Ghostscript wrapper for D:\BBB-ARCH\ARCHIWUM-lata-78-71\MTS78_t16z1_4\mts78_t16z2.pdf M E C H AN I K A TEORETYCZNA I  STOSOWANA 2, 16  (1978) R OZ KŁ AD   C IŚ N IEŃ  I N O Ś N O ŚĆ  H YD ROD YN AM ICZ N EG O  F ILM U  SM ARN EG O W Ł OŻ YSKACH  P OROWATYCH KAROL  K R Z E M I Ń S KI  (WARSZAWA) Waż niejsze  oznaczenia L   dł ugość ł oż yska, W   noś ność ł oż yska, c  luz  promieniow3', h  wysokość szczeliny  smarnej, k„  ko, k,  współ czynniki  przssą czalnoś ci, p  ciś nienie w szczelinie  smarnej, p*  ciś nienie  w  tulei  porowatej, w 0   prę dkość  przepł ywu  cieczy  w  kierunku  normalnym do  powierzchni  wewnę trznej  tulei  porowatej (wydatek  na  jednostkę  powierzchni), £   mimoś rodowość  wzglę dna, 15 lepkość  dynamiczna  oleju. 1. Wstęp W  hydrodyn am iczn ej  teorii  sm arowan ia  ł oż ysk  porowatych  brak  jest  dotychczas wyczerpują cej  an alizy  wpł ywu  cech  geometrycznych  ł oż yska  porowatego  n a  rozkł ad ciś nień  w  klinie  sm arn ym  i n oś n ość ł oż yska.  Okreś lenie  rozkł adu ciś nień i  noś noś ci hydro- dynamicznego filmu  sm arn ego  w ł oż yskach porowatych  n a drodze matematycznej  uzyskuje się ja ko  wspólne  rozwią zanie  równ ań  ruch u  cieczy  w  szczelinie  smarnej  i  tulei  porowatej. Wystę puje  tutaj jedn oczesn y  przepł yw  cieczy  w  dwóch  oś rodkach,  tj.  w  szczelinie  smarnej i  tulei  porowatej  oraz  wzajemna  cyrkulacja  cieczy  smarnej  mię dzy  nimi.  Komplikuje  to an alizę zjawisk  i  w zn aczn ym  stopn iu  utrudn ia rozwią zanie  problem u. R uch  cieczy  w  szczelinie  sm arnej  w  ogólnym  przypadku  opisać  m oż na  równaniem N aviera- Stokesa,  a  przy  wprowadzen iu  pewnych  uproszczeń  równaniem  Reynoldsa. R uch  cieczy  w  tulei  porowatej  opisuje  się  równ an iem  Laplace'a,  które  wyprowadza  się w  oparciu  o  równ an ie  cią gł oś ci  przepł ywu  cieczy  z  uwzglę dnieniem  równ an ia  D arcy. D otychczas brak jest  ś cisł ych, analitycznych  rozwią zań  tych równań, jak  również utrudn io- n a  jest  n um eryczn a  ich  an aliza. Opublikowan e  rozwią zan ia  równ ań  ruchu  cieczy  w ł oż ysku  porowatym  dotyczył y  naj- czę ś ciej  przypadków  uproszczon ych ,  w  których  przyjm owano,  że  ł oż ysko jest  nieskoń cze- n ie  wą skie  [2,  3]  i  wówczas  pom ijan o  w  ł oż ysku  przepł yw  w  kierun ku  obwodowym,  lub że  ł oż ysko jest  nieskoń czenie  dł ugie  [7, 9], a wtedy  zaniedbuje  się przepł yw  osiowy. W  obu 4  M ech .  Teoretyczn a  i  Stosowan a  2/ 78 170 K.  KRZEMIŃ SKI tych przypadkach zagadnienie sprowadza  się  do rozwią zania jednowym iarowego  przepł ywu w  szczelinie  smarnej  i dwuwymiarowego  przepł ywu  w  tulei  porowatej.  Wyniki  takich  roz- wią zań  mają   raczej ch arakter jakoś ciowy i n ie mogą   być bezpoś redn io odniesione do ł oż ysk rzeczywistych  o  skoń czonej  dł ugoś ci. N ieliczne  publikacje  dotyczą ce  ł oż ysk  porowatych  o  skoń czonej  dł ugoś ci  [8,  10]  za- wierają   tylko  zawę ż one,  odnoszą ce  się   do  szczególnych  przypadków  wyniki.  