Für den Einsatz im Motor stand der in Kap. 2 beschriebene Zünder mit drei verschiedenen Kapazitäten, drei Hohlraumdurchmessern und einstellbarem Elektrodenabstand zur Verfügung. Damit ergaben sich folgende Varianten:
| EA [mm] | 1.0 | 1.5 | 2.0 | 2.5 |
| D [mm] | 3.0 | 4.0 | 5.0 | |
| C [pF] | 75 | 125 | 210 |
Die Vorfunkenstrecke wurde zunächst, aufbauend auf der von Brünken durchgeführten Optimierung, mit folgenden Werten konstant gehalten:
| Elektrodenabstand d: | 0.5 mm |
| Gasdruck p: | 17 bar |
mit der resultierenden
Durchbruchspannung UDB: 31 kV
Die sekundärseitig gespeicherte Energie ergibt sich mit dieser Spannung aus der Beziehung
(4.1)
für die drei genannten Kondensatoren zu:
EZ [mJ]: 36, 60, 100
Später, nach Abschluß eines großen Teiles der motorischen Messungen, kamen zwei weitere Kondensatoren mit:
34 pF, 16 mJ und 54 pF, 26 mJ
hinzu.
Wie in der Einleitung erläutert, ist es das Ziel des Projektes, durch Betrieb bei sehr mageren Luftverhältnissen eine Erhöhung des Wirkungsgrades und deutliche Verbesserung der Abgaswerte zu erreichen und damit eine Alternative zum stöchiometrisch betriebenen Katalysator aufzuzeigen. Zur Demonstration des auf diesem Wege bereits erreichten Standes zeigt Abb. 4.1 für die beste derzeit verfügbare Zünderversion die wichtigsten Werte in Abhängigkeit vom Luftverhältnis λ. Der indizierte Kraftstoffverbrauch sinkt vom bereits recht guten Wert 262 g/kWh bei λ=1.3 (dies entspricht etwa der mageren Laufgrenze mit konventioneller Zündung) um weitere 6.5 % auf 245 g/kWh bei λ=1.63. Im selben Intervall sinken die Stickoxide um 68 % von 11.8 g/kWh auf 3.7 g/kWh. Die Stickoxidemission liegt bei λ=1.3 nach Überschreiten des Maximums bei ca. λ=1.1 typisch bei ungefähr 70 % des Niveaus von λ=1.0. Die gesamte Reduktion entspricht mit rund 78 % also praktisch schon der mit einem gealterten Katalysator noch zu erreichenden. Bezieht man den Wert an der Laufgrenze mit ein, so wäre mit 88 % Reduktion auf 2.0 g/kWh der Katalysatorwert praktisch erreicht. Problematisch sind allerdings die Kohlenwasserstoffe. 14 g/kWh sind mehr als 5 % des gesamten Kraftstoffumsatzes. Allerdings enthält das Abgas an der Magerlaufgrenze auch fast 10 % Sauerstoff, so daß eine katalytische oder evtl. sogar rein thermische Nachverbrennung bei geringem Aufwand einen guten Erfolg verspricht. Insgesamt läßt sich sagen, daß, obwohl das gesetzte Ziel noch nicht erreicht ist, der derzeitige Entwicklungsstand den Erfolg für die nahe Zukunft erwarten läßt.
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| Abb. 4.1 Einfluß der Abmagerung auf den Motorbetrieb |
Im Vergleich der verschiedenen Zünder hat es sich gezeigt, daß das Verhältnis des arbeitsoptimalen Luftverhältnisses zu dem an der Magerlaufgrenze sowie der entsprechenden Abgaswerte für alle Zünder nahezu gleich ist. Für eine Bewertung der Zünder genügt es also, wenn im folgenden nur die Werte an der Magerlaufgrenze betrachtet werden [1]. Ferner erkennt man in Abb. 4.1 deutlich den an der Grenze steil ansteigenden Vorzündbedarf. Wegen der ausgeprägten statistischen Schwankung und des sehr flachen Verlaufes (Abb. 4.2) ist es fast unmöglich hier das tatsächliche Optimum exakt zu bestimmen. Weil überdies auch bei diesen Luftverhältnissen der Zündzeitpunkt einen sehr deutlichen Einfluß auf die Abgasqualität ausübt wurde in den folgenden Parameteruntersuchungen die maximale Vorzündung auf 45°KW begrenzt. Als Maß für den Wirkungsgrad dient der indizierte Mitteldruck. Abb. 4.2 zeigt für ein Beispiel, daß durch diese Maßnahme im Vergleich zum unbegrenzten Zündzeitpunkt bei weniger als 1.5 % Wirkungsgradverlust eine rund 15 %-ige Stickoxidabsenkung erreicht wurde.
