Om tændkuler og forbrændingsrum - Sideversjonshistorikk

Toro Andersen på 12. des. 2024 kl. 20:38

2024-12-12T20:38:02Z

← Eldre sideversjon		Sideversjonen fra 12. des. 2024 kl. 20:38
Linje 164:		Linje 164:

	ƒ væer kanalens areal i m²		ƒ væer kanalens areal i m²

	V<sub>k</sub> være den del av kompressionsrummet, som rummes i kulen maalt i m³.		V<sub>k</sub> være den del av kompressionsrummet, som rummes i kulen maalt i m³.

	V<sub>c</sub> være den del av kompressionsrummet, som rummes i cylinderen, maalt i m³.		V<sub>c</sub> være den del av kompressionsrummet, som rummes i cylinderen, maalt i m³.

	V<sub>g</sub> = V<sub>k</sub> + V<sub>c</sub>, være cylinderens totale kompressionsrum i m³,		V<sub>g</sub> = V<sub>k</sub> + V<sub>c</sub>, være cylinderens totale kompressionsrum i m³,

	r være krumtapradien i m.		r være krumtapradien i m.

	s = 2r være stempelslagets længde i meter.		s = 2r være stempelslagets længde i meter.

	V<sub>s</sub> = F * s være cylinderens slagvolum i m³		V<sub>s</sub> = F * s være cylinderens slagvolum i m³

	C<sub>m</sub> være stemplets middelhastighet i m/sek.		C<sub>m</sub> være stemplets middelhastighet i m/sek.

	C<sub>x</sub>, være stemplets hastighet ved veien x og i tiden t sek. fra indre døde punkt i m/sek.		C<sub>x</sub>, være stemplets hastighet ved veien x og i tiden t sek. fra indre døde punkt i m/sek.

			ux

Toro Andersen på 12. des. 2024 kl. 20:25

2024-12-12T20:25:21Z

← Eldre sideversjon		Sideversjonen fra 12. des. 2024 kl. 20:25
Linje 158:		Linje 158:
	[[Fil:1914 TU Formel 3.png\|ingen\|miniatyr\|Formel nr 3]]		[[Fil:1914 TU Formel 3.png\|ingen\|miniatyr\|Formel nr 3]]
	L1, kan aldrig bli = L2, og dermed effekttapet = 0, ti i saa fald maa Tc, > T1 eftersom det til Tc svarende tryk maa være større end det til T1 svarende. Dette skulde selvfølgelig gi en forøkelse i gasernes totale energi paa grund av tilstrupningen. Inden vi gaar over til avsluttende diskussion og resultatbedømmelse, skal vi først overveie saken litt nøiere og derfor belyse den mere strengt matematisk. Da hensigten med mit arbeide er om mulig at søke at faa frem de praktiske resultater, kommer jeg i det følgende til at utelate en stor del av ligningernes utledninger.		L1, kan aldrig bli = L2, og dermed effekttapet = 0, ti i saa fald maa Tc, > T1 eftersom det til Tc svarende tryk maa være større end det til T1 svarende. Dette skulde selvfølgelig gi en forøkelse i gasernes totale energi paa grund av tilstrupningen. Inden vi gaar over til avsluttende diskussion og resultatbedømmelse, skal vi først overveie saken litt nøiere og derfor belyse den mere strengt matematisk. Da hensigten med mit arbeide er om mulig at søke at faa frem de praktiske resultater, kommer jeg i det følgende til at utelate en stor del av ligningernes utledninger.

	[[Fil:1914 TU Figur 17.png\|alt=Figur 17\|ingen\|miniatyr\|Figur 17]]		[[Fil:1914 TU Figur 17.png\|alt=Figur 17\|ingen\|miniatyr\|Figur 17]]

	La i (figur 17) F være stemplets areal i m²,		La i (figur 17) F være stemplets areal i m²,

	ƒ væer kanalens areal i m²		ƒ væer kanalens areal i m²
			V<sub>k</sub> være den del av kompressionsrummet, som rummes i kulen maalt i m³.
	Vk være den del av kompressionsrummet, som rummes i kulen maalt i m3.		V<sub>c</sub> være den del av kompressionsrummet, som rummes i cylinderen, maalt i m³.
			V<sub>g</sub> = V<sub>k</sub> + V<sub>c</sub>, være cylinderens totale kompressionsrum i m³,
	Vc være den del av kompressionsrummet, som rummes i cylinderen, maalt i m3.

	Vg = Vk + Vc, være cylinderens totale kompressionsrum i m3,

	r være krumtapradien i m.		r være krumtapradien i m.

	s = 2r være stempelslagets længde i meter.		s = 2r være stempelslagets længde i meter.
			V<sub>s</sub> = F * s være cylinderens slagvolum i m³
	Vs = F * s være cylinderens slagvolum i M3		C<sub>m</sub> være stemplets middelhastighet i m/sek.
			C<sub>x</sub>, være stemplets hastighet ved veien x og i tiden t sek. fra indre døde punkt i m/sek.
	Cm være stemplets middelhastighet i m/sek.

