; der idealen Verschiebung für jede der
Resonatorschwingungen etwa gleich sei. Aus Fig. 5 ist jedoch ersichtlich,
daß das Ausmaß der Schwingungsverschiebungen mit der
Schwingungsanzahl steigt. Bei der 6. Schwingung hat die
Verschiebung soviel zugenommen, daß die Schwingungsfrequenz nunmehr
nahezu mit der 5. Harmonischen der Welle zusammenfällt. Bei
verbesserten Resonatoraufbauten, können viele Schwingungen
gleichzeitig abgestimmt werden, damit sie zwischen den
Oberwellen liegen. Wenn die Anzahl der geeigneterweise
abgestimmten Schwingungen steigt, steigt die Linearität des
Resonators.
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Fig. 6 ist ein Schnitt eines weiteren Resonators, der
gebaut und untersucht wurde. Der Resonator in Fig. 6
besitzt eine Kammer, die durch einen Abschnitt 10 mit
geringem Durchmesser, einem konischen Abschnitt 12, einem
Abschnitt 14 mit großem Durchmesser, einem konischen Keil 16
und einem Endflansch 18 gebildet wird. Die Kammer, die den
Abschnitt mit geringem Durchmesser, den konischen
Abschnitt 12, den Abschnitt 14 mit großem Durchmesser und
den konischen Teil 16 umfaßt, wurde aus einem einzigen
Aluminiumstück maschinell hergestellt. Der
Aluminiumendflansch 18 wurde an den konischen Endkeil 16 angeschweißt.
Der Abschnitt 10 mit geringem Durchmesser besitzt eine
Länge von 7,28 cm und einen Durchmesser von 3,81 cm. Der
konische Abschnitt 12 besitzt einen Halbwinkel von 25,63º
und eine Innenlänge von 3,72 cm. Der Abschnitt 14 mit
großem Durchmesser besitzt eine Innenlänge von 13,16 cm und
einen Innendurchmesser von 7,38 cm. Der konische Keil 16
besitzt einen Halbwinkel von 26,08º und eine Innenlänge von
2,84 cm. Der Abschnitt 10 und der Abschnitt 14 teilen den
Resonator in zwei Abschnitte mit unterschiedlichem
Querschnittsbereich, wobei jeder Abschnitt seine eigene
akustische Impedanz besitzt. Dieser Aufbau wird zu einer nach
unten gerichteten Verschiebung der Resonatorschwingungen zu
nicht-harmonischen Frequenzen.
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Der Resonator der Fig. 6 eliminiert den zugespitzten
Stangeneinsatz der Fig. 3, wodurch der innere
Oberflächenbereich des Resonators verringert wird, was wiederum die
thermischen und flüssigen Grenzschichtverluste reduziert.
Das Ausmaß, in dem die Schwingungen verschoben werden, kann
durch Veränderung der Abmessungen des Abschnitts 10, des
Abschnitts 14, des konischen Abschnitts 12 und des Keils 16
gesteuert werden. Der Keil 16 kompensiert eine übermäßige
Nach-Unten-Verschiebung der höheren Schwingungen, indem
hauptsächlich die höheren Schwingungen in der Frequenz nach
oben verschoben werden. Die Art und Weise, in der der
Resonator angetrieben wird, wird weiter unten beschrieben.
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Die Fig. 7 und 8 sind Tabellen der gemessen bzw.
theoretischen Daten für den Resonator der Fig. 6. Im Vergleich mit
dem in Fig. 3 gezeigten Resonator besitzt der in Fig. 6
gezeigte Resonator eine verbesserte Abstimmung der 2., 3.,
und 4. Schwingungen, also auch eine Verringerung der
übermäßigen Verschiebung der höheren Schwingungen. Der Fig. 6
Resonator bringt die 2., 3. und 4. Schwingungen sehr viel
dichter an die ideale Verschiebung, was zur verbesserten
Leistungseigenschaft führt.
