Die Lentz-Ventilsteuerung an Lokomotiven. Von Dr.-Ing. Max Osthoff, Reg.-Baumeister in Duisburg. (Fortsetzung statt Schluß von S. 230 d. Bd.) Die Lentz-Ventilsteuerung an Lokomotiven. c) Bei Ventilantrieb durch schwingende zentrische Nockenwelle. Textabbildung Bd. 324, S. 243 Fig. 23a. Während bei den bisher untersuchten Lentz-Ventilsteuerungen der Antrieb der Ventile durch eine geradlinig bewegte Nockenstange erfolgte, ist in Fig. 24a, b, c eine Steuerung dargestellt, bei welcher die Ventile durch eine hin und her schwingende Nockenwelle angetrieben werden, Diese Steuerung ist an der in Mailand ausgestelltgewesenen C (3/3 gek.) Heißdampf-Tenderlokomotive zur Ausführung gelangt. Als Umsteuerung besitzt diese Lokomotive diejenige von Lentz, bei welcher die Scheitelkurve ein Kreisbogen ist. Zentrischen Nockenwellenantrieb besitzen auch die Heißdampf-Verbund-Ventillokomotiven von Heinrich Lanz in Mannheim (vgl. D. P. J. 1908, Heft 38, S. 605). Die Anordnung der Ventile ist aus Fig. 23a, b, c ersichtlich. Ein durch den bekannten Lentzschen Achsenregler verstellbares Exzenter (Regulierexzenter) betätigt Textabbildung Bd. 324, S. 244 Fig. 23b. Textabbildung Bd. 324, S. 244 Fig. 23c. die beiden Einlaßventile am Hochdruckzylinder. Der Achsenregler verstellt also nur die Füllung Ex des Hochdruckzylinders. Das Voreinströmen VE wird nicht mitverändert, sondern durch passende Lage dergeraden Scheitelkurve unter Verzicht auf stets gleiches lineares Voreilen v bei diesen nicht umsteuerbaren Dampfmaschinen konstant gehalten. Die Auslaßventile am Hochdruckzylinder werden durch ein festes Exzenter angetrieben. Vorausströmung VA und Kompression Co bleiben also ebenfalls für alle Füllungen konstant. Bei den Heißdampf-Verbund-Lokomobilen von R. Wolf in Magdeburg-Buckau (vgl. D. P. J. 1908, S. 611), bei welchen Hoch- und Niederdruckzylinder durch je einen Kolbenschieber gesteuert werden, werden bei Aenderung der Füllung im Hochdruckzylinderzugleich VA und Co in diesem Zylinder geändert. Da die Hochdruck- und Niederdruckkurbel bei den Lokomobilen um 180° versetzt sind, so ist es möglich, die Einlaß- und Auslaßventile am Niederdruckzylinder durch entsprechende Anordnung der Nocken ebenfalls durch das feste Exzenter anzutreiben. VE, Ex, VA und Co im Niederdruckzylinder, welche so bestimmt sind, daß sie für die normale Belastung bezw. Füllung im Hochdruckzylinder die günstigsten Verhältnisse ergeben, sind daher bei Lanz und ebenso bei Wolf, der den Niederdruck-Kolbenschieber auch durch ein festes Exzenter bewegen läßt, unveränderlich. Durch diese Anordnung von nur zwei Exzentern zum Antrieb der acht Ventile wird bei den Lanzschen Ventillokomobilen die überraschende Einfachheit in der Bauart erreicht. Obwohl die Berührungsstellen zwischen Nocken und Ventilrollen nicht durch Schaulöcher etwa wie bei der