	Cx, være stemplets hastighet ved veien x og i tiden t sek. fra indre døde punkt i m/sek.

Toro Andersen på 12. des. 2024 kl. 20:21

2024-12-12T20:21:53Z

← Eldre sideversjon		Sideversjonen fra 12. des. 2024 kl. 20:21
Linje 158:		Linje 158:
	[[Fil:1914 TU Formel 3.png\|ingen\|miniatyr\|Formel nr 3]]		[[Fil:1914 TU Formel 3.png\|ingen\|miniatyr\|Formel nr 3]]
	L1, kan aldrig bli = L2, og dermed effekttapet = 0, ti i saa fald maa Tc, > T1 eftersom det til Tc svarende tryk maa være større end det til T1 svarende. Dette skulde selvfølgelig gi en forøkelse i gasernes totale energi paa grund av tilstrupningen. Inden vi gaar over til avsluttende diskussion og resultatbedømmelse, skal vi først overveie saken litt nøiere og derfor belyse den mere strengt matematisk. Da hensigten med mit arbeide er om mulig at søke at faa frem de praktiske resultater, kommer jeg i det følgende til at utelate en stor del av ligningernes utledninger.		L1, kan aldrig bli = L2, og dermed effekttapet = 0, ti i saa fald maa Tc, > T1 eftersom det til Tc svarende tryk maa være større end det til T1 svarende. Dette skulde selvfølgelig gi en forøkelse i gasernes totale energi paa grund av tilstrupningen. Inden vi gaar over til avsluttende diskussion og resultatbedømmelse, skal vi først overveie saken litt nøiere og derfor belyse den mere strengt matematisk. Da hensigten med mit arbeide er om mulig at søke at faa frem de praktiske resultater, kommer jeg i det følgende til at utelate en stor del av ligningernes utledninger.
			[[Fil:1914 TU Figur 17.png\|alt=Figur 17\|ingen\|miniatyr\|Figur 17]]
			La i (figur 17) F være stemplets areal i m²,

	La i ~~(figur 17)~~		ƒ væer kanalens areal i m²

	F være ~~stemplets areal~~ i ~~m²,~~		Vk være den del av kompressionsrummet, som rummes i kulen maalt i m3.

	ƒ		Vc være den del av kompressionsrummet, som rummes i cylinderen, maalt i m3.

	~~7-5 kanalens "å \|~~		Vg = Vk + Vc, være cylinderens totale kompressionsrum i m3,

	Vi være ~~den del av kompressionsrummet, \|~~		r være krumtapradien i m.

	~~\| som rummes~~ i ~~kulen maalt i må~~. i		s = 2r være stempelslagets længde i meter.

	V, være ~~den del av kompressionsrummet, ;~~		Vs = F * s være cylinderens slagvolum i M3

	~~\| som rummes~~ i ~~cylinderen, maalt i må~~.		Cm være stemplets middelhastighet i m/sek.

	~~V, = V; + V, være cylinderens totale kom- \|~~		Cx, være stemplets hastighet ved veien x og i tiden t sek. fra indre døde punkt i m/sek.

	~~pressionsrum i må, \|~~

	~~vr være krumtapradien i m. i~~

	~~8 — 2r være stempelslagets længde i meter.~~

	~~V,; = F.s være cylinderens slagvolum i~~

	~~Cu være stemplets middelhastighet i \|~~

	~~\| m/sek. \|~~

	GO, være stemplets hastighet ved veien æ i

	~~\| og~~ tiden t sek. fra indre døde punkt

	\| i m/sek.