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| Abb. 4.2 Einfluß des Zündzeitpunktes an der Magerlaufgrenze |
Für den mittleren Durchmesser und 100 mJ sekundär gespeicherte Energie wurde in vier Stufen der Elektrodenabstand des Zünders in den Grenzen 1.0 mm bis 2.5 mm variiert. In diesem Bereich zeigt sich ein Anstieg der mageren Laufgrenze von λmax=1.55 auf λmax=1.63. Damit ist der Einfluß dieser Größe beim Plasmazünder sehr viel geringer als bei konventionellen Zündsystemen /Mü72/. Als Folge der sinkenden Drosselverluste steigt der indizierte Mitteldruck von 3.5 bar auf fast 3.6 bar. Oberhalb von 1.5 mm Elektrodenabstand verläuft dieser Anstieg allerdings sehr flach. Das gleiche gilt für die absolute Massenemission der Stickoxide. Während ihre Konzentration bis EA 2.5 mm stetig absinkt bedeutet die Abmagerung bei konstantem Kraftstoffmassenstrom einen Anstieg des Abgasmassenstroms. Im Ergebnis ist bei einem EA von 1.5 mm mit gut 4 g/kWh ihr Minimum praktisch erreicht. Auch die Emission der Kohlenwasserstoffe – sie werden hier in Angleichung an die Grenzwerte der Abgasgesetzgebung als Summenemission zusammen mit den Stickoxiden aufgetragen – kann mit einer Vergrößerung über 1.5 mm hinaus kaum noch wesentlich gesenkt werden.
Dies Ergebnis ist insofern bedeutsam, als im Betrieb des Zünders die bereitgestellte Hochspannung in jedem Fall den Überschlag an der Zünderspitze gewährleisten muß. Im hier betrachteten niedrigen Teillastpunkt ist dies zwar bis 2.5 mm gegeben, ein Betrieb im gesamten Kennfeld mit zum Teil erheblich höheren Zylinderdrücken ließe aber bei Beschränkung auf 31 kV Abstände von mehr als 1.5 mm kaum zu. Eine höhere Sekundärspannung ist jedoch isolationsmäßig kaum beherrschbar.
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| Abb. 4.3 Einfluß des Elektrodenabstandes auf die Abmagerungsgrenze |
Der zweite wesentliche Geometrieparameter neben dem Elektrodenabstand ist der Durchmesser des Zünderhohlraums. Im Gegensatz zum EA erfolgt über ihn keinerlei Beeinflussung des elektrischen Entladungsvorganges und der Energieübertragung an das Gas in der Funkenstrecke. Allenfalls sind gewisse Wärmeverluste an die Hohlraumwände denkbar. Es wurden Zünder mit 3 mm, 4 mm und 5 mm Durchmesser gefertigt und mit 1.5 mm und 2.5 mm Elektrodenabstand eingesetzt. Es ergab sich ein deutlicher Einfluß auf die Laufeigenschaften des Motors. Während bezüglich der erreichbaren Magerlaufgrenze und des Mitteldruckes noch der Einfluß des Elektrodenabstandes dominiert, ist er bezüglich der Abgasqualität gegen den Durchmesser praktisch vernachlässigbar. Bemerkenswert ist dabei vor allen der Einfluß auf die Kohlenwasserstoffemission. Die Stickoxidabsenkung entspricht als Folge des Luftverhältnisses recht gut der Erwartung. Die unverbrannten Kohlenwasserstoffe entstehen haupsächlich durch Flammenquenching an der Brennraumwand und in Spaltvolumina. Dieses vorzeitige Verlöschen tritt zum Ende der Umsetzung auf und ist im allgemeinen über die Verbrennungseinleitung kaum beeinflußbar. Wegen der abnehmenden Brenngeschwindigkeit des zunehmend reaktionsträgeren Gemisches wäre an sich sogar eine Zunahme bei stärkerer Abmagerung zu erwarten (vergl. Abb. 4.1). Es scheinen also bei der Plasmazündung Effekte aufzutreten, die nicht nur die Entflammung sondern, zumindest teilweise, die gesamte Umsetzung positiv beeinflussen.