Brak  szerszej, teoretycznej  i  eksperymentalnej  analizy  zagadnienia  w  zasadniczym  stopn iu  utrudn ia ocenę   zjawisk  zwią zanych  z  procesem  hydrodynam icznego  sm arowan ia  ł oż ysk  po ro - watych. W  niniejszym  artykule  przedstawiono  wyniki  numerycznej  analizy  wpł ywu  zarówn o dł ugoś ci  ł oż yska, jak  i gruboś ci  tulei porowatej  n a rozkł ad ciś nień  w klinie sm arnym i n oś- ność  ł oż yska.  Obliczenia  dotyczą   ł oż yska  o  skoń czonej  dł ugoś ci  z  uwzglę dnieniem  prze- strzennego przepł ywu cieczy  w ł oż ysku. P rzedstawione  wyniki  obejmują   przypadki,  w któ- rych  tuleja  porowata  m a  budowę   izotropową   lub  an izotropową .  P rzeprowadzon a  an aliza dotyczy  izotermicznego  ustalonego  przepł ywu  cieczy  w  ł oż ysku  przy  zał oż eniu, że  ciecz jest  newtonowska  i  nieś ciś liwa. 2. Równania ruchu  cieczy  w ł oż ysku porowatym i metoda ich  rozwią zania Analizują c  ł oż ysko  porowate  należy  rozpatrzyć  przepł yw  cieczy  w  dwóch  obszarach (rys.  1), w szczelinie  smarnej  i w tulei porowatej.  Ruch  cieczy  w  szczelinie  smarnej  opisan o równaniem  Reynoldsa,  a  przepł yw  cieczy  w  tulei  porowatej  równ an iem  Laplace'a.  Za- "T l L / Z  , }, L / 2  J Rys.  1. Schemat ł oż yska  porowatego niedbują c  sił y masowe jako  bardzo m ał e i przyjmują c,  że przepł yw jest izotermiczny, a ciecz jest  nieś ciś liwa,  oba  równ an ia  m oż na  n apisać  w  postaci (1) (2) /   h3  8p\ l  88  \   12T?  W dz 8h r 2   86 8d r  8r  \   8r  I  8z\   8z =  0 . Rozwią zanie  równ ań  ruchu  cieczy  przeprowadzon o  przy  nastę pują cych  warun kach brzegowych: R O Z K Ł AD   C I Ś N I EŃ   I N OŚ N OŚĆ  F I LM U   SM ARN EG O  171 —  n a  powierzchniach  czoł owych  ł oż yska  ciś nienie  równa  się  zeru  (w  analizie  rozpatruje się  nadciś nienie  w  stosunku  do  ciś nienia  atmosferycznego),  tzn .  że (3) —  tuleja  jest  wciś nię ta  w  nieprzepuszczalny  korpus,  zatem (4)  ~£ - (Rz,0,z)  =   0; —  w pł aszczyź nie  symetrii  ł oż yska  gradient  ciś nienia  w kierunku  osiowym  równa się zeru,  czyli • (5)  - 8£(r,0,0)~^ (r,Q,0)  =  0;  . —  n a  powierzchni  wewnę trznej  tulei  zachodzą  zwią zki (6)  U - ^ - W o ] ( *w , 0 , * )  =  O  oraz  p(Rw,d, z) = p*(Rw,d, z). Obliczenia  przeprowadzon o  przyjmując  dla  klina  smarnego  zarówno  warunki  granicz- ne  Sommerfelda,  jak  i  Reynoldsa  zakł adają c,  że  w obu  przypadkach  szczelina  smarna wypeł niona  jest  cał kowicie  olejem. D o  rozwią zania  równań  ruchu  cieczy  w  ł oż ysku  porowatym  uż yto  metody  elementów skoń czonych  [1, 4, 6J. Obszar  tulei porowatej  i filmu  smarnego podzielony  został  n a pewne podobszary  (przestrzenne,  czworoś cienne  elementy  skoń czone), w których  poszukiwana funkcja  reprezentują ca  rozkł ad  ciś nień  opisana  został a przez  wartoś ci  ciś nień  w punktach wę zł owych  elementu. P rzebieg  zmiennoś ci  ciś nienia  wewną trz  elementu  okreś lono  poprzez funkcje  kształ tu  elementu.  