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Verfahren zum Behandeln von in den inneren Bereich eines Stoßwellenraums
eingeführtem Stoff, insbesondere zum überführen des Stoffes in den Plasmazustand
Die Erfindung bezieht sich auf ein Verfahren von in den inneren Bereich eines Stoßwellenraums
eingeführtem Stoff, insbesondere zum überführen des Stoffes in den Plasmazustand
unter Anwendung von konvergent verlaufenden, in schneller Folge periodisch wiederholt
erzeugten gasdynamischen Stoßwellen.
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Es ist bekannt, daß eine vorteilhafte Aufheizung im Bereich des Mittelpunkts
einer Kugel als Folge der Entropieerhöhung in Stoßwellen eintritt. Ferner, daß das
Erzeugen von Stoßwellen in schneller Folge besonders geeignet zu sein scheint, durch
eine Rufheizung des Bereichs in der Mitte eines hohlzylinderartigen oder hohlkugelartigen
Stoßwellenraumes extrem hohe Temperaturen, Drücke und Dichten von Materie zu erzielen.
Zum überführen von Stoff in den Plasmazustand wird eine Rufheizung oder Vorerhitzung
von Stoff, die z. B. auf 30 000° K und mehr führt, allgemein als vorteilhaft angesehen
und wird auch bei magnetohydrodynamisch betriebenen Anlagen zur Plasmaerzeugung
angewendet. Bei periodisch wiederholter Einwirkung von gasdynamischen, sphärischen
Stoßwellen kann der Bereich um den Mittelpunkt bereits nach zwei bis drei Stößen
auf eine Temperatur von über 10S° K aufgeheizt werden. Es ist bekannt, für die Füllung
einer Hohlkugel verflüssigten Wasserstoff oder auch festen Stoff zu verwenden, wobei
die Stoßwellen mit höheren Geschwindigkeiten und Drücken verlaufen. Die Füllung
erfährt auch dabei eine Rufheizung oder Vorerhitzung durch die Stoßwellen. Es würde
ferner vorgeschlagen, einen Strahl von zu behandelndem Stoff in den Bereich des
Mittelpunktes einer Kugel zu leiten. Dabei erfährt der Strahl bereits vor dem Eintreffen
in den Bereich um den Mittelpunkt eine Vorerhitzung durch Wärmestrahlung und Wärmeleitung
aus der Kugelfüllung.
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Der Erfindung liegt die Erkenntnis zugrunde, daß es nicht vorteilhaft
ist, eine Rufheizung oder Vorerhitzung von Stoff vorzunehmen. Der reguläre Lauf
einer gasdynamischen Stoßwelle kommt durch Teilchenstöße zustande, und diese haben
eine genügend kleine mittlere freie Weglänge zur Voraussetzung. Die freie Weglänge
wird von mehreren Größen beeinflußt, wobei die Höhe der Temperatur zu einer Vergrößerung
beiträgt. Dies ist im Plasmagebiet besonders der Fall. Allgemein ist es von Vorteil,
den Stoff in einem Anfangszustand einzuführen, in dem seine Moleküle oder Atome
eine kleine mittlere freie Weglänge haben. Daraus ergibt sich nicht nur ein regulärer
Lauf der Stoßwelle bis in das Gebiet sehr hoher Temperaturen, sondern auch die Konzentration
einer größeren Masse in dem Volumen, welches für die Behandlung des Stoffes zur
Verfügung steht. Nach dem Stand der Technik ist z. B. für das Plasmagebiet als Regel
anzusehen, daß bei Temperaturen der Größenordnung 107° K die Stoßwelle entartet,
weil die bis dahin bestehende reguläre Fortpflanzung der Welle durch Teilchenstöße
aufhört. Als Maß für diese Grenze wird in der Regel die Größe des Radius einer Kugel-
oder Zylinderwelle angesehen, der größer sein soll als die mittlere freie Weglänge
der Teilchen. Ein bekanntgewordener Versuch mit Einwirkung einer schnellen magnetischen
Kompression auf vorgeheiztes Plasma zeigt auch, daß die Kompression nur bis zu einem
Radius von 5,7- 10-1 cm reicht, wobei die mittlere freie Weglänge der Plasmateilchen
5,1 - 10-1 cm beträgt.