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| Abb. 4.4 Einfluß des Hohlraumdurchmessers auf die Abmagerungsgrenze |
Der Verlauf der Kurven insbesondere für NOx erlaubt die Vermutung, daß der Durchmesser von 5 mm noch nicht das Optimum darstellt. Leider sind aufgrund der erforderlichen Mindestdicke des Isolators größere Durchmesser als 5 mm im üblichen Zündkerzengewinde (M14x1.25) kaum realisierbar. Zudem geht die Tendenz in der Motorenentwicklung eher zu noch kleineren Kerzengewinden (M12x1.25, M10x1.0) und der Schritt zurück zur alten M18-Norm dürfte kaum akzeptiert werden.
Die bislang verwendete Zündenergie von 100 mJ liegt zwar bereits in der Größenordnung konventioneller Systeme, ist aber, insbesondere da es sich hier um eine sekundärseitig gespeicherte Energie handelt, noch recht hoch. Mit der aufgrund der vorausgegangenen Untersuchung optimierten Zündergeometrie:
| Elektrodenabstand: | 1.5 mm |
| Hohlraumdurchmesser: | 5 mm |
sollte daher durch Variation der Energiebereitstellung der tatsächliche Energiebedarf festgestellt werden. Unter Konstanthaltung der Vorfunkenstreckenparameter und der Durchbruchspannung von 31 kV wurden mit Kondensatoren von 34 pF, 75 pF, 125 pF und 210 pF gemäß (4.1) Energien zwischen 16 mJ und 100 mJ bereitgestellt.
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| Abb. 4.5 Einfluß der bereitgestellten Zündenergie auf die Abmagerungsgrenze |
Bild 4.5 zeigt den Einfluß dieser Energievariation auf das motorische Betriebsverhalten an der Abmagerungsgrenze. Obwohl sich in allen Diagrammen eine stetige Verbesserung zu höheren Energien zeigt, sieht man deutlich, daß diese oberhalb 35 mJ nur noch sehr flach verläuft. Unterhalb dieser Schwelle zeigt sich dagegen ein steiler Abfall auf Werte, die den bei konventioneller Zündung erreichbaren entsprechen. Es scheint demnach für das Zustandekommen des Plasmaeffektes eine Mindestenergie erforderlich zu sein, eine wesentliche Erhöhung über diese Schwelle hinaus aber nur noch noch geringe Vorteile zu bringen. Im Bereich 40 ÷ 60 mJ liegt demnach ein Optimum und eine weitere Verbesserung ist nicht über eine Erhöhung der Energie sondern nur über ein besseres Verständnis des Entladungsprozesses und des Plasmaeffektes möglich.
Der primäre Energiebedarf lag mit dem größten Kondensator bei 225 mJ (670 V, 1 μF). Mit der verwendeten Spule wird also ein Übertragungswirkungsgrad von 44 % erreicht. Der Sperrwandler nimmt bei 70 % Wirkungsgrad dabei rund 300 mJ, also nur noch genausoviel wie eine serienmäßige Transistorzündung, aus dem Bordnetz auf. Die optimale Energie von 36 mJ wird sogar bei 34 % Übertragungswirkungsgrad mit nur 106 mJ (460 V, 1 μF) auf der Primärseite erreicht. Damit ist bezüglich der Energiebedarfsverminderung die gestellte Aufgabe uneingeschränkt erfüllt.
Zur Vertiefung des Verständnisses wurde für alle zur Verfügung stehenden Zünder kalorimetrisch der Wirkungsgrad der Energieübertragung bestimmt. Abb. 4.6 gibt einen Überblick über die gesamte Meßreihe. Dargestellt ist jeweils die im Gas nachgewiesene in Abhängigkeit von der im Sekundärkondensator gespeicherten Energie sowie der Wirkunksgrad als Verhältnis der beiden Energien.
