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Vorrichtung, um ein Material zur Einleitung von mechanischen, thermischen
oder nuklearen Prozessen auf extrem hohe Drücke und Temperaturen zu bringen
Für viele
wissenschaftliche und technische Aufgaben wäre es von höchster Bedeutung, wenn man
Drücke und Temperaturen erzeugen könnte, wie sie sonst nur im Inneren der Sterne
auftreten. Die uns zur Verfügung stehenden Werkstoffe sind nun aber derartig extremen
Zustandsbedingungen auf längere Dauer hin nicht gewachsen, und auch bei stärksten
Gefäßwandungen darf der Innendruck den Wert der Zerreißspannung des Wandmaterials
(größenordnungsmäßig etwa ioooo kg/cm2) nicht überschreiten.
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Eine gewisse Überschreitung dieser Grenze gelingt allerdings noch
dann, wenn man eine Reihe ineinandergeschachtelter Druckgefäße verwendet, wobei
der Druck nach innen zu schrittweise von Gefäß zu Gefäß zunimmt und jede einzelne
Gefäßwand nur die jeweilige Druckdifferenz auszuhalten hat. Diese Methode ist von
Bridgman (Phys. Rev. (2), 57, 342) mit Erfolg angewendet worden. Sie läßt sich jedoch
nicht unbegrenzt durchführen, insbesondere dann nicht, wenn gleichzeitig sehr hohe
Temperaturen erreicht werden sollen.
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Es dürfte daher wohl kaum möglich sein, in einem irdischen Versuch
einen Stoff für längere Zeitdauer einem Zustand auszusetzen, wie er etwa im Sonnenmittelpunkt
herrscht. Es ist jedoch nicht immer notwendig, den gewünschten extremen Zustand
für längere Zeit aufrechtzuerhalten, es genügt vielmehr häufig, wenn man einen Stoff
nur kurzzeitig einem extrem großen Druck bei gleichzeitig hoher Temperatur aussetzt,
sofern nur alle Teile gleichmäßig erfaßt
werden und der Zustand
so lange aufrechterhalten wird, wie für die Erzielung einer beabsichtigten Wirkung
auf den jeweiligen Stoff oder für die Durchführung einer geplanten Messung erforderlich
ist.
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In solchen Fällen kann man sich eines Verfahrens bedienen, das darauf
beruht, diekinetischeEnergie einer größeren Masse nahezu vollständig auf eine möglichst
kleine Masse in einem sehr kleinen Raumgebiet zu übertragen. Man erreicht durch
den Übergang von großen zu kleinen Massen größte Energiedichten, ganz analog wie
man einen hohen Druck beim Übergang von großen zu kleinen Flächen erhält oder große
Lasten mit einer kleinen Kraft durch Anwendung langer Wege hebt.
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Dieses Prinzip der Übertragung der kinetischen Energie großer Massen
auf kleinere findet z. B. Anwendung beim sogenannten Wasserhammer oder hydraulischen
Widder ; eine größere in Strömung befindliche Wassermenge wird plötzlich gebremst
; der dabei auftretende Staudruck hebt einen Bruchteil der gestauten Wassermenge
auf eine bestimmte Höhe empor und verleiht demselben so einen höheren Betrag an
potentieller Energie pro Volumeneinheit, als das ursprünglich fließende Wasser an
kinetischer Energie besaß.
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Gemäß der Erfindung wird für die Erzeugung extrem hoher Drücke und
Temperaturen eine Vorrichtung vorgeschlagen, die eine geschlossene Kammer für das
auf die Drücke und Temperaturen zu bringende Material besitzt, bei der eine jenem
Material gegenüberliegende, selbst nicht aus Sprengstoff bestehende Wand der Kammer
mit einem Sprengstoff belegt ist, wobei diese Wand und ihre Sprengstoffbelegung
so ausgebildet sind, daß die Wand durch den bei der Detonation des Sprengstoffes
auftretenden Druck auf das genannte Material hin bewegt und in eine zu dem genannten
Material hin konkave Form plastisch verformt wird.