Toro Andersen på 10. des. 2024 kl. 22:15

2024-12-10T22:15:03Z

@@ Linje 44: / Linje 44: @@
 [[Fil:1914 TU Fig 3.png|alt=Figur 3|ingen|miniatyr|Figur 3]]
 I det vandavkjølte kompressionsrum var en aapen kule, og luftoljeblandingen blev indført i cylinderen gjennem en ventil under kulen, hvorved oljen av varmen fra kulen gik over til gas. Kulen utgjorde omtrent halvparten av kompressionsrummets volum. Kompressionen var ca. 2,6 atm. Den tændkule som her i landet og i Sverige er meget anvendt specielt ved smaa kraftmængder, er den fra Mietz & Weiss. Den (''figur 4'') bestaar av en kule med forholdsvis tyndt gods og en hals som er kort og smal. Med en flens er kulen fæstet paa det ikke avkjølte cylinderlaag.[[Fil:1914 TU Fig 4.png|alt=Figur 4|ingen|miniatyr|Figur 4]]
 Fra kulen gaar en »læbe ind i cylinderen paa hvilken oljen indsprøites. Den største del av kompressionsrummet er forlagt utenom kulen. Kulen (f''igur 5'') er i alt væsentlig lik den første, men forsynes undertiden med en i kulen indlagt spiralvridd nikkelplatestrimmel. Dog forekommer det at en relativt større del av kompressionsrummet forlægges ind i selve kulen. Kompressionen er ca. 5 å 7 atm.; men i sidstnævnte fald ca. 9 atm. Kulen holder sig ved maskinens gang sterkt rødglødende.
@@ Linje 74: / Linje 70: @@
 [[Fil:1914 TU Fig 9.png|alt=Figur 9|ingen|miniatyr|Figur 9]]
 Oljen indsprøites fra siden i den sfæriske del. Den største del av kompressionsrummet er her forlagt til selve kulen. Ved smaa maskiner er kompressionen ca. 3 atm,, ved større maskiner 6 å 9 atm. Endelig anvender Rundløf (Boliders) en kule som har to halser og samtidig utgjør cylinderlaaget (''figur 10'').
@@ Linje 127: / Linje 121: @@
 Naar luft og en brændbar gas blandes, kan blandingen ikke under alle forhold bringes til at eksplodere, det vil si bringes til at forbrænde derved at forbrænding indledes paa et punkt i blandingen. Hvis et av stoffene — det være sig gas eller luft — er tilstede med tilstrækkelig stort overskud, indtræder ikke forbrænding, selv om en elektrisk gnist slaar gjennem blandingen. Først indenfor bestemte grænser for blandingens proportioner, de saakaldte »eksplosionsgrænser<, kan blandingen ved lokal ophetning bringes til at forbrænde. Eksplosionsgrænserne er imidlertid ikke uforanderlige, men beror paa en del lokale forhold som eksplosionsrummets form, varmeavledningen, blandingens temperatur, antændelsespunktets beliggenhet i eksplosionsrummet m.m. Ifølge Bunte er eksplosionsgrænserne i et 19 mm. glasrør følgende:
 [[Fil:1914 TU Tabell 1.png|alt=Tabell med ekplosjonsgrenser|ingen|miniatyr|Tabell med ekplosjonsgrenser]]
 Av tabellen sees at en høi forbrændingsvarme nedsætter eksplosionsgrænsen, det vil si at eksplosion indtræder ved stort luftoverskud. Derved at de tyngre kulrike kulvandstoffer forlanger stor luftmængde for sin forbrænding indskrænkes deres eksplosionsomraade. Kuloksyd, vandstof og vandgas har ikke stor forbrændingsvarme og fordrer liten luftmængde for sin forbrænding, hvorfor deres eksplosionsomraade er meget stort. Lysgas, acetylen, alkohol og methan har større forbrændingsvarme og fordrer mere luft for sin forbrænding, hvorfor deres eksplosionsomraader ikke er saa store. Benzol, penton og bensin har derimot meget stor forbrændings varme og forlanger en meget stor luftmængde for sin forbrænding, hvorfor deres eksplosionsomraade er meget litet.
@@ Linje 160: / Linje 152: @@
 Er videre G<sub>c</sub> = vegten av gasen i cylinderen og G<sub>r</sub> = vegten av gasen i kulen ved enden av slaget samt angives varmeenhetens mek. ekvivalent ved E er altsaa, da gasens totale energi i begge til fælder maa være lik enten strupning finder sted eller ei:
-[[Fil:1914 TU Matte 1.png|alt=Formel 1|ingen|miniatyr|Formel 1]]
+[[Fil:1914 TU Matte 1.png|alt=Formel 1|ingen|miniatyr|Formel nr 1]]
-[[Fil:1914 TU Matte 2.png|alt=Formel 2|ingen|miniatyr|Formel 2]]
+[[Fil:1914 TU Matte 2.png|alt=Formel 2|ingen|miniatyr|Formel nr 2]]
-Effekttapet maa i begge tilfælde findes i form av større indre varme d. v. s. høiere temperatur og dermed følgende høiere tryk hos gasen end om ingen strupning fandt sted. Effekttapet ytrer sig altsaa som forøket varmemængde, d. v. s. høiere temperatur hos avløpsgaserne. Angives i dette tilfælde hele vegten av gasen i cylinderen med '''''G''''' kg. samt de av begge diagramkurverne repræsenterte arbeider med L<sub>1</sub>, og L<sub>2</sub> mkg. er:
+La i (figur 17)

Toro Andersen på 10. des. 2024 kl. 22:05

2024-12-10T22:05:41Z

Vis endringer

Toro Andersen på 10. des. 2024 kl. 22:01

2024-12-10T22:01:41Z

← Eldre sideversjon		Sideversjonen fra 10. des. 2024 kl. 22:01
Linje 308:		Linje 308:


	Effekttapet maa i begge tilfælde findes i form av større indre varme d. v. s. høiere temperatur og dermed følgende høiere tryk hos gasen end om ingen strupning fandt sted. Effekttapet ytrer sig altsaa som forøket varmemængde, d. v. s. høiere temperatur hos avløpsgaserne. Angives i dette tilfælde hele vegten av gasen i cylinderen med '''''G''''' kg. samt de av begge diagramkurverne repræsenterte arbeider med L1, og L2 mkg. er:		Effekttapet maa i begge tilfælde findes i form av større indre varme d. v. s. høiere temperatur og dermed følgende høiere tryk hos gasen end om ingen strupning fandt sted. Effekttapet ytrer sig altsaa som forøket varmemængde, d. v. s. høiere temperatur hos avløpsgaserne. Angives i dette tilfælde hele vegten av gasen i cylinderen med '''''G''''' kg. samt de av begge diagramkurverne repræsenterte arbeider med L<sub>1</sub>, og L<sub>2</sub> mkg. er:

Toro Andersen på 10. des. 2024 kl. 21:59

2024-12-10T21:59:58Z

← Eldre sideversjon		Sideversjonen fra 10. des. 2024 kl. 21:59
Linje 139:		Linje 139:
	Hvis der til luftknaldgas som er betydelig opblandet med den indifferente gas kvælstof tilsættes surstof, virker dette antagelig saaledes at gasmolekylerne lettere træffer de til deres forbrænding nødvendige surstofmolekyler. Ved at sætte surstof til ren knaldgas opnaaes antagelig samme resultat som ved tilsætning av indifferent gas. Ved indblanding av en indifferent gås i en gasluftblanding saaledes at surstoffet blir erstattet med indifferent gas, har det vist sig at ved surstofoverskud forskyves eksplosionsgrænsen kun lang somt med mængden av den indblandede indifferente gas. Som man paa forhaand kunde indse, forsky ves derimot eksplosionsgrænsen ved gasoverskud hurtig med mængden av den indblandede indifferente gas. De saaledes erholdte kurver møtes i et punkt hvor antændelse ikke mere er mulig. Øket temperatur av den eksplosive blanding utvider eksplosionsomraadet derved at den ved lokal forbrænding avgivne varme ved en større spredning til den ene eller anden grænse blir tilstrækkelig til at opvarme nærliggende partikler til antændelsestemperatur. Den indvirkning trykket har paa eksplosionsomraadet er endnu ikke utredet.		Hvis der til luftknaldgas som er betydelig opblandet med den indifferente gas kvælstof tilsættes surstof, virker dette antagelig saaledes at gasmolekylerne lettere træffer de til deres forbrænding nødvendige surstofmolekyler. Ved at sætte surstof til ren knaldgas opnaaes antagelig samme resultat som ved tilsætning av indifferent gas. Ved indblanding av en indifferent gås i en gasluftblanding saaledes at surstoffet blir erstattet med indifferent gas, har det vist sig at ved surstofoverskud forskyves eksplosionsgrænsen kun lang somt med mængden av den indblandede indifferente gas. Som man paa forhaand kunde indse, forsky ves derimot eksplosionsgrænsen ved gasoverskud hurtig med mængden av den indblandede indifferente gas. De saaledes erholdte kurver møtes i et punkt hvor antændelse ikke mere er mulig. Øket temperatur av den eksplosive blanding utvider eksplosionsomraadet derved at den ved lokal forbrænding avgivne varme ved en større spredning til den ene eller anden grænse blir tilstrækkelig til at opvarme nærliggende partikler til antændelsestemperatur. Den indvirkning trykket har paa eksplosionsomraadet er endnu ikke utredet.