Ventilanordnung nach Fig. 2 zugänglich sind, so bieten doch, wovon Verfasser sich persönlich zu überzeugen Gelegenheit hatte, die maschinellen Einrichtungen und Prüfwerkzeuge der Lanzschen Fabrik volle Gewähr für höchste Genauigkeit in der Herstellung und Austauschbarkeit der Nockenwellen, Ventile usw. Bei diesem Ventilantrieb durch eine Nockenwelle schneidet die Ventilspindelachse die Nockenwellenachse (zentrischer Nockenwellenantrieb). Prof. W. Hartmann hat in Z.d.V.D. Ing. 1905, No. 39 und 40 bereits einen ähnlichen Fall untersucht. Nur dreht sich dort die Nockenwelle mit konstanter Winkelgeschwindigkeit w=\frac{d\omega}{dt}. Hier dagegen wird die Nockenwelle, welche zum Antrieb von Ein- und Auslaßventilen dient, abwechselnd beschleunigt und verzögert; \frac{d\omega}{dt} ist veränderlich. Aus Fig. 24c, woselbst die Nocken für die Einlaßventile (die Auslaßventile Fig. 24b haben ähnliche Nocken) statt nach unten der Deutlichkeit halber nach oben hin gezeichnet sind, erkennt man, daß man bei der großen Länge der Exzenterstange ihren Einfluß vernachlässigen, also L = ∞ annehmen kann. In Fig. 25a ist die Welle mit den Nocken für die Einlaßventile in größerem Maßstabe dargestellt. Wie früher ersetzen wir die Nokken durch ihre Ventilerhebungskurven und die Rollen durch Schneiden. Statt daß wir jetzt die Nockenwelle drehen, und die Ventile sich in achsialer Richtung verschieben lassen, lassen wir die Nockenwelle in der Ruhestellung, kuppeln die Exzenterstange mit der Ventilspindel am Hebelarm d = OH = OHw und bewegen das Ventil über den Nocken hinweg, wobei dasselbe bezw. die Schneide sich gleichzeitig in Richtung Ventilspindelachse bewegt. Auf etwas andere Art können wir den Vorgang so deuten, daß ein Gitter mit einer beweglichen Schneide (Fig. 26) längs eines Kreisbogens mit e1 bzw. e2 als Halbmesser über eine feststehende Kurve hinweg bewegt wird. Wir haben dann den Bewegungsfall: Eine Gerade b1 bezw. b2 gleitet mit ihren Endpunkten A und und B bzw. B und D auf einer festen Geraden und einem festen Kreisbogen, welche in ihrem Schnittpunkte M1 bzw. M2 aufeinander senkrecht stehen. Im oberen Teil der Fig. 25a betrachten wir die Bewegungsverhältnisse, welche durch Kurve I hervorgerufen werden, und zwar für den Wendepunkt mit dem augenblicklichen Pol P1. Die Umdrehungszahl der Lokomotive, also auch die des Exzenters, beträgt bei einem Treibraddurchmesser von D = 1100 mm und bei Vmax= 50 km/St. : u = 4 pro Sek. Die Winkelgeschwindigkeit w des Exzenters ist dann w = 2 . π . u = 25,18. Als Füllung werde die größte = 70% zugrunde gelegt. Die Geschwindigkeit der als 00 lang vorausgesetzten Exzenterstange ist U . sin α1 = w . R . sin α1. Die Exzenterstange greift die Ventilspindel in der Mittelstellung α1 = 90° und sin α1 = 1 am Hebelarm OH = d an, erteilt Textabbildung Bd. 324, S. 245 