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Die Erfindung bezweckt, einen derartigen Mangel der Fortpflanzung
einer gasdynamischen Stoßwelle zu beseitigen und größere Massen einer Behandlung
zuzuführen, und sie besteht darin, daß der zu behandelnde Stoff in das die Stoßwellen
reflektierende Konvergenzgebiet jeweils vor dem Eintreffen der die Behandlung bewirkenden
Stoßwellen in einem Anfangszustand eingeführt wird, der bezüglich seiner Moleküle
oder Atome eine freie mittlere Weglänge von weniger als 10-6 cm, vorzugsweise weniger
als 10-7 cm, hat. Bei diesem Anfangszustand pflanzt sich eine Stoßwelle in einer
größeren Masse und in ein Gebiet höherer Temperaturen fort als bisher.
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Die nach der Erfindung anzuwendende relativ kleine mittlere freie
Weglänge im Anfangszustand des Stoffes ergibt sich einerseits durch die Anwendung
einer kleinen, in der Regel unter 273° K liegenden Temperatur des Stoffes. Es ist
besonders vorteilhaft, so kleine Temperaturen anzuwenden, daß z. B. Deuterium in
flüssigem oder sogar festem Aggregatzustand eingeführt wird. Andererseits werden
erfindungsgemäße Vorteile auch durch die Anwendung eines besonders hohen Anfangsdrucks
erreicht. Es ist
vorteilhaft, den Stoff in an sich bekannter Weise
über eine relativ kurze freie--Strecke und mit hoher Geschwindigkeit zum Konvergenzgebiet
hin zu führen.
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Um den zu behandelnden Stoff bei seiner Einführung in den Bereich
um das engste Konvergenzgebiet gegen vorzeitige Erwärmung zu schützen, ist es dienlich,
diesen Stoff mit einem kühlen Zusatzstoff zu umgeben. Dies kann dadurch geschehen,
daß der zu beeinflussende Stoff in einem Strahl kühlen Zusatzstoffes eingehüllt
wird und mit dem Strahl des kühlen Zusatzstoffes in den Bereich geleitet wird. Eine
besonders vorteilhafte Methode einer Einführung zu behandelnden Stoffes besteht
darin, daß der Stoff durch eine Wand kühlen Zusatzstoffes von festem oder halbfestem
Aggregatzustand gegen Strahlung und Berührung heißer Gase geschützt wird. In diesem
Falle ergeben sich wirkungsvolle Vorteile, wenn als Zusatzstoff ein Stoff höherer
Ladungszahl, z. B. Argon in festem Aggregatzustand, gewählt wird.
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Um die Einwirkung einer Stoßwelle auf den zu behandelnden Stoff zu
verbessern, kann es vorteilhaft sein, dem zu behandelnden Stoff andere Stoffe feinverteilt
beizumischen. Im Plasmagebiet erhält z. B. ein Stoff geringer Ladungszahl durch
Beimischung eines Stoffes höherer Ladungszahl eine kleinere mittlere freie Weglänge,
wodurch die Fortpflanzung einer Stoßwelle im Gebiet extremer Temperaturen erhöht
wird. Dabei ist das Mengenverhältnis der gemischten Stoffe dem Energieinhalt der
Stoßwelle anzupassen, wobei sich in der Regel ein relativ geringer Wert an Zusatzstoff,
z. B. von Helium oder einem sonstigen Stoff höherer Ladungszahl, als ihn der zu
beeinflussende Stoff hat, als zweckmäßig erweist. Es kann auch in Betracht kommen,
Paraffin in Form der Deuterium-Kohlenstoff-Verbindung anzuwenden.
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Die Erfindung wird im einzelnen an Hand der Zeichnungen erläutert.