	Forsøk med tryk mellem 0,5 og 4 atm. har vist at en kuloksydluftblanding antændes lettere ved lavere tryk, mens en vandstofluftblandings tændbarhet blir uforandret. Ifølge Lindes observation, at den specifike varme tiltar med trykket, bør øket tryk indskrænke eksplosionsomraadet. Ved adiabatisk kompression av en eksplosiv blanding utvides eksplosionsomraadet som følge av den sterke temperaturøkning. Drives kompressionen saa langt at man naar antændelsestemperaturen, antændes blandingen og forbrænder. Det herved foraarsagede eksplosionsstøt er langt heftigere end det som opstaar ved tænding med f. eks. en elektrisk gnist; ti i første tilfælde sker antændelse i og forbrænding av hele massen øieblikkelig, mens i sidste tilfælde forbrændingen forplanter sig fra antændelsesstedet gjennem massen. Endelig mindskes eksplosionsomraadet som man let vil indse ved varmebortledning, og det tiltar ved varmetilførsel. Endnu en liten komplettering til ovenstaaende maa tilføies, nemlig den at antændelsestemperaturen ikke er den temperatur hvor forbrændingen begynder, men blot grænsen for den tilsynelatende likevegte. Man har nu visshet for at i en blanding av brændbar gas og surstof resp. luft reagerer blandingens bestandeler paa hverandre ved alle temperaturer; men denne reaktion foregaar ved almindelig temperatur saa langsomt at nogen temperaturøkning som følge av reaktionen ikke kan merkes. Med øket temperatur økes reaktionshastigheten; men man opnaar først ved en viss temperatur — antændelsestemperaturen en betydelig hastighet. Hvis derfor temperaturen paa et punkt i f. eks. en knaldgasblanding forhøies, økes reaktionshastigheten i dette punkt. Derved indtræffer enten at den utviklede varme ved straaling og ledning fjernes fra punktet snarere end ny varme dannes, hvorfor temperaturen atter synker og reaktionshastigheten mindskes til en minimal værdi, eller saa er varmeutviklingen som i en følge av den økede reaktionshastighet saa stor at endog omgivelsen kan opvarmes til en temperatur som muliggjør en voldsom reaktionshastighet med øket varmeutvikling, saa at hele massen tilslut forbrænder. I sidste tilfælde var antændelsestemperaturen naadd. Tillempes nu de ovenanførte fakta paa tændkulen, lar dennes funktion sig forklare paa en letvint maate.		Forsøk med tryk mellem 0,5 og 4 atm. har vist at en kuloksydluftblanding antændes lettere ved lavere tryk, mens en vandstofluftblandings tændbarhet blir uforandret. Ifølge Lindes observation, at den specifike varme tiltar med trykket, bør øket tryk indskrænke eksplosionsomraadet. Ved adiabatisk kompression av en eksplosiv blanding utvides eksplosionsomraadet som følge av den sterke temperaturøkning. Drives kompressionen saa langt at man naar antændelsestemperaturen, antændes blandingen og forbrænder. Det herved foraarsagede eksplosionsstøt er langt heftigere end det som opstaar ved tænding med f. eks. en elektrisk gnist; ti i første tilfælde sker antændelse i og forbrænding av hele massen øieblikkelig, mens i sidste tilfælde forbrændingen forplanter sig fra antændelsesstedet gjennem massen. Endelig mindskes eksplosionsomraadet som man let vil indse ved varmebortledning, og det tiltar ved varmetilførsel. Endnu en liten komplettering til ovenstaaende maa tilføies, nemlig den at antændelsestemperaturen ikke er den temperatur hvor forbrændingen begynder, men blot grænsen for den tilsynelatende likevegte. Man har nu visshet for at i en blanding av brændbar gas og surstof resp. luft reagerer blandingens bestandeler paa hverandre ved alle temperaturer; men denne reaktion foregaar ved almindelig temperatur saa langsomt at nogen temperaturøkning som følge av reaktionen ikke kan merkes. Med øket temperatur økes reaktionshastigheten; men man opnaar først ved en viss temperatur — antændelsestemperaturen en betydelig hastighet. Hvis derfor temperaturen paa et punkt i f. eks. en knaldgasblanding forhøies, økes reaktionshastigheten i dette punkt. Derved indtræffer enten at den utviklede varme ved straaling og ledning fjernes fra punktet snarere end ny varme dannes, hvorfor temperaturen atter synker og reaktionshastigheten mindskes til en minimal værdi, eller saa er varmeutviklingen som i en følge av den økede reaktionshastighet saa stor at endog omgivelsen kan opvarmes til en temperatur som muliggjør en voldsom reaktionshastighet med øket varmeutvikling, saa at hele massen tilslut forbrænder. I sidste tilfælde var antændelsestemperaturen naadd. Tillempes nu de ovenanførte fakta paa tændkulen, lar dennes funktion sig forklare paa en letvint maate.

	Samtlige motorer som er forsynt med de ovenfor beskrevne tændkulekonstruktioner, reguleres med frislag eller kvantitet. Her gjælder det blot at holde tændkulen ved den temperatur som ved de forhaandenværende forhold kan antænde den anvendte eksplosive blanding.		Samtlige motorer som er forsynt med de ovenfor beskrevne tændkulekonstruktioner, reguleres med frislag eller kvantitet. Her gjælder det blot at holde tændkulen ved den temperatur som ved de forhaandenværende forhold kan antænde den anvendte eksplosive blanding.
	For at undgaa for tidlig tænding maa lav kompression anvendes og blandingens indhold av brændbar gas maa være relativt litet. Naar belastningen er meget høi maa kulens overflødige varme bortledes ved at la luft omstrømme samme, og ved lav belastning maa kulens nødvendige varme tilføres ved ydre opvarmning. Diagrammer ved f. eks. halv-		For at undgaa for tidlig tænding maa lav kompression anvendes og blandingens indhold av brændbar gas maa være relativt litet. Naar belastningen er meget høi maa kulens overflødige varme bortledes ved at la luft omstrømme samme, og ved lav belastning maa kulens nødvendige varme tilføres ved ydre opvarmning. Diagrammer ved f. eks. halv-