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Wenn der Resonator der Fig. 6 auf einen Druck von 80 psia
mit gasförmigem Kältemittel HFC-134a gebracht wurde, wurden
Druckamplituden bis zu 100 psi Spitze-zu-Spitze (gemessen
am Ende 10a des Abschnitts 10 mit geringem Durchmesser)
ohne Schockwellenbildung erzielt. Turbulenz war jedoch
deutlich, die anzeigt, daß die Schallgeschwindigkeit hoch
genug war, um nicht-laminare Strömung zu bewirken. Wie
unten gezeigt wird, kann die Resonatorgeometrie geändert
werden, um die Schallgeschwindigkeit stark zu verringern.
Bei 60 psi Spitze-zu-Spitze (gemessen am Ende 10a des
Abschnitts 10 mit geringerem Durchmesser) waren alle
Oberwellen mehr als 25 dB unterhalb der Amplitude der
Grundwelle für den Fig. 6 Resonator.
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Generell können die Schwingungen einer vorgegebenen
Resonatorgeometrie aus der allgemeinen Lösung der Wellengleichung
errechnet werden, die sowohl für Druck als auch für
Geschwindigkeit wie folgt angegeben ist:
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P (x) = Acos(kx) + Bsin(kx))
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V(x) = i/(pc)(Acos(kx) + Bsin(kx))
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worin i = (-1)v1, P = Durchschnittsströmungsmitteldichte, c
= Schallgeschwindigkeit. Die willkürlichen
Komplexkonstanten A und B ergeben sich durch Einsetzen der Grenzzustände
des Resonators in die obigen Gleichungen für P(x) und V(x).
Resonatoren, die die vorliegende Erfindung einsetzen,
wurden aufgebaut, indem P(x) und V(x) in den
Frequenzbereich über die endlichen Elemente des Resonators wiederholt
werden, bis Null-Geschwindigkeit am Resonatorende erreicht
wird. Wie oben aufgezeigt wurde, bietet die
mittelharmonische Plazierung der Resonatorschwingungen einen von vielen
Wegen zur Ausnutzung des MACH-Prinzips. Für genauere
Voraussagen der harmonischen Löschung können die Oberwellen als
Wellen behandelt werden, die sich innerhalb der Grenzen des
Resonators bewegen, während sie für ihre Selbst-Interferenz
verantwortlich sind. Das Ziel dessen ist, die harmonische
Selbstlöschung als eine Funktion der Veränderungen in der
Resonatorgeometrie zu zeigen.
Wichtigkeit des MACH-Prinzips
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Es ist aufschlußreich, die Leistung des MACH-Resonators mit
der der CCS-Resonatoren zu vergleichen, die die
Schockwellenbildung nicht einschränken. Als Vergleich betrachtet man
die normale Entwicklung der Schockwellenbildung, die
auftritt, während sich eine endliche Amplitudenwelle
fortpflanzt. Unter Verwendung des Verfahrens von Pierce ist es
möglich, die Entfernung zu errechnen, die eine 60 psi
Spitze-zu-Spitze Druckwelle durchlaufen muß, damit sich
eine vollständig entwickelte Schockwelle aufbaut (Allan D.
Pierce, Acoustics, p. 571 (Acoustical Society of America
1989)). Für einen Durchschnittsdruck von 80 psia (in
gasförmigen HFC-134a), entwickelt sich die Wellenform aus einer
sinusförmigen in eine Schockwelle, nachdem sie lediglich 22
cm gelaufen ist, was geringer ist als ein Durchlauf von 27
cm Länge des Fig. 6 Resonators! Hieraus dürfte die seit
langem bestehende Annahme leicht einleuchten, daß bei
extrem hohen Amplituden intrinsische Nicht-Linearitäten
eines Gases jegliche Resonatordesign-Betrachtungen
dominieren.