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Diese Vorrichtung beruht zum Teil auf dem Prinzip der sogenannten
Hohlsprengladung. Der maßgebende Teil solcher Hohlsprengladungen besteht aus einem
metallischen Hohlkörper von vorzugsweise kegel-, glocken-oder flaschenförmiger Gestalt,
welcher außen mit einem Sicherheitssprengstoff, z. B. Hexogen oder Trinitrotoluol,
umgeben ist. Bei der Detonation des letzteren gehen die einzelnen Wandelemente des
genannten Hohlkörpers unter dem Einfluß des Druckes von etwa zoo ooo Atm in den
plastischen Zustand über und erhalten eine nach innen gerichtete Geschwindigkeit
von mehreren Kilometern pro sec. Beim Zusammentreffen der beschleunigten Wandelemente
auf der Hohlraumachse wird ihre Bewegung gebremst, wobei auf einen geschmolzenen
Anteil ihrer Masse ein hoher Druck ausgeübt wird. Durch diesen Druck werden die
nüssig gewordenen Teilchen in Form eines feinen Strahles mit großer Geschwindigkeit
aus dem sich zusammenziehenden Hohlraum herausgepreßt.
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Bei geeigneter Hohlraumform erreicht man in solchen Hohlsprengladungen
Strahlgeschwindigkeiten bis zur doppelten Detonationsgeschwindigkeit, also beispielsweise
bei Hexogen 2 x 8 km/sec = 16 km/sec. Dieser Geschwindigkeit entspricht ein Druck
im Quellgebiet des Strahles von etwa I07 kg/cm2.
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Bei diesen Hohlsprengladungen handelt es sich um eine Übertragung
der Gesamtenergie auf etwa i bis 2% der Anfangsmasse. Noch wesentlich günstigere
Verhältnisse ergeben sich, wenn die Energieübertragung von spezifisch schweren primären
Massen auf leichte gasförmige sekundäre Massen erfolgt. Ein solcher Versuch ist
bereits von Ramsauer durchgeführt worden (Phys. Zeitschrift, 34, I933, S. 890).
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Er schoß ein Gewehrgeschoß zur Mündung eines zweiten Gewehrlaufes
hinein und erreichte bereits bei Geschoßgeschwindigkeiten von nur 500 bis 750 m/sec
Drücke und Temperaturen des im zweiten Lauf komprimierten Gases, welche » jedes
Material zerstörten «.
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Der Erfindungsgedanke könnte also als eine Kombination des Ramsauerschen
Vorschlages mit den bei den Hohlsprengkörpem angewandten Verfahren in Anlehnung
an das Geschehen im Entwicklungsgang der Fixsterne aufgefaßt werden, indem die dort
die Verdichtung der Sternmaterie bewirkende Gravitation hier durch Druckkräfte und
Beschleunigungen sprengphysikalischen Ursprungs ersetzt wird.
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An dem folgenden speziellen Beispiel soll dies näher erläutert werden.
Die zu verdichtende Substanz sei in gasförmigem Zustand in einer metallischen Hohlkugel
untergebracht, welche außen mit einer Schicht eines brisanten Sprengstoffes belegt
ist. Bei geeigneter, gleichmäßig über die ganze Oberfläche eingeleiteter Zündung
der Sprengstoffschicht wird für kurze Zeit ein sehr hoher Druck auf die Kugelschale
ausgeübt, unter dessen Einwirkung das Metall wie bei den Hohlsprengkörpem in den
plastischen Zustand gerät und zum Kugelmittelpunkt hin beschleunigt wird. Dadurch
wird die eingeschlossene Gasmasse außerordentlich rasch verdichtet und dabei sehr
hoch erhitzt.
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Die dabei auftretenden Beschleunigungen sind ungeheuer groß. Während
der Kontraktion der Hohlkugel nimmt ihre Wandstärke dauernd zu. Nähert sich dabei
die Innenfläche dem Kugelmittelpunkt, so erhalten die an der Innenfläche gelegenen
Materialteilchen sehr hohe Geschwindigkeiten. Man erkennt dies sofort, wenn man
sich vergegenwärtigt, welchen Raum das von der Außenfläche-auch bei einem nur kleinen
zurückgelegten Weg derselben-iiberstrichene Volumen einnimmt, wenn es als Kugel
um den Mittelpunkt angeordnet wird.