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F i g. 1 zeigt im oberen Teil den Umriß eines Stoßwellenraumes in
maßstäblicher Wiedergabe und darunter ein Diagramm des Druckverlaufes von Resonanzstoßwellen
in dem Stoßwellenraum; F i g. 2 gibt die gemessenen Drücke in logarithmischem Maßstab
wieder; F i g. 3 zeigt eine Anordnung für die Einführung und Ableitung von Gas,
wie sie bei dem Stoßwellenraum nach F i g. 1 verwendet wurde; F i g. 4 gibt eine
Skizze von Anordnungen zur Einführung von kühlen Stoffen in den Reflexionsbereich
eines Stoßwellenraumes; F i g. 5 veranschaulicht die Verdrängung von erhitztem Gas
aus #der Mitte eines Stoßwellenraumes; F i g. 6 gibt in logarithmischem Maßstab
einen Druckverlauf in einer sphärischen Stoßwelle wieder und dazu den Verlauf der
Änderung der mittleren freien Weglänge in Deuterium für drei verschiedene Anfangstemperaturen
dieses Gases; F i g. 7 gibt in logarithmischem Maßstab einen Druck- und Weglängenverlauf
von Deuterium wie in F i g. 6 wieder und dazu den angenäherten Verlauf der mittleren
freien Weglänge von das Deuterium umhüllendem Argon.
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Im oberen Teil der F i g. 1 ist ein Kugelausschnitt von 154 cm Radius
maßstäblich wiedergegeben. Der Stoßwellenraum ist mit 1, die Kugelwand des Ausschnitts
mit 2 bezeichnet. In der Mitte dieser Wand befindet sich eine Düse 3, in die von
außen ein zündfähiges Gemisch von Luft und Benzin in bekannter Weise eingeführt
wird. Bei dem Austritt des Gemisches aus der Düse breitet es sich an der Wand 2
als strömende dünne Schicht aus. Die Anordnung ist so getroffen, daß das Gemisch
nach Bedeckung der Wand 2 von der Welle, die aus dem Bereich des Mittelpunktes zurückkommt,
entzündet wird. Die Verbrennungsgase werden durch die Öffnungen 4 ständig abgeleitet.
An der Wand 5, die auf 2,3 cm Radius liegt, findet die Reflexion der periodisch
erzeugten Wellen statt. Bei diesem Stoßwellenraum erfolgt der Wellenverlauf mit
190 ± 1 Hz. Zur Feststellung der Betriebssicherheit wurde er gelegentlich bis zu
einer Stunde in Betrieb gehalten. Unterhalb der Zeichnung des Kugelausschnitts ist
der oszillographisch gemessene Druckverlauf der Stoßwellen wiedergegeben. Die Ordinate
gibt den Druck p in ata, die Abszisse den Radius r des Kugelausschnitts und die
Radien in Zentimetern an, auf denen der Druck der Wellen gemessen wurde. Die Füllung
des Stoßwellenraumes besteht im wesentlichen aus Luft, angereichert mit Stickstoff.
Die Luft ist in der Nähe der Wand 2 durch Explosionsgase erwärmt und mit diesen
teilweise vermischt. Die Kurve des Druckverlaufs läßt .erkennen, daß über eine große
Radiusstrecke hin nur eine geringe Erhöhung des Wellendrucks stattfindet. Eine wesentliche
Steigerung des Drucks stellt sich erst auf verhältnismäßig kleinen Kugelradien ein.
Es ist bemerkenswert, daß die Explosionsdrücke der Schichten entzündlichen Gemisches,
die von 2,1 ata Druck der Kugelfüllung ausgehen, nur auf 2,5 ata führen und daß
diese Druckdifferenz der Brenngase genügt, um am verjüngten Ende des Stoßwellenraumes
eine erhebliche Drucksteigerung zu erreichen. Darin zeigt sich die Wirkung einer
resonanzartigen Erzeugung der Stoßwellen. Durch diese wird fast der gesamte Inhalt
des Stoßwellenraumes kurze Zeit nach Betriebsbeginn in eine starke Pulsation versetzt.
Deren Massenbewegung entspricht einer Akkumulierung der Energie von vielen Explosionen.
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Bei den Versuchen wurde auch festgestellt, daß einerseits eine Einführung
von kühlem Stickstoff in den Bereiche nahe bei 2,3 cm Radius und andererseits eine
Öffnung am verjüngten Ende des Stoßwellenraumes durch Fortfall der Wand 5 keineswegs
eine Beeinträchtigung des periodischen Betriebes ergibt.
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Mit anderen Räumen für derartige Resonanzstoßwellen konnte festgestellt
werden, daß bei einer Vergrößerung der Schichtdicke des zündfähigen Gemisches eine
Erhöhung der Verbrennungsdrücke eintritt. Das gleiche war der Fall, wenn der Fülldruck
eines Stoßwellenraumes erhöht wurde.