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| Abb. 4.6 Energieübertragung der Plasmazünder |
Die Verläufe zeigen ausnahmslos einen Abfall des Wirkungsgrades bei steigender Eingangsenergie und entsprechen damit den Erfahrungen aus der Literatur /Sa81/ /Te88/. Jedoch verläuft dieser Abfall sowohl zu größeren Hohlraumdurchmessern als auch zu größeren Elektrodenabständen hin deutlich flacher. Besonders beim großen Abstand zeigt die Kurve einen deutlichen Sprung zwischen 54 pF und 75 pF, hervorgerufen offenbar durch den Wechsel der Zündspule [2]. Abb. 4.7 stellt diese Ergebnisse in Abhängigkeit vom Hohlraumdurchmesser bzw. Elektrodenabstand dar. Es scheint so, als seien die Verluste beim Plasmaaustritt aus dem Hohlraum zum Teil wichtiger, als die im Funkenüberschlag. Besonders deutlich zeigt sich das, wenn bei kleinen Durchmessern und Energien der Wirkungsgrad zu größeren Elektrodenabständen hin kleiner wird. Offenbar kann die weit in der Tiefe des Hohlraums freigesetzte Energie in der Kammer nicht mehr vollständig nachgewiesen werden. Dieselbe Erklärung bietet sich auch für die gegensätzliche Durchmesserabhängigkeit der 54 pF Version bei 1.5 mm und 2.5 mm Elektrodenabstand an. Beim großen EA wird die Energie z.T. weit hinten freigesetzt und hat bei großem Durchmesser die kleineren Wandverluste. Beim kleineren EA überwiegt möglicherweise ein anderer Effekt. Da die Energie auf ein kleineres Volumen wirkt, entsteht ein stärkerer Druckanstieg mit größerer Eindringtiefe des Plasmastrahls [3] und schnellerer Wandentfernung. Daraus resultieren zwangsläufig geringere Wandverluste.
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| Abb. 4.7 Parametervariation Wirkungsgrad |
Vergleicht man die Ergebnisse der kalorimetrischen Messungen mit denen aus dem Motorversuch, so zeigt sich zunächst eine gute Übereinstimmung. Versionen, die hohe Energien abgeben, erlauben auch weitere Abmagerung. In Abb. 4.8 ist dieser Zusammenhang für alle motorisch vermessenen Versionen zusammen mit der resultierenden Regressionsgeraden dargestellt. Der mit 34 pF gemessene Wert wurde als deutliche Abweichung bei der Regression nicht berücksichtigt. Neben der erkennbaren Abhängigkeit zeigt sich eine erhebliche Streuung, die auch im niedrigen Korrelationskoeffizienten von r = 0.55 zum Ausdruck kommt. Neben der Energie muß es also auch noch andere für die Magerlaufgrenze entscheidende Einflüsse geben. In den folgenden Darstellungen wird daher nach verschiedenen Parametern sortiert:
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| Abb. 4.8 Magerlaufgrenzen in Abhängigkeit vom Energieeintrag |
Mit Ausnahme von 34 pF liegen alle Werte symmetrisch zur Regressionslinie. Die Kapazität scheint demnach keinen Einfluß auf die Abmagerbarkeit zu haben. Wegen der konstanten Durchbruchspannung ist eine Trennung des Energie- und Kapazitätseinflusses allerdings nicht möglich. Die abweichende Lage des kleinsten Kondensators erhärtet die Vermutung einer für das Auftreten des Plasmaeffektes nötigen Mindestenergie [4].
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| Abb. 4.9 Parametervariation Kapazität und Elektrodenabstand |
Generell zeigen die Versionen mit dem größeren Abstand sowohl eine bessere Abmagerbarkeit als auch einen höheren Wirkungsgrad. Das Diagramm zeigt, daß das Verhältnis beider Einflüsse genau der Tendenz der Regressionslinie folgt. Somit sind die zweifellos vorhandenen Verbesserungen offenbar nur durch den höheren Energieeintrag erreicht worden. Anstelle der im praktischen Einsatz problematischen großen Abstände dürfte demnach auch jede andere Maßnahme, die in gleicher Weise den Wirkungsgrad anhebt, dieselben Verbesserungen zeigen.