Umsteuerung und Ventilsteuerung, Bauart Lentz. also dem Punkte H die Umfangsgeschwindigkeit U . sin α1. Im Wendepunkt wird dem Punkt Hw der Ventilspindel eine wagerechte Geschwindigkeit R . sin α1 . w erteilt. Wir zerlegen dieselbe in die tangentiale oder Umfangs-Geschwindigkeit U' und die senkrechte Komponente. Nach Fig. 25a ist die Umfangsgeschwindigkeit der Ventilspindel bzw. des Punktes Hw gleich U'=\frac{R\cdot w}{\mbox{cos}\,(\delta_1+\omega_1)} Die Winkelgeschwindigkeit der Ventilspindel ist also \frac{d\omega_1}{dt}=\omega'=\frac{U'}{d}=\frac{R\,.\,\mbox{sin}\,\alpha_1\,.\,w}{\mbox{cos}\,(\delta_1+\omega_1)}. Für Fig. 26 ist U'_1=U'\cdot\frac{c_1}{d} und U'_2=U'\cdot\frac{e_2}{d}. Textabbildung Bd. 324, S. 246 Schwingende zentrische Nockenwelle für Einlaßventile. Nachdem wir durch M1 (Fig. 25a) eine Parallele zu A1O gezogen und den Pol P1 konstruiert haben, erhalten wir folgendes: Der Ventil weg ist s1 = A1F1 = e1 . cos ω1 – (a1 + b1 cos ϕ1). Die Ventilgeschwindigkeit ist v_1=\frac{d\,s_1}{dt}=-e_1\cdot\mbox{sin}\,\omega_1\cdot\frac{d\,\omega_1}{dt}+b_1\cdot\mbox{sin}\,\varphi_1\,.\,\frac{d\,\varphi_1}{dt}. Benutzen wir die Beziehung e1 . sin ω1 = b1 . sin ϕ1 und betrachten wir nur d, b1, c1 und \frac{d\,\alpha_1}{dt}=w=\frac{U}{R} als konstant, so erhalten wir aus \frac{d\,v_1}{dt} nach mehrfachen Umformungen f_1=\frac{U^2}{R}\,\mbox{cos}\,\alpha_1\cdot\left[\frac{c_1\cdot\mbox{cos}\,\omega_1}{d\cdot\mbox{cos}\,(\delta_1+\omega_1)}\cdot\mbox{tang}\,\varphi_1-\frac{c_1\cdot\mbox{sin}\,\omega_1}{d\cdot\mbox{cos}\,(\delta_1+\omega_1)}\right]+U^2\cdot\mbox{sin}^2\,\alpha_1\,\left[\left(\frac{c_1\cdot\omega_1}{d\cdot\mbox{cos}\,(\delta_1+\omega_1)}\right)^2\right. \begin{array}{rcl}\left\frac{1}{b_1\cdot\mbox{cos}^3\,\varphi_1}&+&\frac{c_1\cdot\mbox{cos}\,\omega_1}{d^2\cdot\mbox{cos}^2\,(\delta_1+\omega_1)}\cdot\mbox{tang}\,\varphi_1\cdot\mbox{tang}\,(\delta_1+\omega_1)\\ &-&\frac{c_1\cdot\mbox{sin}\,\omega_1}{d^2\cdot\mbox{cos}^2\,(\delta_1+\omega_1)}\cdot\mbox{tang}\,(\delta_1+\omega_1)\\ &-&\frac{c_1\cdot\mbox{sin}\,\omega_1}{d^2\cdot\mbox{cos}^2\,(\delta_1+\omega_1)}\cdot\mbox{tang}\,\varphi_1-\frac{e_1\cdot\mbox{cos}\,\omega_1}{d^2\cdot\mbox{cos}^2\,(\delta_1+\omega_1)}\right]. \end{array} Diese Formel sieht auf den ersten Blick sehr wenig verwendungsfähig aus. Setzen wir aber e1 . sin ω1 = OD1 = m1, e1 . cos ω1 = D1M1 = n1, d . cos (δ1 + ω1) = OH' = h1, D1P1 – D1O = n1 . tang ϕ1 – m1 = r1 und für U den Wert R . w, so erhalten wir: f_1=R\cdot\mbox{cos}\,\alpha_1\,w^2\cdot\frac{r_1}{h_1}+\left[\frac{R\cdot\mbox{sin}\,\alpha_1\cdot w}{h_1}\right]^2\cdot\left[\frac{n_1^2}{b_1\cdot\mbox{cos}^3\,\varphi_1}+r_1\cdot\mbox{tang}\,(\delta_1+\omega_1)-n_1-m_1\cdot\mbox{tang}\,\varphi_1\right] und v_1=\frac{R\cdot\mbox{sin}\,\alpha_1\,w\cdot r_1}{h_1} Da wir statt δ1 eigentlich 