Weitere Resonatordesign-Parameter
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Um wirksam akustische Resonanzwellen mit hoher Amplitude zu
erzeugen, ist es wichtig, die flüssigen und thermischen
Verluste der Resonatorgrenzschicht so gering wie möglich zu
halten. Ebenfalls sollte die akustische Geschwindigkeit,
die mit einer gewünschten Druckamplitude zusammenhängt,
minimiert werden, um übermäßige Turbulenz zu vermeiden.
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Für eine reine stehende sinusförmige Welle in einem
Resonator mit konstantem Querschnittsbereich, ist die
akustische Spitzengeschwindigkeit = P/(c), worin P
identisch ist mit der akustischen Spitzendruckamplitude,
identisch mit Durchschnittsströmungsmitteldichte und c
identisch mit Schallgeschwindigkeit beim Durchschnittsdruck. In
der Praxis kann die akustische Spitzengeschwindigkeit durch
geeignete Resonatorgeometrie gesenkt werden. Der Resonator
der Fig. 6 besitzt z. B. eine akustische
Spitzengeschwindigkeit = 0,82 (P/(c)) (wobei P am Ende 10a des Abschnitts 10
mit geringem Durchmesser gemessen wird), aufgrund der
Expansion in der Mitte der Kammer, die durch den konischen
Abschnitt 12 vorgesehen wird. Die Zunahme im
Querschnittsbereich tritt gerade vor den Geschwindigkeitsmaxima am
Zentrum der Kammer auf, wodurch die akustische Geschwindigkeit
abgesenkt wird.
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Expansionen, wie denjenigen des Fig. 6 Resonators, besitzen
noch weitere Vorteile. Wenn die akustische Geschwindigkeit
verringert wird, werden die
Flüssigkeits-Grenzschichtverluste ebenfalls reduziert. Ferner reduziert die Expansion die
akustische Spitzendruckamplitude am Endflansch 18, wodurch
die thermischen Grenzschichtverluste an diesem Ende des
Resonators verringert werden. Auf gleiche Weise reduziert
die Expansion, die durch den Endkeil 16 der Fig. 6
vorgesehen wird, weiter die thermischen Grenzschichtverluste. Wenn
die Position einer Expansion, wie dem konischen Abschnitt
12 der Fig. 6 über die Länge des Resonators verändert wird,
verändern sich die thermischen Grenzschichtverluste und die
Flüssigkeits-Grenzschichtverluste. Das hat sich theoretisch
herausgestellt, daß die Summe dieser Verluste ein Minimum
erreicht, wenn die Expansion bei etwa 0,3 der Länge des
Resonators zentriert wird.
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Im allgemeinen erfordern Resonatoraufbauten mit praktischer
Energiewirksamkeit einen Kompromiß zwischen der
Schwingungsabstimmung für harmonische Löschung, was die
akustische Geschwindigkeit minimiert und der Minimierung
thermischer und reibungsmäßiger Verluste. Fig. 9 ist ein Schnitt
durch einen Resonator, der eine von vielen möglichen
Kompromissen zwischen diesen Designparametern darstellt.
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Die Resonatorkammer der Fig. 9 besitzt einen konischen
Expansionsabschnitt 20, einen gebogenen Expansionsabschnitt
22, einen abgebogenen zugespitzten Endabschnitt 24 und
einen Endabschnitt 28. Öffnungen 21a, 21b, wie z. B. ein
Einlaß und Auslaß oder Ventile, werden an einem Ende 20a
des Resonators vorgesehen. Obwohl es nicht gezeigt ist,
werden solche Öffnungen ebenfalls in den Resonatoren der
Fig. 3 und 6 vorgesehen. Die Resonatorkammer wird
vorteilhafterweise durch ein Material mit niedriger thermischer
Leitfähigkeit, wie z. B. Fiberglas, gebildet, da dieses die
thermische Grenzschichtverluste verringert. Jegliches
Material, wie z. B. Aluminium, das in eine gewünschte
Gestalt gebracht werden kann, kann jedoch verwendet werden.