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Geht man beispielsweise von einer Hohlkugel vom Innendurchmesser
2 R = zoo cm und der Wandstärke a cm aus, so füllt das Schalenmaterial eine Kugel
vom Durchmesser
wenn die Hohlkugel völlig zusammengeschrumpft ist, und legt während des letzten
Teiles der Kontraktion die Außenfläche einen Weg von nur J-/,, mm zurück, so beträgt
in der gleichen Zeit der entsprechende Weg der Innenfläche 2, 66 cm, das ist 266mal
soviel.
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In Fig. i a bis i d ist die Kontraktion einer Hohlkugel im Schnitt
schematisch dargestellt. Die starke Schrumpfung des Innenraumes, besonders gegen
Ende
des Vorganges im Vergleich mit der verhältnismäßig geringen
Abnahme des Außendurchmessers, macht das Auftreten enormer Beschleunigungen verständlich.
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Für die Geschwindigkeit vs der Teilchen an der Innenfront ergibt
sich allgemein, wenn vorausgesetzt wird, daß der Innenraum evakuiert ist :
oder gegen Ende der Bewegung, wenn ri sehr klein gegen ra ist,
darin bedeuten : v die Anfangsgeschwindigkeiten der Kugelschalenteilchen, R, den
Radius der vollständig (auf eine Kugel) zusammengeschrumpften Kugelschale, ri den
jeweiligen Radius der Innenfläche, ra denjenigen der Außenfläche der Hohlkugel (Ro3=ra3
= yin).
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Bei der Beschleunigung mittels detonierender Sprengstoffe sind Anfangsgeschwindigkeiten
von = 3000 bis 4000 m/sec. noch bequem erreichbar.
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So kann beispielsweise
gesetzt werden ; -ergibt sich dann vi = etwa 250000 m/sec. pro =S In Fig. 2 ist
die Geschwindigkeit der Innenfläche der Hohlkugel in Abhängigkeit von ihrem jeweiligen
Radius dargestellt, und man erkennt den enormen Geschwindigkeitsanstieg bei kleinem
Radius.
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Für die Beschleunigung der Teilchen an der Innenfläche ergibt sich
ferner bi = 2 ui2/ri, also im Falle unseres Beispieles 2#6,25#1014 bi = - = 1,25-1015cm/sec2
für ri=icm, xi das ist mehr als das Billionenfache der Erdbeschleunigung. Entsprechend
hoch ist der Druck in der Kugelschale, während der Kontraktion.
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Die inneren Teile widersetzen sich der Erhöhung ihrer Geschwindigkeit
infolge ihrer Trägheit, die äußeren Teile suchen jedoch ebenfalls infolge ihrer
Trägheit mit ihrer ursprünglichen Geschwindigkeit nachzuschieben. So wird das Maximum
des Druckes im Innern der Hohlkugelwand angenommen, und zwar gegen Ende der Kontraktion
nicht hinter der Innenflache für
und beträgt etwa'/, e. vi2, also in unserem Beispiel mit ß = 8, vi = 2, 5#107 cm/sec
6, 25 # 1014 dyn/cm2 = etwa 625 Millionen at.
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Der hier dargestellte Vorgang hat große Ähnlichkeit mit demjenigen
bei der sogenannten Kavitation, der Erscheinung des Zusammenbrechens kleiner Hohlräume
in Flüssigkeiten, welche ganz außerordentliche . Zerstörungen selbst an den wertvollsten
Werkstoffen hervorzurufen vermag. Die dabei auftretende Geschwindigkeit der Oberfläche
der zusammenbrechenden Hohlräume und die lokalen hinter dieser Oberfläche auftretenden
Drücke wurden von Lord Rayleigh berechnet. (Phil. Mag. (6), 34, 1917, S. 94).
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Seine Rechnungen führten zu überraschend hohen Werten.
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Er fand
wobei Ro hier der Anfangsradius des Bläschens und P der gewöhnliche Druck in der
Flüssigkeit ist.
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Als Beispiel gibt er an : Pmax = 1260 P für ri = 1/20Ro, also gleich
1260 Atm, wenn P = i Atm, d. h., wenn außen Atmosphärendruck herrscht.
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Will man dieses Ergebnis mit dem obigen vergleichen, so ist zu berücksichtigen,
daß dort mit einem weit größeren Anfangsdruck (etwa 100000 Atm) zu rechnen ist und
auch das Anfangsvolumen ganz erheblich größer gewählt werden kann als im Fall der
Kavitation.