90° + δ1 setzen müßten, weil wir auch α1 (Fig. 25b) auf diese Ausgangsstellung bezogen haben, so würde statt + r1 . tang (δ1 + ω1) eigentlich – r1 . cot (90° + δ1 + ω1) in die obige Formel einzuführen sein. Sämtliche Werte in den Formeln für v1 und f1 mit Ausnahme von w lassen sich mit wenigen Linien zeichnen und aus Fig. 25a und 25b abgreifen: Es beträgt die Beschleunigung im Wendepunkt f1w rund 775 m/Sek2. Für Kurve II betrachten wir ebenfalls den Zustand, in welchem sich die Ventilrolle im Wendepunkt an die Stange legt. Als Ausgangsstellung nehmen wir hier die Stellung der Ventilspindel in M2A0 (unterer Teil der Fig. 25a), in welcher der Winkel ϕ2 = 0 ist. Wir betrachten also den Vorgang beim Senken des Ventils. Alsdann müssen wir aber als Winkel α den Winkel α2 in Fig. 25c einführen. Es ergibt sich dann s2 = a2 – (b2 . cos ϕ2 + e2 . cos ω2). Mit e2 . sin ω2 = OD2 = m2, e2 . cos ω2 = D2M2 = n2, d . sin (δ2 + ω2) = h2 und r2 = P2O = m2 + n2 . tang ϕ2 erhalten wir v_2=\frac{R\,\mbox{sin}\,\alpha_2\cdot w\cdot r_2}{h_2} und f_2=R\cdot\mbox{cos}\,\alpha_2\,w^2\cdot\frac{r_2}{h_2}+\left[\frac{R\cdot\mbox{sin}\,\alpha_2\cdot w}{h_2}\right]^2\cdot\left[\frac{n_2^2}{b_2\cdot\mbox{cos}^3\,\varphi_2}-r_2\cdot\mbox{cot}\,(\delta_2+\omega_2)+n_2-m_2\cdot\mbox{tang}\,\varphi_2\right] Die Einzelwerte dieser Ausdrücke für v2 und f2 lassen sich bis auf w aus Fig. 25a und 25c entnehmen. Die Verzögerung im Wendepunkt beträgt f2 = rund 94 m/Sek.2 In Fig. 27 sind die Geschwindigkeiten und Beschleunigungen des Ventils bezogen auf seinen Hut) für den allerdings nicht vorkommenden Betriebszustand der größten Füllung = 70% und der größten Geschwindigkeit Vmax = 50 km/St, aufgetragen. Außer den Kurven für f1 und f2 sind auch noch ihre einzelnen Komponenten eingezeichnet. Der Verlauf der Geschwindigkeits- und Beschleunigungskurven v1, v2, f1 und f2 ist im allgemeinen derselbe wie bei dem rechtwinkligen Kurvenschub, da die hier neu hinzukommenden Komponenten nur von geringer Bedeutung sind, also auch für praktische Anwendungen vernachlässigt werden können. Textabbildung Bd. 324, S. 247 Fig. 26. Die größte Verzögerungsordinate, welche für die Abmessungen der Ventilfedern maßgebend ist, liegt auch hier im Wendepunkt. Es gestaltet sich daher für diesen, Ventilantrieb die Berechnung der Federn ebenso einfach, wie bei dem Falle des rechtwinkligen Kurvenschubes. Wegen des verschiedenen Aufbaues der Formeln für die Bewegungsverhältnisse des Ventils bei rechtwinkligem Kurvenschub und bei Antrieb durch schwingende zentrische Nockenwelle lassen sich unter sonst gleichen. Verhältnissen durch Wahl passender Ventilerhebungskurven nicht völlig gleiche Bewegungsverhältnisse für die beiden Antriebsarten erzielen. Wie aus dem oberen Teil der Fig. 26 hervorgeht, werden die Wege und daher auch die Geschwindigkeiten und