Der Resonator der Fig. 9 ist im Prinzip ähnlich wie der
Resonator in Fig. 6 bezüglich seines Verfahrens des modalen
Tunings oder Abstimmens, abgesehen von den abgebogenen
Abschnitten, die eine größere Abstimmungsselektivität
vorsehen. Diese Selektivität beruht auf dem sich
verändernden Ausmaß der Veränderung des Querschnittsbereiches, der
durch die abgebogenen Abschnitte vorgesehen wird, was
nachfolgend erläutert wird. Die Größe der
Frequenzverschiebung einer Schwingung, die durch eine vorgegebene
Bereichsveränderung hervorgerufen wird, hängt von demjenigen. Teil
des stehenden Wellenmusters ab, der eine
Bereichsveränderung erfährt. Jede der vielen über sich überlagernden
stehenden Wellenmuster in einem Resonator tritt einer
festgelegten Bereichsveränderung an einem unterschiedlichen
Punkt entlang seinem Wellenmuster gegenüber. Eine
Bereichsveränderung, die eine Schwingung in geeigneter Weise
abstimmt, kann deshalb eine unvorteilhafte Abstimmung für
eine andere Schwingung bewirken. Gebogene Abschnitte können
diese unvorteilhafte Abstimmung kompensieren, indem
unterschiedliche Schwingungen unterschiedlichen Ausmaßen der
Bereichsveränderung ausgesetzt werden. Der Ausdruck
"abgebogener Abschnitt" soll sich nicht auf eine besondere
mathematische Fläche beziehen. Vielmehr soll der Ausdruck
"abgebogener Abschnitt" so verstanden werden, daß er allgemein
jeglichen Abschnitt meint, der ein Ausmaß der Veränderung
des Bereiches als Funktion der Längsabmessung liefert,
dessen abgeleitete Funktion nicht Null ist. Jegliche Anzahl
mathematischer Flächen kann eingesetzt werden. Es ist daran
gedacht, daß ein möglicher Satz von Gleichungen für den
abgebogenen Expansionsabschnitt 22 und abgebogenen
zugespitzten Endabschnitt 24 wie folgt sein könnte.
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In Fig. 9 besitzt der Abschnitt mit konstantem Durchmesser
am Ende 20a des Resonators einen Innendurchmesser von 2,54
cm und ist 4,86 cm lang. Der konische Expansionsabschnitt
20 ist 4,1 cm lang und besitzt einen Halbwinkel von 5,8º.
Der abgebogene Expansionsabschnitt 22 ist 3,68 cm lang.
Rechts vom abgebogenen Abschnitt 22 bleibt der Durchmesser
bei 5,77 cm über eine Entfernung von 11,34 cm konstant. Der
abgebogene Endkeil 24 ist 2,16 cm lang. Rechts vom
abgebogenen Endkeil 24 bleibt der Durchmesser bei 13 cm über eine
Entfernung von 0,86 cm konstant. Der abgebogene
Expansionsabschnitt 22 wurde in einem endlichen Elementprogramm durch
Gleichung Dn = Dn-1 + 0,00003(7+n) beschrieben und der
abgebogene Endkeil 24 wurde durch die Gleichung Dn = Dn-1 +
0,00038(n) beschrieben, worin Dn identisch mit Durchmesser
des gegenwärtigen Elements und Dn-1 identisch mit
Durchmesser des vorangegangenen Elements, wobei jedes Element eine
Länge von 0,00108 Metern besitzt.
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Fig. 10 ist eine Tabelle theoretischer Daten für den in
Fig. 9 gezeigten Resonator, der zeigt, daß der Punkt, an
dem sich die Schwingungen und Oberwellen in der Frequenz
überlappen, bedeutend zu höheren Frequenzen erstreckt
worden ist.