Offenbar ist hier eine wesentliche unabhängige Einflußgröße gefunden. Fast alle Ergebnisse mit 5 mm Durchmesser liegen oberhalb und die mit 3 mm ausnahmslos unter der Geraden. Diesem im Motor gefundenen deutlichen Durchmessereinfluß steht keine entsprechende Änderung der eingespeisten Energie gegenüber. Insbesondere zeigt der kleinere Durchmesser auch in den Fällen, wo er aufgrund besseren Wirkungsgrades unter sonst gleichen Bedingungen die höhere Energie einspeist, im Motor die schlechtere Entflammungsfähigkeit.
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| Abb 4.10 Parametervariation Durchmesser und konventionell |
Zum Vergleich wurden unter identischen Bedingungen vier konventionelle und ein Stoßentladungszündsystem vermessen. Der Elektrodenabstand lag in allen Fällen bei 1.5 mm. Daraus resultiert die im Vergleich zu der von Somuncu für konventionelle Zündung genannten wesentlich höhere Magerlauffähigkeit. Zunächst fällt der sehr geringe Unterschied der beiden Spulenzündungen ins Auge. Es handelt sich zum einen um eine konventionelle Spule für Unterbrecherkontaktansteuerung, die hier mit einen Primärstrom betrieben wurde, der Motorbetrieb bei 6000 min-1 entspricht. Die gespeicherte Energie betrug ca. 33 mJ und in der Druckkammer war nach dem Durchbruch kein Nachfunke mehr erkennbar. Bei der zweiten handelt es sich mit der "EZ 1" von VW um die derzeit leistungsstärkste handelsübliche Transistorzündung, die hier überdies mit nur insgesamt 1 kΩ Entstörwiderstand auf der Sekundärseite unter für sie idealen Bedingungen betrieben wurde. Diese Zündung hat bei mehr als 200 mJ gespeicherter Energie [5] eine Anfangsstromstärke des Funkens von 150 mA bei 3.7 msec Standzeit. Die normalerweise mit dieser Zündung gefundenen Vorteile beruhen also auf dem üblichen Elekrodenabstand von 0.7 mm, der bei magerem Gemisch kleiner als der Quenchingabstand wird. Dies führt zu einem extremen Anstieg der erforderlichen Mindestenergie für die Entflammung /Le51/ [6]. Ebenfalls bemerkenswert ist das in völligem Widerspruch zu Literatur /He87/ /Ha75/ /Mü72/ stehende gute Abschneiden der Kondensatorzündung [7]. Etwas unterhalb der Magergrenze, bei λ = 1.45, konnte sogar mit der HKZ bei geringerem Zündverzug ein geringfügig höherer Mitteldruck als mit Spulenzündung erreicht werden. Verwendet wurde die in Kap. 3.2 beschriebene Kondensatorzündung mit 2 μF, 530 V entsprechend 280 mJ primär gespeicherter Energie [8] einmal an der Transistorspule von VW und zweitens an einer handelsüblichen Vorwiderstandsspule für Kontaktsteuerung (Bosch 0 221 119 030). Erstere brachte mit 440 mA Anfangsstrom bei 0.65 msec Standzeit und 7.9 mJ Gasenergie etwas bessere Ergebnisse als die Standardspule mit 210 mA, 0.7 msec und 6.9 mJ. Als fünftes Vergleichssystem wurde der Plasmazünder mit einer normalen Kerze anstelle der Zünderspitze betrieben. Die etwas höhere Gasenergie hängt offenbar mit dem Wegfall der Hohlraumverluste zusammen. Zuletzt sind als Referenz die Ergebnisse der Plasmazünder mit 5 mm Durchmesser und 125 bzw. 34 pF dargestellt. Bei letzterem bestätigt sich durch das sogar im Vergleich zur althergebrachten Spulenzündung sehr niedrige Entflammungsvermögen die Vermutung, daß bei sehr kleiner Energie der Plasmaeffekt nicht zustande kommt und die zurückgezogene Funkenlage im Hohlraum, wie bei konventionellen Funken zu erwarten, sich als nachteilig erweist. Alle konventionellen Punkte liegen ungefähr auf der Extrapolation der Plasmazünderwerte bei 3 mm Hohlraumdurchmesser. Abb. 4.10 zeigt unten die Ergebnisse und Tabelle 4.1 faßt sie noch einmal zusammen.