P oszukiwane  rozwią zanie  otrzymuje  się  zgodnie  z wariacyjną zasadą  ekstremalną  przez  minimalizację  funkcjonał u,  który  reprezentuje  energię  roz- proszoną  w  ukł adzie. D la  obszaru  szczeliny  smarnej  funkcjonał   okreś la  się  wedł ug  wzoru (7),  a dla  tulei  porowatej  wzorem  (8): gdzie  D t   jest  obszarem  tulei  porowatej,  S —  powierzchnią  wewnę trzną  tulei  porowatej. W  wyniku  minimalizacji  funkcjonał ów  F(p)  i F(px)  otrzymuje  się  ukł ad  równań  linio- wych  z  niewiadomymi  ciś nieniami  w pun ktach  wę zł owych =   [K){p}+ {G}  =  0,  a stąd  {p}  =  -  {G}[K}- \ gdzie  {p} oznacza  macierz  kolumnową  ciś nień  w  pun ktach  wę zł owych,  [K],  {G}  —  m a : cierze  współ czynników  stał ych. 172 K.  KRZEMIŃ SKI Otrzymane  rozwią zanie  jest  równoważ ne  w  rozpatrywan ym  obszarze  rozwią zaniu równ ań  róż niczkowych  (1)  i  (2).  P odan o  tutaj  tylko  ogólne  zasady  rozwią zania.  Bliż sze szczegół y  oraz  peł ny  algorytm  rozwią zania  zagadn ien ia  m oż na  znaleźć  w  pracach  [4, 6]. 3. Obliczenie  noś noś ci ł oż yska oraz ką ta  dział ania wypadkowej sił y wyporu  hydrodynamicznego Po  rozwią zaniu  ukł adu  równ ań  uzyskanych  w  wyniku  minimalizacji  funkcjonał ów w  obszarze  tulei  porowatej  i  filmu  sm arnego  otrzymuje  się  ciś nienia  w  pu n kt ach wę zł o- wych.  N oś ność  ł oż yska  oblicza  się  dokonując  cał kowan ia  otrzym an ych  rozkł adów  ciś- nień  na  powierzchni  wewnę trznej  tulei.  D la pojedynczego  elementu  trójką tn ego  leż ą cego n a  pł aszczyź nie  S  wypadkową  sił ę hydrodynam icznego  wyporu  m oż na  okreś lić  ze  wzoru (9) P* =   JfpRwd0dz  «  —  (pi+pj+pk)  =  A  .Psn gdzie  A  oznacza  pole  trójką ta  i,j,  k. Rys.  2. Podział   powierzchni  wewnę trznej  tulei na elementy  trójką tne Rys.  3. Sił y dział ają ce na powierzchnię  wewnę trz- ną  panwi Współ rzę dną  £" pu n kt u  przył oż enia  sił y  Pe  znajduje  się  ja ko (1 0 ) fJR^ pdBdz A JjpR w d9dz iil  +  óij) Pi Pi gdzie  dij  oznacza  deltę  Kron eckera. Kąt  dział ania wypadkowej  sił y wyporu  hydrodyn am iczn ego  dla pojedynczego  elementu wyniesie (11) ii R w ROZKŁ AD   CIŚ NIEŃ  I  NOŚ NOŚĆ  FILMU   SMARNEGO 173 Pomijając  sił y  tarcia  jako  m ał e,  skł adowe  wektora  obcią ż enia  zewnę trznego  m oż na obliczyć  ze  wzorów: (12) +  Z./ 2  O k   N W x =  j  J p cos 6 R dd dz  =  £  Ap sr   cos de, - L I20  1 +  Z./2  0  N W y =  J  J  psinORdddz  = ]?  Ap sr smd e , - L/2  0  1 gdzie N   oznacza  ilość  elem en tów  trójką tn ych,  n a  które  podzielon o powierzchnię  S  (są  to powierzchnie  boczne  czworoś cian ów  przyległ ych  do  powierzchni  S). A  zatem  n oś n ość  ł oż yska  m oż na  okreś lić  z  zależ noś ci (13)  W =]/ W Z a  kąt  dział an ia  obcią ż enia  ze  wzoru (14)  t g V  =   - W x ' 4.  