krafterna och hastigheterna som verkar i en Darrieus-turbin visas i Figur 1. Den resulterande hastighetsvektorn, w {\displaystyle {\vec {w}}}
, är vektorsumman för den ostörda lufthastigheten uppströms, u {\displaystyle {\vec {U}}}
, och hastighetsvektorn för det framåtgående bladet,−.
W. C. = U. C. + ( − . C. C. C. ) {\displaystyle {\vec {w}}={\vec {u}}+\vänster(-{\vec {\Omega }}\gånger {\vec {r}}\höger)}
Play media
sålunda varierar den kommande vätskehastigheten under varje cykel. Maximal hastighet hittas för xib = 0 {\displaystyle \theta =0{}^{\circ }}
och det minsta finns för 180 {\displaystyle \theta = 180{}^{\circ }}
, där {\displaystyle \Theta }
är azimutal-eller orbitalbladets position. Angreppsvinkeln, {\displaystyle \ alpha }
, är vinkeln mellan den kommande lufthastigheten, W och bladets ackord. Det resulterande luftflödet skapar en varierande, positiv angreppsvinkel mot bladet i maskinens uppströmszon, omkopplingsskylt i maskinens nedströmszon.
det följer av geometriska överväganden av vinkelhastighet som ses i den medföljande figuren att:
V t = r + u cos (\theta) {\displaystyle V_{t}=r\omega +U\cos (\theta )}
och:
V n = U sin {\displaystyle V_{n}=u\sin (\theta)}
lösning för den relativa hastigheten som resultat av tangentiella och normala komponenter ger:
W = V T 2 + v n 2 {\displaystyle W = {\sqrt {v_{T}^{2} + V_{n}^{2}}}}
genom att kombinera ovanstående med definitionerna för spetsens hastighetsförhållande, ger (\omega R ) / U {\displaystyle\lambda = (\omega r)/u}
följande uttryck för den resulterande hastigheten:
W = U 1 + 2 Coric cos Coric + Coric 2 {\displaystyle w=u{\sqrt {1+2\Lambda \cos \theta+\Lambda ^{2}}}}
angreppsvinkeln är löst som:
{\displaystyle \alpha = \tan ^{-1}\left ({\frac {V_{n}}{V_{t}}}\right)}
som vid utbyte av ovanstående utbyten:
{\displaystyle \alpha = \tan ^{-1}\vänster ({\frac {\sin \theta }{\cos \theta + \Lambda }}\höger)}
den resulterande aerodynamiska kraften löses antingen i Lift (l) − drag (d) komponenter eller normala (n) – tangentiella (t) komponenter. Krafterna anses agera vid kvartskordpunkten, och pitchingmomentet är bestämt för att lösa de aerodynamiska krafterna. De aeronautiska termerna” lyft ”och” drag ” hänvisar till krafterna över (lyft) och längs (dra) det närmande netto relativa luftflödet. Den tangentiella kraften verkar längs bladets hastighet, drar bladet runt, och den normala kraften verkar radiellt och skjuter mot axellagren. Hissen och dragkraften är användbara när man hanterar de aerodynamiska krafterna runt bladet, såsom dynamisk stall, gränsskikt etc.; medan när man arbetar med global prestanda, trötthetsbelastningar etc., det är bekvämare att ha en normal tangentiell ram. Lyft-och dragkoefficienterna normaliseras vanligtvis av det relativa luftflödets dynamiska tryck, medan de normala och tangentiella koefficienterna vanligtvis normaliseras av det dynamiska trycket av ostörd uppströms vätskehastighet.
C L = F L 1 / 2 CVI 2; C D = D 1 / 2 CVI 2; C T = T 1 / 2 CVI 2 R; C n = n 1 / 2 CVI 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 = Bladarea (ej att förväxla med det svepade området, vilket är lika med höjden på bladet/rotorn gånger rotordiametern), R = turbinens radie
mängden effekt, P, som kan absorberas av en vindkraftverk:
P = 1 2 cp C. A. C. 3 {\displaystyle P = {\frac {1}{2}}C_{p} \ rho \ nu ^{3}}