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Der Fig. 9 Resonator verringert ebenfalls die akustische
Geschwindigkeit auf einen Wert von 0,58 (P/c)) (wobei P an
einem Ende 20a mit kleinem Durchmesser des Resonators
gemessen wurde), was eine bedeutende Verringerung in der
akustischen Geschwindigkeit für die gewünschte
Druckamplitude darstellt. Zusätzlich verringert der Resonator der Fig.
9 die gesamte thermische und reibungsmäßige
Energiedissipation des Fig. 6 Resonators durch einen Faktor von 1,50.
Unter Vernachlässigung der Turbulenzverluste ist das
gesamte Ausmaß des thermischen und reibungsmäßigen
Energieverlustes, bei einer vorgegebenen Druckamplitude gleich der
akustischen Eingangsleistung, die erforderlich ist, um die
Druckamplitude aufrechtzuerhalten. Auf diese Weise steigert
die Verringerung der thermischen und reibungsmäßigen
Energieverluste die Energiewirksamkeit.
Halbspitzen-Gesamtresonatorantrieb
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Die ungeraden Schwingungen eines Resonators können wirksam
durch mechanisches Oszillieren des gesamten Resonators
entlang seiner Längsachse angetrieben werden. Dieses ist
das bevorzugte Verfahren der vorliegenden Erfindung. Obwohl
die Resonatoren der Fig. 3, Fig. 6 und Fig. 9 durch
Verbinden eines sich bewegenden Kolbens mit einem offenendigen
Resonator angetrieben werden könnte, besitzt diese
Annäherung gewisse Nachteile, die durch das
Gesamtresonatorantriebsverfahren vermieden werden.
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Der Gesamtresonatorantrieb versteht sich wie folgt. Als der
gesamte Resonator über seine Längsachse hin und her bewegt
wird, wirken die Endkappen als Kolben. Die ungeraden
Schwingungsdruckoszillationen an den beiden gegenüberliegenden
Enden eines doppelendigen Resonators sind zueinander 180º
aus ihrer Phase. Dementsprechend können, wenn der gesamte
Resonator oszilliert wird, seine Endkappen oder Enden
eingesetzt werden, um eine ungerade Schwingung in der
geeigneten Phase an jedem Ende des Resonators anzutreiben.
Auf diese Weise kann die Grundwellenschwingung effektiv
angetrieben werden.
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Fig. 11 ist ein Schnitt durch eine von vielen
Möglichkeiten, die eingesetzt werden können, um den gesamten
Resona
tor anzutreiben. In Fig. 11 wird ein elektrodynamischer
Schüttler oder Treiber 29 vorgesehen, der eine
Stromleitungsspule 26 besitzt, die starr am Endflansch 28 des
Resonators 34 befestigt wird und einen Luftspalt 30 des
Magneten 32 belegt. Der Magnet 32 ist am Endflansch 28 über
einen flexiblen Balg 36 befestigt. Der Balg 36 hält die
geeignete Ausrichtung der Spule 26 innerhalb des Luftspalts
30 aufrecht.
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Wenn die Spule 26 an einen oszillierenden Strom
angeschlossen wird, bewirken die entstehenden elektromagnetischen
Kräfte, daß der Resonator 34 mechanisch entlang seiner
Längsachse schwingt. Der Magnet 32 kann starr eingespannt
werden, so daß er relativ zum Resonator 34 unbegrenzte
Masse besitzt. In der bevorzugten Ausführungsform ist der
Magnet links nicht eingespannt und kann sich so im
Gegensatz zum Resonator 34 frei bewegen. In jedem Fall kann eine
geeignete Fehlerkonstante für den Balg 36 gewählt werden,
um eine mechanische Resonanz zu erzeugen, die der
akustischen Resonanz gleicht, was zu einer höheren
elektroakustischen Wirksamkeit führt. Der Balg 36 könnte durch andere
Komponenten, wie z. B. flexible Membranen, Magnetfedern oder
üblichere Federn, die aus geeigneten Materialien
hergestellt werden, ersetzt werden.