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Im Gegensatz zu dem eben im Vergleich mit der Kavitation besprochenen
Fall wird man den Innenraum der Hohlkugel bei dem vorliegenden Verfahren nicht vollständig
evakuieren, sondern vielmehr mit einem Gas füllen, wobei man den Anfangsdruck um
so geringer wählen wird, je höher die gewünschte Energiekonzentration sein soll.
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Dabei wird die vorher bei evakuiertem Hohlraum beschriebene Kontraktion
des Innenraums der Hohlkugel nicht wesentlich anders ablaufen, solange der Druck
im Innern noch wesentlich unter dem in der Kugelschale auftretenden Drücke liegt
; erst wenn dies nicht mehr der Fall ist, wenn also fast die gesamte Energie aus
der Kugelschalenmasse in das komprimierte Gas übergegangen ist, tritt eine ziemlich
rasche Abnahme der Bewegung der Innenfläche bis zum Stillstand ein. Ist dieser erreicht,
so ist die gesamte kinetische Energie der primären Masse in das komprimierte Gas
übergegangen.
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Die erzielte Energiedichte ist um so größer, je größer das Verhältnis
Kinetische Energie der Hohlkugelmasse Masse der komprimierten Substanz ist. Dabei
ist allerdings zu beachten, daß die Energie, welche zur Verformung der anfangs großen,
dünnwandigen zu der kleinen dickwandigen Hohlkugel des Endzustandes notwendig ist,
in Abzug zu bringen ist.
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Bei flüchtiger Betrachtung des vorgeschlagenen Verfahrens wird man
erwarten, daß durch die Verformung des Wandmaterials erhebliche Verluste an
kinetischer
Energie auftreten werden. Diese Bedenken entfallen jedoch, wenn man sich vergegenwärtigt,
wie verschwindend klein die zum Fließen des Wandmaterials erforderliche Spannung
gegenüber den Spannungen ist, welche unter der Einwirkung des Detonationsdruckes
in der Wand hervorgerufen werden.
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Die Druckspannung in der Wand einer Hohlkugel vom Radius R und der
Wandstärke d bei Belastung durch den Außendruck beträgt R/d#p = etwa 50 # 150 000
= 7 500 000 kg/cm2 für Nitropentaerythrit.
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Denken wird uns aus der Hohlkugelwand in radialer Richtung eine enge
Röhre herausgeschnitten. Diese Röhre steht seitlich unter dem Druck von 7 500 000
kg/ cm2, während an dem einen Ende ein Druck von nur 150 000 kg/cm2, an dem anderen
von I kg/cm2 wirkt.
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Die Verhältnisse sind also ähnlich, als würde die Röhre bei normalem
Druck einer Zugspannung von rund 7500000 kg/cm2 ausgesetzt. Demgegenüber verschwindet
der Wert der Fließspannung, der selbst für Eisen und Stahl in der Größenordnung
von nur 2000 bis 10 000 kg/cm2 liegt, etwa wie = : I000.
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Zur Abschätzung der bei der. Verformung in Verlust geratenden Energie
gelangt man sehr einfach nach einer Formel, von der G. Sachs (Prakt. Metallkunde,
2. Teil, spanlose Formung, S. 126, 138, Berlin, 1934) angibt, daß sie bei den üblichen
Verformungsvorgängen mit der Erfahrung gut übereinstimmt. Danach wird für die Überführung
eines Volumentlementes V mit dem Querschnitt fo in ein solches mit dem Querschnitt
fi die Arbeit . 4 = V # k # ln (f0/f1) benötigt, wobei für k das etwa i, ifache
der Fließspannung des verwendeten Materials zu setzen ist für den Fall, daß in den
einzelnen Teilen des betrachteten Volumens ein verschiedener Verformungszustand
vorliegt.
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Für die dem Wandmaterial erteilte kinetische Energie ergibt sich
E = 1/2 qw # V # v2.
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Damit wird das Verhältnis der Verformungsarbeit zur primären Energie,
wenn noch f0/f1 = R02/R12 gesetzt wird :
(R0, R1 Radius einer herausgegriffenen dünnen Kugelschale).
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Für Eisen mit o = 8 g/cm, A = 5000 kg/sec2 und v = 1011 cm/sec, v
= etwa 3300 m/sec wird beispielsweise für R0/R1 = lo zoo iooo A/E < 5,75% 11,5%
17,25%.