| System | I0 [mA] |
tF [msec] |
UDB [kV] |
EG [mJ] |
λmax [/] |
|---|---|---|---|---|---|
| TSZ minimal | <5 | <0.05 | 17 | 1.4 | 1.54 |
| TSZ maximal | 150 | 3.7 | 17 | 14.0 | 1.55 |
| HKZ Normalspule | 210 | 0.7 | 17 | 6.9 | 1.53 |
| HKZ Transistorspule | 440 | 0.65 | 17 | 7.9 | 1.54 |
| VFZ 125 pF | / | / | 31 | 19.2 | 1.62 |
| Plasma 34 pF | / | / | 31 | 5.8 | 1.49 |
| Plasma 125 pF | / | / | 31 | 18.0 | 1.64 |
| Tabelle 4.1 | |||||
Um die Gesamtverluste der Vorfunkenstrecke abschätzen zu können, wurde der Druck in der Kammer so weit erhöht, bis am Zünder die Solldurchbruchspannung erreicht war und danach bei dieser Einstellung die Vorfunkenstrecke kurzgeschlossen. Da bei 1.5 mm die 31 kV nicht erreicht werden konnten, erfolgte die Messung bei einen Elektrodenabstand von 2.5 mm. Abb. 4.11 zeigt die Ergebnisse. Der Abstand der beiden nahezu parallelen Regressionsgeraden [9] beträgt 8 mJ. Dies ist ein Minimum für die Verluste, da die zusätzliche Energie nicht vollständig der Hauptfunkenstrecke zugute kommt, sondern auch in die übrigen Verlustquellen abfließt. Eine direkte Übertragung auf den Motorbetrieb ist nicht möglich, daher sollte versucht werden, die damit unumgänglichen Vorfunkenstreckenverluste zumindest in einem gewissen Bereich zu variieren.
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| Abb 4.11 Parametervariation Wegfall der Vorfunkenstrecke |
Wie bereits 1880 von de la Rue und Müller /Ru80/ und 1889 von Paschen /Pa89/ gezeigt wurde hängt die Durchbruchspannung einer Funkenstrecke im allgemeinen nur vom Produkt aus Elektrodenabstand und absolutem Gasdruck ab. Für die Verluste gilt im Durchbruch das Gesetz von Rompe und Weizel /Ro44/ /We47/ /He76/
(4.2)
und im Entladungsbogen /Su39b/ /Su39c/ /Su39a/
(4.3)
mit: m < 1
Es wurde daher stets versucht, den Elektrodenabstand in der Vorfunkenstrecke so klein wie möglich zu machen. Für den minimalen Abstand gibt es zwei praktische Grenzen:
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| Abb. 4.12 Druckabhängigkeit der Durchbruchspannung |
Abb. 4.12 zeigt den gemessenen Verlauf. In diesem Diagramm nicht dargestellt ist die Schwankung. Im Bereich zwischen etwa 8 ÷ 20 bar Überdruck entsprechend 20 ÷ 33 kV zeigt das Oszilloskop ein völlig ruhig stehendes Bild [10]. Bei darüber hinausgehenden Drücken kommt es zum Teil zu vom Gas unbeeinflußter Feld- und Koronaemission und bei den höchsten dargestellten Drücken weicht ein spürbarer Prozentsatz der erreichten Spannungsamplituden um bis zu 10 kV vom Mittelwert ab. Obwohl also in die folgende Meßreihe ein Punkt mit d = 0.375 mm und pü = 23 bar aufgenommen wurde und sehr gute Ergebnisse zeigte, erweist sich der Standardwert d = 0.5 mm, pü = 17 bar als die praktische Obergrenze für ein zuverlässiges und stabiles Betriebsverhalten. Abb. 4.14 zeigt die Ergebnisse der Vorfunkenstreckenvariation bei konstanter Durchbruchspannung. Die ersten drei Punkte folgen genau dem Paschen Gesetz mit l •pabs = 9 bar•mm. Beim vierten ist offenbar die Krümmung der Elektroden nicht mehr hinreichend groß gegen den Abstand, so daß es lokal zu einer Feldüberhöhung kommt. Dies muß durch einen höheren Gasdruck kompensiert werden.