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F i g. 2 gibt die gemessenen Drücke p über den Radien r in logarithmischem
Maßstab wieder. Die Kurve zeigt im Gebiet kleiner Radien einen Druckanstieg, welcher
annähernd der Gleichung p = konst/r2 entspricht. Dieser Verlauf des Druckanstiegs
ist von wesentlicher Bedeutung. Er ist steiler, als er für eine Einzelwelle errechnet
worden ist. Sodann ist es bemerkenswert, daß im Gebiet des Radius 2. 101 cm eine
auffallende Drucksteigerung stattfindet. Diese ergibt sich aus der Schwingung der
Masse, welche den Kugelausschnitt erfüllt. Die Schwingung ist eine Folge der Nachströmgeschwindigkeit
der Wellen, und sie erstreckt sich über rund 99% des Volumens des Kugelausschnitts.
Die Schwingung trägt iri wesentlichem Maße zu der Drucksteigerung bei, die im Radiengebiet
von 1 - 101 cm bis 2,3 - 100 cm stattfindet.
F i g. 3 veranschaulicht,
zur Verdeutlichung nicht maßstäblich, eine Einführung und Ableitung von kühlem Stickstoff,
der bei dem Stoßwellenraum nach F i g. 1 in Nähe der Wand 5 eingeführt wird. Durch
die Leitung 6 wird der Stickstoff unter erhöhtem Druck eingeleitet. Er strömt durch
den Schlitz 7 in Nähe der konischen Wand zu dem Boden 8 hin. Von dort aus strömt
er unter Ausbreitung zurück und wird durch den Schlitz 9 aufgenommen. Von dem Schlitz
9 aus sammelt er sich in dem Ringkanal 10 und wird durch das Rohr 11 abgeleitet.
Die Anordnung, die im übrigen eine Wasserein- und -ableitung zur Kühlung der Wand
des Stoßwellenraumes zeigt, ist zum Zweck einer Kühlhaltung des Gases im Reflexionsgebiet
der Wellen getroffen.
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In F i g. 4 ist beispielsweise hier eine Kugel 12 dargestellt,
wie die Zuführung von Stoff in den Raum um den Mittelpunkt unter Ausbildung eines
Staugebietes erfolgen kann. Durch Düsen 13, die zur Verdeutlichung relativ groß
dargestellt sind, werden Strahlen von kühlem Argon auf den Mittelpunkt der Kugel
gerichtet. Es ist veranschaulicht, daß sie dort ein mit 14 bezeichnetes Staugebiet
ausbilden. Innerhalb der Düsen 13 sind kleinere Düsen 15 angeordnet. Von der Düse
15 im oberen Teil der F i g. 4, vorteilhafterweise zugleich auch von der unteren
Düse 15, wird kurzzeitig eine kleine Menge Deuterium in den Argonstrahl eingeführt
und gelangt in die Mitte 16 der Kugel. Dort befindet sich die Deuteriummenge eine
Zeitlang relativ in Ruhe, da in einem Staupunkt die Geschwindigkeit theoretisch
gleich Null ist. Zu diesem Zeitpunkt erfolgt das Eintreffen der Stoßwelle in den
Bereich des Mittelpunktes. Die Einregelung der Lage des Staugebietes ist durch Regelung
der Strahlgeschwindigkeit gegeben, wie durch Versuche mit Wasserstrahlen, die ein
Staugebiet in einem Wasserbehälter ergaben, vorsorglich erprobt wurde. Im übrigen
weist der Stand der Regeltechnik weitere Möglichkeiten auf. Im vorliegenden Fall
würde die Regeleinrichtung auf Gleichheit der Argonstra'hlen und eine Relaisbetätigung
mit Zeitverstellung für die Einführung kleiner Deuteriummengen mit der Periode des
Wellenverlaufs einzustellen sein. Die radiale Richtung der in F i g. 4 dargestellten
Strahlen stimmt mit der Richtung des Stoßwellenverlaufs und der daraus folgenden
Nachströmgeschwindigkeit der Füllung des Stoßwellenraumes überein, so daß eine im
wesentlichen ungestörte frberlagerung von Geschwindigkeiten vorliegt.