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So zeigt sich, daß selbst für Eisen mit verhältnismäßig hoher Fließspannung
die bei der Verformung auftretenden Verluste nur Bruchteile der Gesamtenergie betragen.
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Man könnte nun jedoch einwenden, daß bei den hier auftretenden hohen
Drücken und Verformungsgeschwindigkeiten der für die Fließspannung angenommene Wert
zu gering ist. Es wurden deshalb Versuche mit eisernen Rohren angestellt und dabei
die Sprengstoffschichten bestimmt, bei deren Anwendung die Rohre gerade zu einem
Zylinder zusammengedrückt wurden. Dabei hat sich gezeigt, daß die Ergebnisse in
verhältnismäßig guter Ubereinstimmung mit den normalen Werten der Fließspannung
standen.
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Auch die praktischen Versuche mit Hohlsprengkörpem haben gezeigt,
daß die Verformungsarbeit nur einen Bruchteil der Gesamtenergie ausmacht, die das
Verkleidungsmaterial bei der Einwirkung der Sprengstoffschwaden aufnimmt.
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Aus dem allgemeinen Ausdruck für A/E erkennt man, daß die Verluste
besonders klein werden, wenn man k klein und Qw groß wählt. Danach zeichnet sich
das Blei mit k = 50 - 150 kg/cm2 und Qw = 11,4 besonders aus.
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Darüber hinaus zeigt es sich, daß AIE um so geringer ist, je größer
die Anfangsgeschwindigkeit der Wandelemente gewählt wird. Dies liegt einfach darin
begründet, daß bei großem v geringere Massen ausreichen, eine bestimmte Energie
aufzunehmen, und daß die Verformungsarbeit um so geringer ist, je kleiner die zu
verformende Masse ist. Da bei sehr hohen Anfangsgeschwindigkeiten der Nutzeffekt
der angewendeten chemischen Energie sinkt, während bei abnehmender Geschwindigkeit
die Verformungsverluste steigen, wird es für jedes Wandmaterial einen gewissen günstigsten
Wert der Geschwindigkeit v geben, der etwas größer ist als der durch den besten
Nutzeffekt bestimmte.
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Dabei ist jedoch zu beachten, daß die Verformungsverluste mit wachsender
Verformungsgeschwindigkeit etwas anwachsen werden, was oben nicht berücksichtigt
wurde. Außerdem ist es für die Erzielung großer Beschleunigungen an der Innenfront
günstig, wenn die Kugelschale bei der gleichen Energie mögrn-ri lichst dickwandig
ist, damit - und damit v1 groß ri ausfällt. In dieser Hinsicht würde sich auch die
Verwendung von reinem Aluminium als Kugelschalenmaterial empfehlen, das auch eine
geringe Fließspannung besitzt und sich bei der Verformung unter Einwirkung des Detonationsdruckes
besonders gunstig verhält, wie auch die Erfahrung mit speziellen, flachen Hohlsprengkörpem
gezeigt hat.
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Ume eine überschlägige Abschätzung der erreichbaren Drücke und Temperaturen
zu erhalten, kann nach dem Vorhergehenden von den Verformungsverlusten zunächst
abgesehen werden. Rechnet man mit einer Hohlkugel vom Anfangsradius 50 cm und der
Anfangswandstärke 2 cm aus Eisen, so erhält man ein Gewicht der primären Masse von
etwa 500 kg.
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Setzt man ferner für die bei der Beschleunigung erzielbare Anfangsgeschwindigkeit
der Wandelemente
etwa v = 3200 m/sec an, was noch bequem erreichbar
ist, so ergibt sich eine Primärenergie von 2, 5'10"Erg.
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Ist die Hohlkugel mit Wasserstoffgas von Atmosphärendruck gefüllt,
so besteht die sekundäre Masse aus rund 50 g, so daß sich im Endstadium ohne Berücksichtigung
der Verluste eine Energiedichte von 2, 5'io"/5o = 0, 5'ion Erg/g ergibt. Geht man
von einem Anfangsdruck von 1/2o Atm des Wasserstoffgases aus, so ergibt sich sogar
eine Energiedichte von 1016 Erg/g. Wie groß dieser Wert ist, erkennt man am besten,
wenn man ihn etwa mit dem Energieinhalt von Sprengstoffen bzw. der Sprengstoffschwaden
kurz nach der Detonation vergleicht. Einer der brisantesten Sprengstoffe, das Nitropentaerythrit,
besitzt eine Energie von 1530 cal/g = 6, 4 # 10110 Erg/g, das ist 1 etwa - des obigen
Wertes.