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Der Gesamtresonatorantrieb verringert die mechanische
Verschiebung, die erforderlich ist, um eine vorgegebene
Druckamplitude zu erzielen. Wenn der gesamte Resonator
angetrieben wird, wirken beide Enden desselben als Kolben.
In den meisten Fällen erfordert der Gesamtresonatorantrieb
grob die Hälfte der mechanischen Spitzenverschiebung, die
erforderlich sein würde für eine einfache gekoppelte
Kolbenanordnung.
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Halbspitzen-Gesamtresonator/Half-Peak-Entire-Resonator
(HPER)-Antrieb ergibt die folgenden Vorteile. Wie oben
diskutiert, ist das geeignete Abstimmen der Schwingungen
einer Kammer kritisch, um wirksam hohe akustische
Druckamplituden zu erzielen. Daraus folgt, daß diese Abstimmung
während des Betriebs konstant bleiben muß. Resonatoren, die
an beiden Enden abgeschlossen sind, halten eine genaue
Abstimmung während des Betriebs ab und über die gesamte
Lebenszeit des Resonators aufrecht.
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Ein weiterer Vorteil betrifft den Einsatz des HPER-Antriebs
für akustische Kompressoren. Da HPER-angetriebene Kammern
abgedichtet sind, gibt es keine Öl-abhängigen sich
bewegenden Teile, die mit dem zu komprimierenden Strömungsmittel
in Kontakt gelangen, was einen im eigenen ölfreien
Kompressor ergibt. Die Ansaug- und Ablaßventile, die für
akustische Kompressoren erforderlich sind, würden typischerweise
am engen Ende eines Resonators plaziert werden, wo die
Druckamplituden am größten sind. Die Ventilanordnung für
den Resonator der Fig. 9 würde z. B. an den Öffnungen 21a,
21b am Ende 20a positioniert werden. Das Verhältnis der
Druckamplituden an den zwei Enden des Fig. 9 Resonators ist
etwa 3 : 1 (von links nach rechts).
Nicht-sinusförmiger Antrieb
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Wie oben diskutiert, bewirkt eine geeignet aufgebaute
MACH-Kammer, daß die höheren Oberwellen ihrer Grundwellen
selbstlöschend sind. Aus dem gleichen Grund neigt eine
MACH-Kammer dazu, die Oberwellen, die in der
Verschiebungswellenform des Antriebs vorliegen können, auszulöschen.
Deshalb können MACH-Kammern eine nicht-sinusförmige
Antriebsverschiebung in eine sinusförmige Druckoszillation
umwandeln. Zusätzlich würde jegliche mechanische Resonanz,
die in einem Antrieb vorliegt, wie beim Antrieb der Fig.
11, dazu neigen, einen nicht-sinusförmigen Antriebsstrom in
eine sinusförmige Verschiebungswellenform umzuwandeln.
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Bei einigen Anwendungszwecken, kann der Einsatz von
nicht-sinusförmigen Antriebssignalen zu einer größeren
Gesamtwirksamkeit führen. Zum Beispiel können die
Leistungsverstärker, die zum Antrieb linearer Motoren erforderlich
sind, ausgelegt werden, um sehr wirksam in einem gepulsten
Ausgangsmodus betrieben werden. Stromimpulse können
zeitmäßig gesteuert werden, daß sie einmal in jedem akustischen
Zyklus auftreten oder einige akustische Zyklen auslassen.
