kreftene og hastighetene som virker i En Darrieus turbin er avbildet i figur 1. Den resulterende hastighetsvektoren, w → {\displaystyle {\vec {W}}}
, Er vektorsummen av den uforstyrrede oppstrøms lufthastigheten, u → {\displaystyle {\vec {U}}}
, og hastighetsvektoren Til det fremrykkende bladet, − ω → × r → {\displaystyle -{\vec {\omega }}\times {\vec {r}}
.
W → = u → + ( − ω → × r→) {\displaystyle {\vec {w}}={\vec {u}}+\venstre(-{\vec {\omega }}\ganger {\vec {r}}\høyre)}
Spill av media
den motgående væskehastigheten varierer derfor under hver syklus. Maksimal hastighet er funnet for θ = 0 ∘ {\displaystyle \theta =0{}^{\circ }}
og minimumet er funnet for θ = 180 ∘ {\displaystyle \theta =180{}^{\circ }}
, hvor θ {\displaystyle \theta }
er azimutal eller orbital bladposisjon. Angrepsvinkelen, α {\displaystyle \ alpha }
, er vinkelen mellom den motgående lufthastigheten, W og bladets akkord. Den resulterende luftstrømmen skaper en varierende, positiv angrepsvinkel til bladet i maskinens oppstrøms sone, og bytter tegn i maskinens nedstrøms sone.
det følger av geometriske hensyn til vinkelhastighet som vist i den medfølgende figuren at:
v t = r ω + u\cos (\theta) {\displaystyle v_{t}=r\omega +U\cos (\theta )}
og:
{\displaystyle v_{n} = u\Sin (\theta)}
løse for den relative hastigheten som resultatet av tangentielle og normale komponenter gir:
W = v t 2 + v n 2 {\displaystyle W={\sqrt {V_{t}^{2} + v_{n}^{2}}}}
dermed kombinerer det ovennevnte med definisjonene for tipphastighetsforholdet λ = (\omega R ) / U {\displaystyle\lambda =(\omega R)/U}
gir følgende uttrykk for den resulterende hastigheten:
W = U 1 + 2 λ siden
angrepsvinkelen er løst som:
α = tan − 1 ( V n v t ) {\displaystyle \alpha =\tan ^{-1}\venstre({\frac {v_{n}}{V_{t}}\høyre)}
Som Når Du Erstatter ovennevnte utbytter:
α = tan − 1 ( sin θ med θ + λ ) {\displaystyle \alpha =\tan ^{-1}\venstre({\frac {\sin \theta }{\cos \theta +\lambda }}\høyre)}
den resulterende aerodynamiske kraften løses enten i løft (l) – dra (d) komponenter eller normale (n) – tangentielle (t) komponenter. Kraftene anses å virke ved kvart-akkordpunktet, og pitching-øyeblikket er bestemt for å løse de aerodynamiske kreftene. Luftfartsbegrepene «løft » og» dra » refererer til kreftene over (løft) og langs (dra) den nærliggende netto relative luftstrømmen. Den tangentielle kraften virker langs bladets hastighet, trekker bladet rundt, og den normale kraften virker radialt og skyver mot aksellagrene. Heisen og dragkraften er nyttige når du arbeider med de aerodynamiske kreftene rundt bladet, for eksempel dynamisk stall, grenselag etc.; mens når du arbeider med global ytelse, tretthet belastninger, etc., er det mer praktisk å ha en normal-tangentiell ramme. Løft-og luftmotstandskoeffisientene normaliseres vanligvis av det dynamiske trykket i den relative luftstrømmen, mens de normale og tangentielle koeffisientene vanligvis normaliseres av det dynamiske trykket i uforstyrret oppstrøms fluidhastighet.
C L = F L 1 / 2 ρ En B 2; C D = D 1 / 2 ρ En B 2; C T = t 1 / 2 ρ En B 2; C N = N 1 / 2 ρ en B 2 {\displaystyle C_{L}={\frac {F_{L}}{{1}/{2}\;\rho aw^{2}}} {\text { }}; {\text{ }}C_{D}={\frac {D}{{1}/{2}\;\rho aw^{2}}} {\text { }}; {\text{ }}C_{T}={\frac {T}{{1}/{2}\;\rho AU^{2}R}} {\text { }}; {\text{ }}C_{N}={\frac {N}{{1} / {2}\;\rho AU ^ {2}}}
A = Bladområde (må ikke forveksles Med Det Feide Området, som er lik høyden på bladet/rotoren ganger rotordiameteren),r = Radius av turbin
mengden strøm, P, Som kan absorberes av en vindturbin:
P = 1 2 c p ρ En ν 3 {\displaystyle p={\frac {1}{2}}C_{p}\rho \ nu ^{3}}