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150 000 Diesen enormen Energiedichten entsprechen sehr hohe Drücke
und Temperaturen, wie sich z. B. nach F. Hund, » AIaterie unter sehr hohen Drücken
und Temperaturen ( (-Erg. exakt. Naturw. XV, 1936, S. 18g-ergibt. In der Fig. 3
ist ein Diagramm von Hund über den Energieinhalt der Materie wiedergegeben. Daraus
kann die Energie i abgelesen werden, welche i g Masse enthält, wenn es bei einem
bestimmten Druck (p) die Temperatur T besitzt. Die Zahlen bedeuten Zehner-Logarithmen
von, dieses gemessen in 107 Erg/g. Zum Beispiel bedeutet die 8 an der Linie bei
log == 12, daß bei 1012 = i Billion at und Temperaturen bis etwa 106 = 1 Million
Grad, die Energiedichte 08. io'5 Erg/g vorhegt.
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Die obige Abschätzung hatte Energiedichten von 0, 5-lo"-10"Erg/g
oder, was dasselbe ist, 0, 5# 108 - 109 (I07 Erg/g) ergeben, d. h. also, daß diesen
Energiedichten Zustände in dem in der Figur schraffierten Bereich ergeben müßten
mit Temperaturen bis etwa 08 Grad, d. i. io Millionen Grad, und Drücken bis etwa
10 at, at, i. 100 Billionen at. Durch Anwendung der von Hund für diese Gebiete angegebenen
Zustandsgleichungen kann man nachweisen, daß die Gasfüllung und deren Anfangszustand
im Innern der Hohlkugel so gewählt werden können, daß die genannten Höchstwerte
sowohl des Druckes wie der Temperatur, und zwar etwa zugleich-also in dem schrafßierten
Bereich die durch die gestrichelte Linie markierten Werte-erreicht werden müßten.
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Der auch nur kurzzeitigen Erzielung derartig extremer Zustandswerte
auf dem beschriebenen Wege ist aber doch noch ein Riegel vorgeschoben. Bei einem
Druck von nur etwa zoo Millionen Atm hört der Zusammenhalt zwischen den Atomkernen
und den Elektronen ihrer Hülle auf, Atomkerne und Elektronen sind frei beweglich
und verhalten sich ähnlich wie die Moleküle in einem stark verdünnten, idealen Gase.
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Man sagt : die Materie geht in den Zustand des Elektronengases über.
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Wird nun bei dem vorliegenden Verfahren an der Grenzfläche zwischen
komprimiertem Gas und der sich zusammenziehenden Kugelschale dieser Grenzdruck erreicht,
so kann eine weitere Kompression des eingeschlossenen Gases nur noch in geringem
Umfange erfolgen, da nun das Wandmaterial selbst sehr stark zusammengedrückt wird
und dabei Energie aufnimmt.
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In Fig. 4 ist ein Diagramm von F. Hund mit der Dichte (ß) der Materie
als Funktion der Temperatur T und des Gesamtdruckes p (Materiedruck + Strahlungsdruck)
für Materie und Strahlung im thermodynamischen Gleichgewicht wiedergegeben. Von
tieferen Temperaturen abgesehen, gilt die Figur für Materie schlechthin, bei tieferen
Temperaturen sind etwa die Verhältnisse des Eisens zugrunde gelegt.
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Wie aus der Fig. 4 hervorgeht, nimmt die Dichte von etwa ro8 at =
etwa zoo Millionen at ab rasch zu.
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Daher wird bei Erreichen dieses Druckes an der Innenfläche der sich
zusammenziehenden Hohlkugel eine Energieabgabe an die im Innenraum komprimierte
Masse nur noch im beschränkten Umfang stattfinden, die restliche, noch in der Kugelschale
vorhandene Energie wird im wesentlichen zur Verdichtung ihrer innersten Schichten
verbraucht werden.