G ranice klina  smarnego Obliczenie  n oś n oś ci  ł oż yska  przeprowadzon o  zarówn o  dla  klina  smarnego  rozcią ga- ją cego  się  od  0  =   0  do  d  =   n  (warun ki  Sommerfelda), ja k  również  dla  klina  smarnego, którego  począ tek  okreś la  kąt  6  =   0,  a  kon iec  znajduje  się w miejscu  0 k   =   0 , gdzie p  =   0 i  dpjrdd  =   0  (warun ki  R eyn oldsa).  Oba  te  warun ki  wykorzystywane  są  czę sto  w  obli- czeniach  podawan ych  w  róż n ych  publikacjach,  lecz  brak  jest  precyzyjnej  relacji  mię dzy rozkł adami  ciś nień  i  noś noś cią  ł oż ysk  uzyskiwanymi  z  obliczeń  przy  przyję ciu  każ dego z  tych  warun ków. P rostszy  algorytm  obliczeń  uzyskuje  się  przyjmując  dla  klin a  smarnego  warunki  Som- m erfelda;  stąd  ten  uproszczon y  warun ek  przyjmowany  jest  przez  wielu  autorów  [2,  3, [ MH/ m2]  p Rys.  4.  Rozkł ady  ciś nień  w  klinie  smarnym  dla  warunków  granicznych  Reynoldsa  (linia  przerywana) i  Sommerfelda  (linia cią gł a) 174 K.  KRZEMIŃ SKI 7,  8]. Wprowadzenie  do  obliczeń  warun ków  Reynoldsa  uzyskuje  się  n a  drodze  iteracyjnej, co  kilkakrotn ie  przedł uża  czas  obliczeń.  N a  rys.  4  po dan o  dla  porówn an ia  rozkł ady  ciś- nień  w  filmie  smarnym  uzyskane  przy  przyję ciu  w  obliczeniach  warun ków  R eynoldsa oraz  Sommerfelda.  Przyjmując  w  obliczeniach  warun ki  R eyn oldsa  otrzymuje  się  wzrost dł ugoś ci  klin a  sm arnego  tym  wię kszy,  im  mniejsza  jest  m im oś rodowość  wzglę dna  e. W  efekcie  noś noś ci  klin a  smarnego  liczonego  wedł ug  warun ków  R eynoldsa  wypadają nieco wię ksze w granicach 7—12%  niż noś noś ci liczone przy  przyję ciu  warun ków  Sommer- felda,  przy  czym  wię ksze przyrosty  otrzymuje  się  dla mniejszych  przepuszczalnoś ci  i  mniej- szych  e. 5.  Rozkł ady  ciś nień  w filmie  smarnym  dla  tulei  o róż nych  przepuszczalnoś ciach P rzepuszczalność  m ateriał u  panwi  m a istotny  wpł yw  n a  rozkł ad  ciś nień  w  klinie  smar- n ym , a w efekcie  i n a noś ność ł oż yska. Im wię ksza przepuszczalnoś ć,  tym mniejsza  n oś n ość ł oż yska  porowatego.  N a  rys.  5  przedstawiono  rozkł ady  ciś nień  w  filmie  sm arnym  uzy- [MN / m 2 ] n £- 0,8 L/ D'1 H/ Rw*0,5 0  40  80  120  160  180  200  [°] Rys.  5.  Rozkł ady ciś nień  w  filmie  smarnym  dla  ł oż ysk  z  panwiami  o  róż nych  przepuszczalnoś ciach skane  przy  zał oż eniu,  że  pan ew  porowata  m a  budowę  izotropową.  Obliczenia  przepro- wadzon o  przyjmując  dla  klina  smarnego  warun ki  Sommerfelda  (w  zakresie  ką ta  n  <-   0  < ^  2T Z przyję to  ciś nienie p  =  0). D otyczy to również wszystkich dalej  omawianych  wyników. N a  rys.  6  podan e  został y  rozkł ady  ciś nień  dla  ł oż yska  z  tuleją  porowatą  o  przepuszczal- noś ci  c> =   42  •   10~ 14  [m 2]  dla  róż nej  mimoś rodowóś ci  wzglę dnej  e. Przebiegi  zmian  noś noś ci  ł oż ysk  w  zależ noś ci  od  e  dla  porowatych  pan wi  o  róż nych przepuszczalnoś ciach  przedstawiono  n a  rys.  7,  n atom iast  n a  rys.  8  p o d an o  zm ian ę  n oś- noś ci  ł oż ysk  w  zależ noś ci  od  przepuszczalnoś ci  wzglę dnej  tulei.  