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In F i g. 5 ist veranschaulicht, wie beispielsweise eine Verdrängung
der heißen Gase vorzunehmen ist. Die Figur zeigt durch kleine Pfeile 17 an, daß
der Argonstrahl im oberen Teil der Figur kurzzeitig gedrosselt ist. Dadurch wird
das Gas, das sich in dem Staubereich befindet, nach oben abgedrängt, wie durch den
mit 18 bezeichneten Bereich angedeutet ist. Das Gas strömt sodann in den übrigen
Teil der Füllung ab. Daraufhin setzt wieder eine gleichartige Strömung der Strahlen
ein. Es ist zweckmäßig, eine Verdrängung, ebenso wie die Einführung kleiner Deuteriummengen,
abwechselnd von allen symmetrisch angeordneten Düsen aus vorzunehmen, was für den
Fachmann der Regeltechnik eine geläufige Aufgabe darstellt.
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In F i g. 6 ist die Wirkung der Einführung relativ kühlen Stoffs beim
Lauf von sphärischen Resonanzstoßwellen veranschaulicht. Dabei ist angenommen, daß
Deuterium mit verschiedenen mittleren freien Weglängen eingeführt wird. Die Kurve
p = f (r) gibt durch die Ordinate den Verlauf des Drucks p der Welle
in Abhängigkeit von dem auf der Abszisse angegebenen Radius r wieder. Die Druckkurve
geht von einer Kugelwand mit 154 cm Radius aus und verläuft bis 2,3 cm Wellenradius
äquidistant zu der Versuchskurve nach F i g. 2. Der Fülldruck der Kugel beträgt
p,. = 300 ata und ist durch die unterbrochen gezeichnete Linie angegeben. An der
Kugelwand entsteht durch Verbrennung eines entzündlichen Gemisches eine Drucksteigerung
von 300 ata auf 450 ata. Sodann löst sich die Welle von der Kugelwand und läuft
von etwa 2 cm Wellenradius ab nach der Gleichung p = konst/r2 in Richtung zum Mittelpunkt
der Kugel. Unterhalb der unterbrochen gezeichneten Linie für 300 ata ist durch Schraffur
angedeutet, daß sich von 10-2 cm Radius ab bis zum Mittelpunkt der Kugel Deuterium
befindet. Auf größeren Radien ist eine beliebige Füllung angenommen, was die Bezeichnung
x ausdrücken. soll.
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Sodann ist in F i g. 6 durch drei Kurven, mit p = f
(s) bezeichnet, die Änderung der mittleren freien Weglängen angegeben, die
sich beim Vordringen der Stoßwelle in dem Deuterium einstellt. Die Anfangswerte
der Weglängen s liegen bei dem Fülldruck von 300 ata in der Größenordnung 10-7 bis
10-$ cm. Es sind drei verschiedene Anfangstemperaturen T," von Deuterium angenommen,
um zu veranschaulichen, wie sich die dadurch verschieden großen mittleren freien
Weglängen im Anfangszustand auf den Bereich bei extrem hohen Stoßdrücken in der
Welle auswirken. Zuerst ändern sich die s-Werte wegen der Dissoziation und Ionisation
des Deuteriums unregelmäßig. Sodann befindet sich das Deuterium in Plasmazustand.
In diesem Zustand vergrößern sich die mittleren freien Weglängen erheblich.
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In das Diagramm der F i g. 6 sind für das Plasmagebiet auch die Linien
der mittleren freien Weglängen eingetragen, die bei konstanten Temperaturen bestehen.
Diese Linien sind mit s = f (p, T) bezeichnet.
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An den Schnittpunkten der p = f (r)-Kurve mit den
p = f (s)-Linien sind die dort theoretisch auftretenden Temperaturen T eingetragen.
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Es ist bedeutungsvoll, daß das Deuterium unter regulärem Stoßwellenverlauf
in denjenigen Fällen höhere Temperaturen und Drücke erreicht, in denen der Stoff
mit geringeren Temperaturen in den wesentlichen Konvergenzbereich eingeführt wird.