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Daher wird auch der Druck an der Trennfläche nicht merklich ansteigen,
ähnlich wie die Temperatur des schmelzenden Eises nicht überschritten wird, solange
noch Eis vorhanden ist. Dieser Grenzdruck ist nur in ganz engen Grenzen durch die
Wahl der Wandmaterialien zu beeinflussen. Er beträgt z. B. für Blei 1, 2'ion oder
Wolfram 3-viol at.
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Ahnlich wie sich die Druckeinwirkung bei Erreichung des Gebietes
der Atomzerquetschung störend auf die primäre Masse bemerkbar macht, wirkt sich
auch die Wärmeausbreitung insbesondere durch Strahlung aus, wenn die Temperatur
das Zustandsgebiet des nicht entarteten Elektronengases erreicht.
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Wie aus dem in der Fig. 5 wiedergegebenen Diagramm von F. H u n d
über die Leitfähigkeit der Materie für Wärmeenergie (Transport durch die Elektronen
und durch Strahlung) hervorgeht, steigt dieselbe für Temperaturen über etwa io5
Grad außerordentlich stark an. Die Zahlen an den Kurven bedeuten die Zehnerlogarithmen
von # gemessen in Erg cm sec Grad Das hat zur Folge, daß bei Erreichen von etwa
Io6Grad in der sekundären Masse eine sehr schnelle Rückwanderung aus der sekundären
in die primäre Masse erfolgt.
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Die genaue Berechnung der bei einer bestimmten Temperatur auftretenden
Verluste durch Wärmerückwanderung in die Wand ist außerordentlich schwierig.
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Die Temperatur ist nicht konstant, der Koeffizient der Wärmeüberführung
ändert sich sehr stark mit der Temperatur, die Grenzfläche ist gekrümmt und in sehr
schneller Bewegung begriffen. So kann man eine nur rohe Abschätzung der oberen Grenze
dieser Verluste angegeben. Für den Fall, daß die Temperatur T und die Wärmeübergangszahl
2 konstant ist, ergibt sich für die in der Zeit t durch die Fläche F tretende Wärmeenergie
wobei c die spezifische Arme, @ die Dichte des Wand-
materials bedeuten.
Setzt man für a einen konstanten für die Temperatur an der Grenzfläche geltenden
Wert ein, so erhält man eine obere Grenze für die Wärmeverluste. Aus der Darstellung
von Hund ergibt sich für das Druckintervall po$-3 Io8 at bei der Temperatur 2 Millionen
Grad für die Wärmeleitfähigkeit , = 3, 6#1012. Setzt man ferner C0 # 2#108 und F
= 10, so ergibt sich Q < o, 6#1018 # t Erg (t in sec).
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Für die Zeit t, während der etwa die hohen Werte von T und # angenommen
werden, erhält man eine Abschatzung aus der Geschwindigkeit vi, mit der die Teilchen
der Innenfront zur Mitte hinströmen. Setzt man ==-10000000 m/sec = 107 cm/sec an
und nimmt man ferner an, daß diese Geschwindigkeit auf dem Wege i cm abgebremst
wird, so ist im Mittel #i # 5 # io6 cm und die Bremszeit t # 0,2 # 10-6 sec = 0,2
millionstel sec. Damit wird Q < 0, 27'10"Erg, das ist bei einer Primärenergie
von 2, 5'10"Erg rund 1 derselben. Hiemach wären für eine Temperatur von 2 Millionen
Grad an der Innenfläche der Hohlkugel die Wärmeverluste durchaus ertrãglich.
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Unter Berücksichtigung der mit der Temperatur ansteigenden Wärmeleitzahl
wurde noch eine besondere Abschätzung durchgeführt und dabei gefunden, daß an der
Grenzfläche bei einem Druck von 250 Millionen at noch gerade eine Temperatur von
4 Millionen Grad zulässig erscheint, wenn die Energierückströmung in die Wand I0
°/o der Gesamtenergie nicht überschreiten soll.
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Unter Inkaufnahme erheblicher Energieverluste werden sich diese Werte
für Druck und Temperatur an der Grenzflãche zwischen der sich zusammenziehenden
Kugelschale und der komprimierten Gasmasse noch etwas steigern lassen, ähnlich wie
man die Zerreißfestigkeit der festesten Materialien bei der Erzeugung hoher Drücke
unter Aufbietung eines besonders großen Aufwandes ganz erheblich überschreiten kann.