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| Abb. 4.13 Parametervariation Vorfunkenstreckenlänge |
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| Abb. 4.14 Parametervariation Vorfunkenstreckenlänge |
Im Motorbetrieb zeigt sich zwar ein geringer Einfluß, er geht jedoch so stark in den Schwankungen unter, daß teilweise sogar die Tendenz zweifelhaft bleibt. In der Druckkammer ergibt sich dagegen ein Unterschied von 3 mJ bzw. rund 20 %. Beim Auftrag gegen die im Gas verfügbare Energie folgen die Magerlaufgrenzen recht gut der Tendenz der in Abb. 4.14 mit eingetragenen Regression aus Abb. 4.8. Über den Energieverlust hinaus hat die Vorfunkenstrecke demnach keinen Einfluß auf die Entflammungsfähigkeit.
Bei allen bisher betrachteten Messungen [11] wurde die Spannung mit UDB = 31 kV konstant gehalten. Ausschlaggebend für diese Wahl waren die folgenden Gründe:
Die Wahl von 31 kV hat sich als guter Kompromiß bewährt. Bei festgehaltener Energie sollte nun der Einfluß der Spannung auf die Entflammung untersucht werden. Die drei im Motorbetrieb erprobten Kondensatorausführungen wurden mit der Standardenergie der kleinsten Version von 36 mJ betrieben. Daraus ergaben sich folgende einzustellenden Durchbruchspannungen, die bei konstanter Länge der Vorfunkenstrecke von 0.5 mm mit den angegebenen Überdrücken erreicht wurden.
| Kapazität | [pF]: | 75 | 125 | 210 |
| Spannung | [kV]: | 31 | 24 | 18.5 |
| Überdruck | [bar]: | 17 | 11 | 6 |
Abb. 4.15 zeigt die überraschend große Auswirkung. Sowohl die Magerlaufgrenze als auch der Mitteldruck steigen mit großen Spannungen deutlich an und die Stickoxidemission sinkt um 20 %. Auch der Wirkungsgrad der Energieübertragung wird von der Spannung spürbar beeinflußt. Abb. 4.16 zeigt zum Vergleich auch die Standardwerte der größeren Kondensatoren. Bemerkenswert ist der bei gegebener Kapazität von der Energie praktisch unabhängige Wirkungsgrad.
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| Abb. 4.15 Parametervariation Durchbruchspannung |
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| Abb. 4.16 Parametervariation Durchbruchspannung |
| Kapazität [pF] | U = 31 kV [%] | E = 36 mJ [%] |
|---|---|---|
| 75 | 34.6 | 34.6 |
| 125 | 30.0 | 31.0 |
| 210 | 27.3 | 28.6 |
| Tab. 4.2 Wirkungsgrade der Energieübertragung [%] | ||
Nach den Erfahrungswerten aus der Literatur /Sa81/ /Te88/ wäre eher eine reine Energieabhängigkeit des Wirkungsgrades mit allenfalls geringem Kapazitätseinfluß zu erwarten gewesen. Der Auftrag der Magerlaufgrenzen gegen die Gasenergie bestätigt wieder die Regression aus Abb. 4.8 für die konstante Spannung mit einer Parallelverschiebung aufgrund des großen Durchmessers. Im Vergleich dazu verläuft die Regressionsgerade durch die drei Punkte konstanter Sekundärenergie ganz erheblich steiler. Es ist damit ausgeschlossen, daß es sich um einen reinen Energieeinfluß aufgrund des höheren Wirkungsgrades handelt. Vermutlich ist die tatsächlich ausschlaggebende Größe nicht die Spannung sondern die Frequenz der Entladung und damit die Kapazität [12]. In diesem Fall wäre eine weitere Verbesserung nicht nur durch höhere Spannungen (und damit ansteigende Vorfunkenstreckenverluste) sondern bei gegebener Spannung und Kapazität auch über eine Verringerung der Induktivität zu erreichen. Da die Baugröße des Zünders wesentlich von der größten zu verwirklichenden Kapazität beeinflußt wurde, kann er bei Beschränkung auf ca. 80 pF deutlich kleiner ausfallen und sich der lange Hals damit möglicherweise erübrigen. Dies ist auch insofern vorteilhaft, als sich der notwendige Bauraum durchaus als wesentliches Kriterium für einen zukünftigen Serieneinsatz erweisen könnte.
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