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F i g. 7 gibt wiederum den mit p = f (r) bezeichneten
Verlauf einer Resonanzstoßwelle in einer Hohlkugel mit 154 cm Kugelradius an, wobei
der Fülldruck der Kugel p. = 300 ata beträgt und der Druck an der Kugelwand auf
450 ata führt. Dem Bereich um den Mittelpunkt ist Deuterium zugeführt. Dieser Bereich
wird im vorliegenden Fall von Argon umgeben, wie unterhalb der Linie für p, = 300
ata angegeben ist. Es ist angesetzt, daß sich die Einlagerung von Deuterium vom
Kugelmittelpunkt aus bis r =10-2 cm Radius erstreckt. Von diesem Wert ab besteht
die Füllung aus Argon, wobei die Argonfüllung bis zu r = 100 cm reichen mag. Der
übrige Teil der Kugelfüllung ist mit x bezeichnet, er kann wie bei den Versuchen
aus Luft bestehen.
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In. F i g. 7 ist durch die stark gezeichnete Linie p = f (sD)
eingetragen, wie die mittleren freien Weglängen im Plasmagebiet des Deuteriums verlaufen,
wenn
dieses im Anfangszustand mit To= 273° K eingeführt worden,-ist. .Sodann ist
für Argon stark gestrichelt mit der Bezeichnung p = f (sA) eingetragen, wie die
mittleren freien Weglängen im Plasmagebiet verlaufen, wenn Argon mit To = 273° K
Anfangszustand vom größeren Radius aus bis 0 cm Radius in den Kugelbereich eingeführt
sein würde. Schließlich sind in gleicher Weise wie in F i g. 6 für einige konstante
Temperaturen mit sD = f (p, T) und sA = f
(p, T) bezeichnete
Linien für mittlere freie Weglängen eingetragen, die erkennen lassen, wie hoch die
Temperatur in den jeweiligen Schnittpunkten dieser Linien mit den Linien p
= f (sD) und p = f (sA) ist.
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Aus F i g. 7 ist zu entnehmen, daß beim Einlauf der Stoßwelle in das
Deuterium bei r =10-2 cm und dem Stoßwellendruck p =109 ata dieses eine mittlere
freie Weglänge von s = 3. 10-4 cm bei einer Temperatur zwischen 107 und 10$° K erhält.
Der dabei mögliche reguläre Stoßwellenverlauf im Deuterium kann nahezu bis zum Schnittpunkt
der Linien führen, die mit p = f (r) und p = f (sD) bezeichnet sind.
Dieser Schnittpunkt liegt bei p = 4 - 109 ata. Bei dem Schnittpunkt entartet die
Stoßwelle im Deuterium.
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Wenn die Stoßwelle die Argonfüllung auf r =10-2 Radius verläßt, hat
sie dem Argon eine Nachströmgeschwindigkeit von der Größe w"A = 4. 107 cm/s erteilt.
Bei dem Druck von p =109 ata im Grenzgebiet von Deuterium und Argon ist die spezifische
Dichte des Argons 60mal größer als die des Deuteriums. Wenn die Stoßwelle im Deuterium
entartet, dringt die Front der Argonmasse weiterhin mit der ihr erteilten Nachströmgeschwindigkeit
zum Mittelpunkt der Kugel hin vor. Die Nachströmgeschwindigkeit hat eine Front,
die ähnlich derjenigen ist, wie sie sich bei den bekannten Stoßwellenrohren mit
platzender Membran in einem Stoßgas ausbildet. DerUnterschied besteht im wesentlichen
darin, daß im vorliegenden Fall von vornherein eine voll ausgebildete Kugelstoßwelle
vordringt, bei den bekannten Einrichtungen dagegen eine Anlaufstrecke erforderlich
ist, um nach dem Zerreißen einer Membran eine Stoßwelle auszubilden. Die Front der
Argonmasse wirkt infolge der hohen spezifischen Dichte und Ladungszahl des Argons
wie eine reflektierende Wand und vermag das Deuterium zu komprimieren. Die Argonmasse
hat bei ihrem weiteren Vordringen so kleine mittlere freie Weglängen der Argonteilchen,
daß sie mit einer regulären Stoßwellenfront weiter vorzudringen vermag. Dies ist
aus der gestrichelt wiedergegebenen Linie p = f (sA) abzuschätzen, die den gesetzmäßigen
Verlauf einer Argonstoßwelle für den Fall angibt, daß die Argonfüllung bis nahezu
0 cm Kugelradius reicht. Bestünde die Füllung dieses Konvergenzbereichs, in den
die Argonmasse infolge ihrer Nachströmgeschwindigkeit vordringt, von vornherein
aus Argon, dann würde der reguläre Stoßwellenverlauf bis über p =1012 ata reichen.