Beschleunigungen des Ventils um so größer, je flacher der Kreisbogen verläuft, auf welchem der Punkt A der Geraden b1 geführt wird. Im unteren Teil der Fig. 26 sehen wir, daß die für die Bewegung des Ventils maßgebenden Größen s2, v2 und f2 um so kleiner werden, je flacher der Kreisbogen mit e2 als Halbmesser verläuft. Gehen die Kreisbogen mit e1 bzw. e2 als Halbmesser in gerade Linien über, so haben wir den Fall des rechtwinkligen Kurvenschubes. Dieser letztere stellt somit nur einen besonderen Fall des zentrischen Nockenwellenantriebes dar. Es müssen alsdann die Formeln für s1, v1, f1 und ebenso für s2, v2, f2 des zentrischen Nockenwellenantriebes in die entsprechenden für rechtwinkligen Kurvenschub übergehen, Wir wollen dieses z.B. für v1 beweisen. Sobald der Kreisbogen, mit e1 als Halbmesser (Fig. 26) in eine Gerade übergeht, so wird I. e1 = d; II. werden e1 und d beide unendlich groß und III. werden die Winkel δ1 und ω1 beide gleich Null. Die Formel v1 beim W eilen antrieb lautete: v_1=R\cdot\mbox{sin}\,\alpha_1\cdot w\cdot\left[\frac{c_1}{d}\cdot\frac{\mbox{cos}\,\omega_1}{\mbox{cos}\,(\delta_1+\omega_1)}\cdot\mbox{tang}\,\varphi_1-\frac{c_1}{d}\cdot\frac{\mbox{sin}\,\omega_1}{\mbox{cos}\,(\delta_1+\omega_1)}\right]. Es wird also R\cdot\mbox{sin}\,\alpha_1\cdot w\,\left[1\cdot\frac{L}{l}\cdot\mbox{tang}\,\varphi_1-1\cdot\frac{O}{1}\right]=R\cdot\mbox{sin}\,\alpha_1\cdot w\cdot\mbox{tang}\,\varphi_1=c\cdot\mbox{tang}\,\varphi=v_1. Dieses ist die Formel für v1 bei rechtwinkligem Kurvenschub (vgl. Seite 182/83). Die obige Betrachtung zeigt also, daß Weg, Geschwindigkeit und Beschleunigung des Ventils bei rechtwinkligem Kurvenschub unter sonst gleichen Verhältnissen für Kurve I etwas größer und für Kurve II etwas kleiner sind, als bei zentrischem Nockenwellenantrieb, besonders dann, wenn e1 bzw. e2 klein ist. Um bei dem letzteren Antrieb fast gleiche Bewegungsverhältnisse wie bei dem ersteren zu erzielen – praktisch sind dieselben gleich –, muß man beim Nockenwellenantrieb, besonders bei kleinem e1 bzw. e2, eine etwas steilere Kurve I und eine etwas flachere Kurve II als beim rechtwinkligen Kurvenschub nehmen. Textabbildung Bd. 324, S. 247 Fig. 27. Die Frage, ob rechtwinkliger Kurvenschub oder zentrischer Nockenwellenantrieb vorzuziehen ist, wird wohl stets von konstruktiven Gesichtspunkten aus entschieden, bei welchen die Bauart des Dampfzylinders und die Ventilanordnung, ob liegend oder stehend, ob in zu zweien, oder in zu vieren nebeneinander befindlicher, oder völlig getrennter Lage, eine große Rolle spielen. Ganz allgemein ist zu bemerken, daß sich Konstruktionen mit schwingenden Hebeln wie beim Nockenwellenantrieb meist leichter und billiger herstellen und unterhalten lassen als solche mit geradlinig geführten Teilen, wie beim rechtwinkligen Kurvenschub. (Schluß folgt.)