N a  obu  rysun kach  noś- R O Z K Ł AD   C I Ś N I EŃ   I  N OŚ N OŚĆ  F I LM U   SM ARN EG O 175 [MN / m 2 ]' 2.0 £'0,05 'OM 180  180.  200[°] Rys.  6. Przebiegi  ciś nień w filmie  smarnym dla róż nej wartoś ci e "S o L / D'I {oż ysko  konwencjonalne  A 0,2  0,4 1,0 Rys.  7.  Przebiegi  zmian  liczby  Sommerfelda S o   = / (s)  dla panwi  o  róż nych  przepuszczal- noś ciach n ość  ł oż yska  p o d an o  w  postaci  bezwymiarowej  okreś lając  ją  poprzez  liczbę  Sommer- felda (15) W • ( i) "" W 2L rjU  \ R W  praktyce  p ro d u ko wan e  tuleje  porowate  mają  budowę  anizotropową,  a w  zasadzie ortotropową.  Ortotropowy  rozkł ad  przepuszczalnoś ci  m a istotny  wpł yw  n a rozkł ad ciś- nień w filmie  sm arnym  i n a n oś n ość  ł oż yska.  R ozkł ady ciś nień w filmie  smarnym  dla tulei ortotropowych przedstawion o  n a rys. 9 i 10. D la porówn an ia n a obu tych rysun kach  nanie- siono  również  rozkł ad  ciś nień  dla tulei  izotropowej.  Szczegół ową  analizę  tego  zagadnie- n ia  p o d an o w pracy  [5].  .  : fit 4) [MN / w 2 ] 4\ - Rys. 9. Rozkł ady ciś nień w filmie  smarnym w kierunku obwodowym  dla ł oż ysk z panwiami o ortotropowym rozkł adzie  przepuszczalnoś ci  2  =  21  cos nz/ L - 10~ 14  [m 2]  (.  Jak  zmienia  się   n oś n ość ł oż yska wraz ze  zm ianą   gruboś ci  tulei  po ro - watej  przedstawiono  n a rys.  14. Analizowane  wielkoś ci p o d an o  w  postaci  bezwym iarowej. [ MN/ m2] 120 160  180 PJ Rys.  13. Rozkł ady ciś nień w filmie  smarnym dla ł oż ysk z tulejami  o róż nych gruboś ciach  ś cianki H =   3, 5, 10  mm 0,5 0,3 0,2 _L _L O  0,2  .  0,4  0,6  0,8  1 Rys.  14. Zmiana liczby  Sommerfelda  w" funkcji  HjRw Szczególnie  duże  zmiany  noś noś ci  wystę pują   dla  cienkich pan wi  ł oż yskowych  i  o  wię kszej przepuszczalnoś ci.  Im  cień sza  tuleja  i  o mniejszej  przepuszczalnoś ci,  tym  n oś n ość  ł oż yska zbliża  się  bardziej  do noś noś ci ł oż yska konwencjonalnego. N ależy jedn ak  pam ię t ać, że  przedstawion a  analiza  dotyczy  ł oż ysk  porowatych  pracu- ją cych  w  warun kach  tarcia  pł yn n ego,  które jest  moż liwe  tylko  przy  dodatkowym  sm aro- ROZKŁAD   CIŚ NIEŃ  I NOŚ NOŚĆ FILMU   SMARNEGO  179 waniu  i  nie  może  być  odn iesion a  bezpoś redn io  do  ł oż ysk  porowatych  pracują cych  jako sam osm arowan e. 7. Uwagi koń cowe P odsum owują c  przedstawion e  w  niniejszym  opracowan iu  wyniki  należy  stwierdzić, że  wymiary  geometryczne  tulei  porowatej,  jak  i  rozkł ad przepuszczalnoś ci  wewną trz  tulei mają   istotn y  wpł yw  n a  n oś n ość  ł oż yska  porowatego. Wyniki  te  mogą   stan owić  podstawę   do  racjon aln ego  doboru  geometrii  ł oż yska  dla kon kretn ych warun ków  pracy.  