Die Temperatur der Argonwelle würde dort über 101o° K betragen. Daraus dürfte zu
entnehmen sein, daß die nachströmende Argonfront eine vorteilhafte Wirkung auf das
eingeschlossene Deuteriumplasma auszuüben vermag, weil die Stoßwahrscheinlichkeit
der Deuteriumteilchen trotz ihrer relativ großen mittleren freien Weglänge erhöht
wird.
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Die Verweilzeit einer Stoßwelle im Reflexionsgebiet ist sehr klein.
Aus den bekannten Beziehungen über die erforderlichen Reaktionszeiten für eine eventuell
mögliche Fusion ergibt sich eine längere Reaktionszeit, als für die Verweilzeit
einer Stoßwelle im Reflexionsbereich errechnet wird. Dabei liegt den bekannten Beziehungen
über Reaktionszeiten die Annahme zugrunde, daß sich das Medium in einer Maxwell-Verteilung
befindet. . Diese Annahme trifft bei Stoßwellen im wesentlichen Konvergenzbereich
nur bedingt zu. Die Stoßwelle bewirkt durch die ihr folgende Nachströmgeschwindigkeit
der Teilchen eine Teilchengeschwindigkeit, die zum Konvergenzpunkt hin gerichtet
ist. Um hinter der Front einer Stoßwelle eine Maxwell-Verteilung zu erhalten, ist
eine gewisse Relaxationszeit erforderlich. Die während dieser Nachwirkungserscheinung
ablaufende Diffusion führt erst nach einigen Zusammenstößen zu einer Maxwell-Verteilung.
Dagegen ist es von Bedeutung, daß der erste Stoß auf bis dahin unbeeinflußte Teilchen
von durchweg radial gerichteten Teilchen der Stoßfront ausgeübt wird. Die dabei
vorliegenden geometrischen und kinetischen Verhältnisse sind günstiger als diejenigen
bei einer Maxwell-Verteilung. Aus diesem Grund könnte für den wesentlichen Konvergenzbereich
einer sphärischen Stoßwelle die Wahrscheinlichkeit einer Fusion erhöht sein, obwohl
die unter Annahme einer Maxwell-Verteilung anzusetzende Größe der Reaktionszeit
nicht erreicht wird. Doch sind theoretische Beziehungen, welche die Relaxationserscheinungen
in genügendem Maße berücksichtigen, nicht bekannt.
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Der Einfluß einer unvollständigen Relaxation könnte das Auftreten
einer thermonuklearen Fusion durch eine sphärische Stoßwelle erklären, über die
gelegentlich der Genfer Atomkönferenz 1958 berichtet wurde. Dabei handelt es sich
um eine Hohlkugel mit einer Ladung von Explosivstoff, der eine Kapsel, Deuterium
enthaltend, umgibt. In dem Bericht wird die Möglichkeit einer technisch-wirtschaftlichen
Ausnutzung des Fusionsvorgangs verneint, doch treffen die angeführten Bedenken bei
Anwendung von gasdynamischen Resonanz-Stoßwellen und den dabei vorzusehenden relativ
kleinen Deuteriummengen nicht zu. Wie die F i g. 1 anschaulich macht, wird eine
Kugelwand bei Anwendung. von Resonanzstoßwellen mit relativ geringem Druck beansprucht.
Ein wesentlicher Teil der Energie, die zu den hohen Drücken bei der Reflexion im
Bereich des Kugelmittelpunktes führt, ist in der schwingenden Masse der Kugel enthalten.
Aus diesem Grund werden die Bauteile einer Kugel erheblich geringer beansprucht
als bei der berichteten Anwendung einer einzigen Stoßwelle, die zur Fusion führt.