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Eine weitere Art des nicht-sinusförmigen Antriebs die
MACH-Kammern erleichtern können, ist die direkte Absorption
elektromagnetischer Energie des Strömungsmittels, wie sie
im US-Patent 5,020,977 offenbart wird, dessen gesamter
Inhalt hiermit durch Bezugnahme aufgenommen ist. Gepulste
Mikrowellen und Infrarotenergie, die durch einen
absorptives Strömungsmittel laufen, erzeugen akustische Wellen im
Strömungsmittel. Diese Umwandlung elektromagnetische in
akustische Energie neigt dazu, sehr harmoniereiche,
akustische Wellen zu erzeugen. MACH-Kammern neigen dazu, die
resultierenden Oberwellen zu löschen, wodurch eine
sinusförmige Druckschwingung gefördert werden. Elektromagnetische
Impulse können zeitmäßig gesteuert werden, so daß sie
einmal pro akustischem Zyklus auftreten, oder einige
akustische Zyklen auslassen.
Poröse Materialien
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Poröse Materialien, wie z. B. gesinterte Metalle, keramische
Stoffe und Drahtsiebe werden üblicherweise im Gebiet der
Geräuschsteuerung eingesetzt. Poröse Materialien können
akustische Übertragung und Reflexionskoeffizienten
vorsehen, die sich als eine Funktion der Frequenz und
akustischen Geschwindigkeit verändern. Sofern diese Materialien
innerhalb eines Resonators geeignet eingesetzt werden,
können sie als Hilfe zur Schwingungsabstimmung verwendet
werden.
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Fig. 12 ist ein Schnitt durch einen Resonator 34, der eine
von vielen Möglichkeiten aufzeigt, poröse Materialien
einzusetzen. In Fig. 12 ist ein poröses Material 38 starr
nahe am Endflansch 28 des Resonators 34 befestigt. Poröse
Materialien 38 besitzen eine minimale Wirkung auf die
Grundwelle des Resonators, dessen akustische
Geschwindigkeit nahe der Fläche des Endflansches 28 klein wird. Die
höheren Schwingungen des Resonators können ihre
Geschwindigkeitsmaxima nahe der Position des porösen Materials 38
besitzen. Auf diese Weise können höhere harmonische
Teilschwingungen der Welle größere Reflexionskoeffizienten
am porösen Material erfahren und reflektiert werden, um die
zerstörerische Selbst-Interferenz zu fördern. Die
Abstimmung kann eingestellt werden durch Veränderung der Position
des porösen Materials 38 entlang der Länge des Resonators
34.
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Auf diese Weise kann ein poröses Material als Hilfe bei der
Optimierung der zerstörerischen Selbst-Interferenz der
Oberwellen eingesetzt werden. Die Designflexibilität, die
durch poröse Materialien vorgesehen wird, ermöglicht eine
aggressivere Optimierung der besonderen Resonatorparameter,
z. B. die Verringerung der akustischen Geschwindigkeit der
Grundwelle, ohne die gewünschte Schwingungsabstimmung zu
verlieren.
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Für mikrowellenangetriebene Resonatoren können poröse
Materialien 38 ebenfalls mit dem Endflansch 28
zusammenwirken, um einen Mikrowellenhohlraum für die Einführung von
Mikrowellenenergie in den Resonator zu bilden. Fig. 12
zeigt einen elektromagnetischen Treiber 39, der mit dem
Resonator 34 durch ein Koaxialkabel 41 verbunden ist, der
ein Schleifenende 41a im Inneren des Resonators 34 im
Bereich zwischen dem porösen Material 38 und dem Endflansch
28 besitzt. Die Mikrowellenenergie würde auf den Bereich
zwischen dem porösen Material 38 und dem Endflansch 28
beschränkt sein.
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Fig. 13 ist ein Schnitt durch einen Resonator 34 und die
Antriebsvorrichtung 29, wie sie in einem
Wärmeaustauschsystem eingesetzt wird. In diesem Fall sind die Öffnungen 34a
und 34b des Resonators 34 mit einem Wärmeaustauschapparat
45 über Leitungen 47 und 49 verbunden. Die Öffnung 34a wird
mit einem Auslaßventil 52 versehen und die Öffnung 34b ist
mit einem Saugventil 54 versehen. Das Ablaßventil 52 und
das Saugventil 54 wandelt den Schwingungsdruck innerhalb
des Resonators 34 in einen Gesamtströmungsmittelstrom durch
die Wärmeaustauschvorrichtung 45 um. Die
Wärmeaustauschvorrichtung kann z. B. einen üblichen Verdichter und Verdampfer
umfassen, so daß das Wärmeaustauschsystem der Fig. 13 ein
Dampfkompressionssystem bilden kann.