	—— belastning er ret karakteristiske, da sjel- -		—— belastning er ret karakteristiske, da sjel- -
Linje 304:		Linje 304:

	Er videre G<sub>c</sub> = vegten av gasen i cylinderen og G<sub>r</sub> = vegten av gasen i kulen ved enden av slaget samt angives varmeenhetens mek. ekvivalent ved E er altsaa, da gasens totale energi i begge til fælder maa være lik enten strupning finder sted eller ei:		Er videre G<sub>c</sub> = vegten av gasen i cylinderen og G<sub>r</sub> = vegten av gasen i kulen ved enden av slaget samt angives varmeenhetens mek. ekvivalent ved E er altsaa, da gasens totale energi i begge til fælder maa være lik enten strupning finder sted eller ei:
			[[Fil:1914 TU Matte 1.png\|alt=Formel 1\|ingen\|miniatyr\|Formel 1]]
			[[Fil:1914 TU Matte 2.png\|alt=Formel 2\|ingen\|miniatyr\|Formel 2]]


			Effekttapet maa i begge tilfælde findes i form av større indre varme d. v. s. høiere temperatur og dermed følgende høiere tryk hos gasen end om ingen strupning fandt sted. Effekttapet ytrer sig altsaa som forøket varmemængde, d. v. s. høiere temperatur hos avløpsgaserne. Angives i dette tilfælde hele vegten av gasen i cylinderen med '''''G''''' kg. samt de av begge diagramkurverne repræsenterte arbeider med L1, og L2 mkg. er:

Toro Andersen på 10. des. 2024 kl. 18:33

2024-12-10T18:33:37Z

@@ Linje 141: / Linje 141: @@
 Forsøk med tryk mellem 0,5 og 4 atm. har vist at en kuloksydluftblanding antændes lettere ved lavere tryk, mens en vandstofluftblandings tændbarhet blir uforandret. Ifølge Lindes observation, at den specifike varme tiltar med trykket, bør øket tryk indskrænke eksplosionsomraadet.  Ved adiabatisk kompression av en eksplosiv blanding utvides eksplosionsomraadet som følge av den sterke temperaturøkning. Drives kompressionen saa langt at man naar antændelsestemperaturen, antændes blandingen og forbrænder. Det herved foraarsagede eksplosionsstøt er langt heftigere end det som opstaar ved tænding med f. eks. en elektrisk gnist; ti i første tilfælde sker antændelse i og forbrænding av hele massen øieblikkelig, mens i sidste tilfælde forbrændingen forplanter sig fra antændelsesstedet gjennem massen. Endelig mindskes eksplosionsomraadet som man let vil indse ved varmebortledning, og det tiltar ved varmetilførsel. Endnu en liten komplettering til ovenstaaende maa tilføies, nemlig den at antændelsestemperaturen ikke er den temperatur hvor forbrændingen begynder, men blot grænsen for den tilsynelatende likevegte. Man har nu visshet for at i en blanding av brændbar gas og surstof resp. luft reagerer blandingens bestandeler paa hverandre ved alle temperaturer; men denne reaktion foregaar ved almindelig temperatur saa langsomt at nogen temperaturøkning som følge av reaktionen ikke kan merkes. Med øket temperatur økes reaktionshastigheten; men man opnaar først ved en viss temperatur — antændelsestemperaturen en betydelig hastighet. Hvis derfor temperaturen paa et punkt i f. eks. en knaldgasblanding forhøies, økes reaktionshastigheten i dette punkt. Derved indtræffer enten at den utviklede varme ved straaling og ledning fjernes fra punktet snarere end ny varme dannes, hvorfor temperaturen atter synker og reaktionshastigheten mindskes til en minimal værdi, eller saa er varmeutviklingen som i en følge av den økede reaktionshastighet saa stor at endog omgivelsen kan opvarmes til en temperatur som muliggjør en voldsom reaktionshastighet med øket varmeutvikling, saa at hele massen tilslut forbrænder. I sidste tilfælde var antændelsestemperaturen naadd. Tillempes nu de ovenanførte fakta paa tændkulen, lar dennes funktion sig forklare paa en letvint maate.
-Samtlige motorer som er forsynt med de ovenfor beskrevne tændkulekonstruktioner, reguleres med frislag eller kvantitet. Her gjælder det blot at holde tændkulen ved den temperatur som ved de forhaandenværende forhold kan an-
+Samtlige motorer som er forsynt med de ovenfor beskrevne tændkulekonstruktioner, reguleres med frislag eller kvantitet. Her gjælder det blot at holde tændkulen ved den temperatur som ved de forhaandenværende forhold kan antænde den anvendte eksplosive blanding.
+For at undgaa for tidlig tænding maa lav kompression anvendes og blandingens indhold av brændbar gas maa være relativt litet. Naar belastningen er meget høi maa kulens overflødige varme bortledes ved at la luft omstrømme samme, og ved lav belastning maa kulens nødvendige varme tilføres ved ydre opvarmning. Diagrammer ved f. eks. halv-
 —— belastning er ret karakteristiske, da sjel- -
@@ Linje 305: / Linje 286: @@
 ujevne diagrammer og de dermed føl-
-gende tap ved liten belastning forsvinder,
+gende tap ved liten belastning forsvinder, mens vandindsprøitningen nu ikke blir et kompromis, men er teoretisk rigtig.
+Mange er de forsøk som er blit gjort med at anvende præeisionsregulering og av regulatoren regulert vandindsprøitning; men hittil er alle blit mislykket, saa at der samtidig maa anordnes haandregulering av vandet. Det mislykkede resultat har nok sin grund deri at man ganske enkelt altid lar de regulerende anordninger utgjøres av organer med retlinjet begrænsning, saa at forholdet mellem vand og brændolje forblir konstant.
@@ Linje 359: / Linje 301: @@
-To tilfælder kan her indtræffe. Enten kan kanalen være saa trang at trykket ved enden av ekspanssionsslaget er høiere i kulen end i cylinderen, et tilfælde som aldrig kan forekomme i praksis, Eller kanalen er saa stor at trykket ved enden av slaget er likt i kulen og cylinderen, eller i det mindste meget nær likt saa at trykforskjellen aldrig blir betydelig. Dette sidste tilfælde repræsenteres av diagram  (''figur 15'') (tat fra cylinderen) og diagram (''figur 16'') (tat fra kulen). Lad T<sub>1</sub> være gasens abs. temp. ved enden av slaget i det normale diagram samt T<sub>c</sub> temp. hos gasen i cylinderen og T<sub>k</sub> gasens temperatur i kulen før det prikkede diagram. Effekttapet paa grund av strupningen er under ekspansionsslaget = L<sub>1</sub> mkg. i (''figur 15'') og L<sub>1</sub> ÷ L<sub>2</sub>  i (''figur 16''), som repræsenteres av de viste kurver.
+To tilfælder kan her indtræffe. Enten kan kanalen være saa trang at trykket ved enden av ekspanssionsslaget er høiere i kulen end i cylinderen, et tilfælde som aldrig kan forekomme i praksis, Eller kanalen er saa stor at trykket ved enden av slaget er likt i kulen og cylinderen, eller i det mindste meget nær likt saa at trykforskjellen aldrig blir betydelig. Dette sidste tilfælde repræsenteres av diagram  (''figur 15'') (tat fra cylinderen) og diagram (''figur 16'') (tat fra kulen). Lad T<sub>1</sub> være gasens abs. temp. ved enden av slaget i det normale diagram samt T<sub>c</sub> temp. hos gasen i cylinderen og T<sub>k</sub> gasens temperatur i kulen før det prikkede diagram. Effekttapet paa grund av strupningen er under ekspansionsslaget = L<sub>1</sub> mkg. i (''figur 15'') og L<sub>1</sub> ÷ L<sub>2</sub> i (''figur 16''), som repræsenteres av de viste kurver.
 Er videre G<sub>c</sub> = vegten av gasen i cylinderen og G<sub>r</sub> = vegten av gasen i kulen ved enden av slaget samt angives varmeenhetens mek. ekvivalent ved E er altsaa, da gasens totale energi i begge til fælder maa være lik enten strupning finder sted eller ei:

Toro Andersen på 10. des. 2024 kl. 18:30

2024-12-10T18:30:24Z

← Eldre sideversjon		Sideversjonen fra 10. des. 2024 kl. 18:30
Linje 359:		Linje 359:


	To tilfælder kan her indtræffe. Enten kan kanalen være saa trang at trykket ved enden av ekspanssionsslaget er høiere i kulen end i cylinderen, et tilfælde som aldrig kan forekomme i praksis, Eller kanalen er saa stor at trykket ved enden av slaget er likt i kulen og cylinderen, eller i det mindste meget nær likt saa at trykforskjellen aldrig blir betydelig. Dette sidste tilfælde repræsenteres av diagram (''figur 15'') (tat fra cylinderen) og diagram (''figur 16'') (tat fra kulen). Lad T<sub>1</sub> være gasens abs. temp. ved enden av slaget i det normale diagram samt T<sub>c</sub> temp. hos gasen i cylinderen og T<sub>k</sub> gasens temperatur i kulen før det prikkede diagram. Effekttapet paa grund av strupningen er under ekspansionsslaget = L<sub>1</sub> mkg. i (''figur 15'') og L<sub>1</sub> L<sub>2</sub>		To tilfælder kan her indtræffe. Enten kan kanalen være saa trang at trykket ved enden av ekspanssionsslaget er høiere i kulen end i cylinderen, et tilfælde som aldrig kan forekomme i praksis, Eller kanalen er saa stor at trykket ved enden av slaget er likt i kulen og cylinderen, eller i det mindste meget nær likt saa at trykforskjellen aldrig blir betydelig. Dette sidste tilfælde repræsenteres av diagram (''figur 15'') (tat fra cylinderen) og diagram (''figur 16'') (tat fra kulen). Lad T<sub>1</sub> være gasens abs. temp. ved enden av slaget i det normale diagram samt T<sub>c</sub> temp. hos gasen i cylinderen og T<sub>k</sub> gasens temperatur i kulen før det prikkede diagram. Effekttapet paa grund av strupningen er under ekspansionsslaget = L<sub>1</sub> mkg. i (''figur 15'') og L<sub>1</sub> ÷ L<sub>2</sub> i (''figur 16''), som repræsenteres av de viste kurver.

	~~16, som repræsenteres av de viste kurver. \|~~		Er videre G<sub>c</sub> = vegten av gasen i cylinderen og G<sub>r</sub> = vegten av gasen i kulen ved enden av slaget samt angives varmeenhetens mek. ekvivalent ved E er altsaa, da gasens totale energi i begge til fælder maa være lik enten strupning finder sted eller ei:

	Er videre 4, = vegten av gasen i cylinderen og Gr = vegten av gasen i kulen ved enden av slaget samt angives ~~varme enhetens~~ mek. ekvivalent ved EK er altsaa, da gasens totale energi i begge til fælder maa være lik enten strupning finder sted eller ei:

Toro Andersen på 10. des. 2024 kl. 18:23

2024-12-10T18:23:17Z

← Eldre sideversjon		Sideversjonen fra 10. des. 2024 kl. 18:23
Linje 359:		Linje 359:


	To tilfælder kan her indtræffe. Enten kan kanalen være saa trang at trykket ved enden av ekspanssionsslaget er høiere i kulen end i cylinderen, et tilfælde som aldrig kan forekomme i praksis, Eller kanalen er saa stor at trykket ved enden av slaget er likt i kulen og cylinderen, eller i det mindste meget nær likt saa at trykforskjellen aldrig blir betydelig. Dette sidste tilfælde repræsenteres av diagram (''figur 15'') (tat fra cylinderen) og diagram (''figur 16'') (tat fra kulen). Lad T<sub>1</sub> være gasens abs. temp. ved enden av slaget i det normale diagram samt T<sub>c</sub> temp. hos gasen i cylinderen og T<sub>k</sub> gasens temperatur i kulen før det prikkede diagram. Effekttapet paa grund av strupningen er under ekspansionsslaget = L<sub>1</sub> mkg. i (''figur 15'') og L<sub>1</sub> L<sub>2</sub>		To tilfælder kan her indtræffe. Enten kan kanalen være saa trang at trykket ved enden av ekspanssionsslaget er høiere i kulen end i cylinderen, et tilfælde som aldrig kan forekomme i praksis, Eller kanalen er saa stor at trykket ved enden av slaget er likt i kulen og cylinderen, eller i det mindste meget nær likt saa at trykforskjellen aldrig blir betydelig. Dette sidste tilfælde repræsenteres av diagram (''figur 15'') (tat fra cylinderen) og diagram (''figur 16'') (tat fra kulen). Lad T<sub>1</sub> være gasens abs. temp. ved enden av slaget i det normale diagram samt T<sub>c</sub> temp. hos gasen i cylinderen og T<sub>k</sub> gasens temperatur i kulen før det prikkede diagram. Effekttapet paa grund av strupningen er under ekspansionsslaget = L<sub>1</sub> mkg. i (''figur 15'') og L<sub>1</sub> L<sub>2</sub>

	16, som repræsenteres av de viste kurver. \|		16, som repræsenteres av de viste kurver. \|

	Er videre 4, = vegten av gasen i ceylin- -*		Er videre 4, = vegten av gasen i cylinderen og Gr = vegten av gasen i kulen ved enden av slaget samt angives varme enhetens mek. ekvivalent ved EK er altsaa, da gasens totale energi i begge til fælder maa være lik enten strupning finder sted eller ei:

	~~deren~~ og Gr = vegten av gasen i kulen -*

	ved enden av slaget samt angives varme-

	enhetens mek. ekvivalent ved EK ~~eralt-~~

	~~— saa~~, da gasens totale energi i begge til- -*

	fælder maa være lik enten strupning \|

	— finder sted eller ei: \|