Die technischen Bedingungen erlauben im übrigen Kugelausführungen für einen Fülldruck
von mehr als 1000 ata. Wendet man eine Hohlkugel mit 154 cm Radius bei 300 ata Fülldruck
an, die einen Verlauf von Resonanzstoßwellen mit 190 Hz ergibt, so könnte bei auftretender
Fusion durch Verdampfung von Wasser an der Kugelfläche die Fusionsenergie eine Turbinenleistung
von rund 10 000 kW ergeben.
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Neben der nicht völlig auszuschließenden Möglichkeit einer Anwendung
des Erfindungsgegenstandes zur technischen Ausnutzung von Fusionsenergie bestehen
neben den bekannten Anwendungen von gasdynamischen Stoßwellen weitere Anwendungen.
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Es ist bekannt, daß schnellströmendes Plasma dazu geeignet ist, elektrische
Energie zu erzeugen. Hierzu kann beispielsweise eine Anlage dienen, die im wesentlichen
durch die F i g. 1 dargestellt ist. In die-. sei Falle kann der engere Konvergenzbereich
durch
einen Kanal fortgesetzt werden, wobei dieser Kanal mit geeigneten
Wicklungen zur Ableitung des induzierten elektrischen Stromes umgeben ist.
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Ferner kann der Bereich, in dem sich das Plasma ausbildet, auch in
bekannter Weise zu einer unmittelbaren Ableitung von Elektronen dienen.
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Läßt man bei Anwendung eines Kugelausschnittes das verjüngte Ende
offen, dann kann ein periodisch austretender Strahl hoher Geschwindigkeit unter
hohem Druck ausgestoßen werden, der zu technischen Zwecken benutzt werden kann.
Dabei ist ein Strahl beliebiger Stoffart zu erzeugen, wobei der Stoff beispielsweise
in den Bereich des verjüngten Endes des Stoßwellenraumes eingeführt wird.
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Sodann ist die mit dem Verlauf der Stoßwellen zusammenhängende Druck-
und Temperaturerzeugung dadurch technisch auszunutzen, daß man am verjüngten Ende
des Raumes, der als Zylinder- oder Kugelausschnitt ausgeführt ist, z. B. abschließende
Metallflächen vorbeiführt, deren Oberfläche einer technisch vorteilhaften Beeinflussung
ausgesetzt werden soll. Diese kann auch bei relativ geringen Drükken und Temperaturen
erzielt werden.
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Außer einer technisch vorteilhaften Beeinflussung einer Oberfläche
kann der erzeugte Druck der Stoßwelle dazu genutzt werden, eine Verformung von festem
Material, z. B. von Blech, herbeizuführen. Dabei kann auch durch überführung von
Wärmeenergie zu Anfang des Verformungsvorganges das Material in plastischen oder
flüssigen Zustand überführt und sodann in eine Form gedrückt werden.
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Es ist bekannt, daß eine erwünschte Veränderung von Kohlenstoff durch
großen Druck und angemessene Temperatur zu erzielen ist. Diesen Bedingungen ist
Kohlenstoff beispielsweise dadurch zu unterwerfen, daß bestimmte, der Größe eines
sphärischen Stoßwellenraumes angepaßte Mengen in den engeren Konvergenzbereich eingeführt
werden. Bei Anwendung einer Hohlkugel kann dies in der Weise bewirkt werden, daß
der Kohlenstoff in den Staubereich von Gas- oder Flüssigkeitsstrahlen eingeführt
und nach der gewünschten Behandlung daraus wieder entnommen wird. Dazu kann eine
Anordnung dienen, wie sie durch die F i g. 4 und 5 angegeben ist.
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Weitere Möglichkeiten technisch nutzbarer Anwendungen von Stoßwellen
dürften sich daraus ergeben, daß die Größen des Druckes und der Temperatur weitgehend
modifiziert werden können. In gewissen Grenzen kann ein hoher Druck sowohl bei sehr
hoher Temperatur wie auch bei relativ geringerer Temperatur zur Wirkung gebracht
werden. Im Hinblick auf den Stand der Technik ist es besonders vorteilhaft, daß
die Druck- und Temperaturerzeugung gasdynamischer Wellen unabhängig von einschränkenden
elektromagnetischen Bedingungen und in schneller periodischer Wiederholung erfolgt.