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Die Anwendung des MACH-Prinzips kann nahezu die
vollständige Löschung der Oberwellen vorsehen. Die vorliegende
Erfindung ist jedoch nicht auf die Verwendung von Resonatoren
beschränkt, die eine vollständige Löschung vorsehen. Wie in
der obigen Beschreibung gezeigt worden ist, muß die
Löschung einer Oberwelle nicht vollständig sein, um
schockwellenfreie Akustikwellen mit hoher Amplitude zu erhalten.
Auch müssen nicht sämtliche Oberwellenteilschwingungen
gelöscht werden. Es gibt einen kontinuierlichen Bereich
teilweise harmonischer Löschung, der praktiziert werden
kann. Oberwellen können ohne Schockwellenbildung vorliegen,
solange ihre Amplituden ausreichend klein sind.
Resonatoren, die eine, zwei oder viele Oberwellen löschen, können
sämtlich als zufriedenstellend angesehen werden, in
Abhängigkeit von den Erfordernissen einer besonderen Anwendung.
Auf diese Art und Weise ist der Rahmen der Erfindung nicht
auf irgendein besonderes Resonatordesign beschränkt.
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Es gibt viele Wege, die grundliegenden Merkmale des
bevorzugten Resonators auszunutzen, die sich für den Fachmann
leicht ergeben. Zum Beispiel ist die Verschiebung der
Resonatorschwingungen zum Mittelpunkt zwischen den
aneinandergrenzenden Oberwellen lediglich einer von vielen Wegen,
um das MACH-Prinzip auszunutzen. Die Resonatorschwingungen
können in jeglichem Ausmaß verschoben werden, solange eine
ausreichende selbstzerstörerische Interferenz für einen
vorgegebenen Anwendungszweck vorgesehen wird.
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Zusätzlich können viele unterschiedliche
Resonatorgeometrien stehende Wellen unterstützen und können abgestimmt
werden, um das MACH-Prinzip auszunutzen. Zum Beispiel kann
ein toroidaler Resonator abgestimmt werden unter Verwendung
von Verfahren, die den erfindungsgemäßen Ausführungsformen
ähneln. Obwohl die vorliegende Beschreibung Resonatoren
beschreibt, deren Schwingungen in der Frequenz nach unten
verschoben werden, können gleiche oder ähnliche
Resonatordesignsschwingungen in der Frequenz nach oben verschieben.
Wenn z. B. die Durchmesser des Abschitts 10 und des
Abschnitts 14 in Fig. 6 ausgetauscht werden, werden die
Schwingungen des Resonators in der Frequenz eher nach oben
als nach unten verschoben. Ferner könnten Resonatoren
ausgelegt werden, um in anderen als
Grundwellen-Reschanzwellentypen zu arbeiten, während das MACH-Prinzip dennoch
ausgenutzt wird. Desweiteren wird die
Schockwellenunterdrückung, die durch die MACH-Resonatoren vorgesehen wird,
sowohl für Flüssigkeiten als auch Gase auftreten.
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Ferner dürfte einleuchten, daß die Anwendung der
MACH-Resonatoren auf akustische Kompressoren nicht auf
Dampfkompressionswärme-Übertragungssysteme beschränkt ist, sondern auf
irgendeine Anzeigenregler-Anwendungen möglich ist, bei
denen Strömungsmittel komprimiert werden müssen. Es gibt
z. B. viele industrielle Anwendungen, bei denen ölfreie
Kompressoren erforderlich sind, um eine Verunreinigung
eines Strömungsmittels zu verhindern.