M ają c  okreś lony  iloś ciowy i jakoś ciowy  wpł yw  takich para- metrów,  jak  dł ugość  tulei,  grubość  jej  ś cianki,  przepuszczalność  m ateriał u  porowatego i jej  rozkł ad  wewną trz  tulei  n a  rozkł ad  ciś nień  w  filmie  smarnym  i  n a  noś ność  ł oż yska, m oż na  t ak  dobrać  kon strukcję   pan wi,  aby  uzyskać  ł oż ysko  o  okreś lonych  wł asnoś ciach uż ytkowych. Literatura  cytowana w tekś cie 1.  J. H .  ARG YRIS,  D . W.  SCH ARPF ,  T he incompresible  lubrication problem,  J. Roy. Aero.  Soc,  73  (1969) 2.  A.  CAMERON,  Basic lubrication  theory, London  1971. 3.  A.  CAPON E,  L ubrication  of  axially  undefined porous bearings,  Wear,  3, 15 (1970). 4.  K. KRZEM IN SKI, N oś noś ć poprzecznych  ł oż ysk porowatych  w warunkach hydrodynamicznego  smarowania, Praca  dokt., Warszawa 1974. 5.  K.  KRZEMIN SKI,  W pł yw anizotropii tulei porowate) na  wł asnoś ci  uż ytkowe ł oż yska ś lizgowego,  Prze- glą d  Mechaniczny,  22 (1976). 6.  K. KRZEM IN SKI, T.  M ARKS,  Zastosowanie  metody elementów  skoń czonych  w zagadnieniach  hydrodyna- micznego  smarowania poprzecznych  ł oż ysk ś lizgowych,  Rozpr. I nż .,  4  0976). 7.  P. R, K.  M U R T I , ^ Hydrodynamic  lubrication  of short porous bearings.  Wear, 19, 1 (1972). 8.  P. R. K.  M U R T I ,  tfydrodynamic  lubrication  of finite  porous bearings,  Wear,  19, 1 (1972). 9.  M.  REMBIARZ,  Piaski przepł yw  oleju w ł oż ysku ś lizgowym  z panewką  porowatą ,  Arch.  Bud.  Maszyn, 2  (1973). 10.  B.  REASON ,  D .  D YER ,  A  numerical solution  for  the hydrodynamic  lubrication  of finite  porous journal bearings,  Proc.  Inst.  M ech. Eng.,  7  (1973). P  e 3  K>  M e P AC n P E flE JI E H H E  flABJIEH H fl  H   HECyW JKX  CIIOCOEH OCTI) C M A3OTffiOrO  CJIOH   B  I TOP H C TH X B  pa6oTe  n peflcraBn eH bi  pe3yjttTaTbi  T eopeuraecK oro  aH ajiirea  pacn peflen em ra  flaBjienH H   B ovia3(M- HOM  cn oe  H  H ecymeft  CIIOCO6H OCTH   n opn cT bix  n ofliuan m iKoB,  paSoTaiom n x  B  ycjioBiwx ^ecKOH   CMa3KH.  YpaBH eH H e  flBH »eH H fi  MCHflKocTH  p em eiio  MeTOflOM   KOHeHHbix 3JieMeHTOB. BJIH H H H C  H JI H H LI  rropHCTOH  BTyjiKH,  TOJimHHbi ee  cieHKH  H  aH H soTpoiiH oro pacnpefleJienH H   npoiraqaeM O- CTH   Ha  pacn peflen euH e  flaBJieH H H  K  n ec ym yio  cnoco6nocTb  nopH CToro 180  K.  KRZEMIŃ SKI S u m m a r y TH E  PRESSU RE D ISTRIBU TION  AN D   LOAD   CAPACITY  OF   TH E  H YD ROD YN AM IC  F ILM I N   POROU S BEARIN G S This work presents  a theoretical analysis of the distribution  of pressure  and load  capacity in the hydro- dynamic  porous  bearings.  Equation  of  motion of  the lubricant  was  solved  by  finite  element  method. The results  are  presented  concerning  fh e  influence  of  the length  of  the  porous  bush  of  its  wall- thickness  and anisotropic  permeability  distribution  on  the  pressure  distribution  and  load  capacity. P OLITECH N IKA  WARSZAWSKA Praca został a zł oż ona  w Redakcji dnia  7 czerwca 1977r.