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Läßt man es beispielsweise zu, daß noch 1016 Erg, d. h. etwa die
Hälfte der vorgesehenen Gesamtenergie, durch Übergang eines Teiles des Wandmaterials
in den Zustand des Elektronengases (# = etwa io Erg) verlorengehen, so könnte man
noch rund io'6/io'4 = zoo g des an der Innenfläche der Hohlkugel gelegenen Materials
auf einen mittleren Druck von 109 - 1010 at bringen. Da bei Iol° at eine Dichte
des Wandmaterials von etwa # = zoo g/cm3 vorliegt (Fig. 4), ist dies etwas mehr
als i cm3. So könnte beispielsweise das komprimierte Gas im Endstadium in einer
Kugel von i mm Radius vorliegen, welche von einer zusammengedrückten Schale des
Wandmaterials von etwa 6 mm Stärke umhüllt wird ; das Volumen der letzteren beträgt
dann etwa i cm3, und der Druck an der Innenfläche 61/12 # 108 at = 3,6 # 109 at,
falls in der Übergangszone in das Elektroengas der Druck Io8 angenommen wird. Mit
den höheren Drücken ergeben sich auch höhere Werte für die erreichbare Temperatur,
wie sich aus dem Verlauf der Linien gleicher Wärmeleitfähigkeit in Abhängigkeit
von Druck und Temperatur ergibt.
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Dieser Übergang eines beachtlichen Anteils der Primärenergie in die
inneren Schichten der Kugelschale wird sich besonders dann bezahlt machen, wenn
man die letzteren an den einzuleitenden Reaktionen zu beteiligen wünscht.
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Für die Abschätzung der Maximalwerte der erreichbaren Drücke und
Temperaturen ist ferner zu beachten, daß deren Verteilung im Innern der komprimierten
Gasmasse nicht homogen ist, sondern einen ähnlichen Verlauf aufweisen wird, wie
man ihn im Sonnen-und Sterninneren beispielsweise nach dem sogenannten Punktquellenmodell
annimmt, bei dem die Energiequellen des Sternes sich alle in der Nähe des Sternmittelpunktes
befinden sollen. Fig. 6 zeigt diese Temperatur-und Dichteverteilung nach H. Vogt
(Aufbau und Entwicklung der Sterne, Heidelberg, I943, S. 87).
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Bei dem vorliegenden Verfahren bildet sich, ãhnlich wie z. B. bei
R. Becker, Zeitschrift für Physik, 8 (1922), S. 329, ausführlich beschrieben ist,
vor der beschleunigt sich zusammenziehenden Innenfläche der Hohlkugel in dem Gas
eine Stoßwelle aus. Man kann sich dies z. B. so vorstellen, daß man sich diese Beschleunigung
der Innenfläche durch kleine unstetige Geschwindigkeitserhöhungen stoßweise erzeugt
denkt ; dann wird jedesmal auf die bereits vor der Fläche herströmende Gasmasse
ein Druckstoß ausgeübt, der sich darin durch eine Druckwelle mit Schallgeschwindigkeit,
also insgesamt mit der Summe von Strömungs-und Schallgeschwindigkeit zum Mittelpunkt
hin ausbreitet und deren Amplitude umgekehrt mit dem Quadrat des Radius der Wellenfront
zunimmt. Damit wiederholt sich hier in der sich verdichtenden Gasmasse der Vorgang
der Energieüberführung aus den äußeren in die inneren Schichten, der in der Kugelschale
zu den enormen Frontgeschwindigkeiten und Beschleunigungen geführt hatte, und ergibt
eine nochmalige Steigerung der Energiedichte in der Frontschicht der zum Mittelpunkt
strömenden Substanz.
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Man wird daher dort zumindest annähernd mit den Drücken und Temperaturen
rechnen können, wie sie im Mittelpunkt der Sonne auftreten und dies nach der vorhergehenden
Bemerkung erst recht dann, wenn man erhebliche Wärmeverluste durch Energierückströmung
in die primäre Masse in Kauf nimmt, so daß an der Trennfläche bereits der Druck
von 250 Millionen at und die Temperatur von 4 Millionen Grad überschritten wird.
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Zur technischen Durchführung des vorgeschlagenen Verfahrens ist folgendes
zu bemerken : Bei der visuellen Beobachtung eines Sprengvorganges, beispielsweise
der Detonation einer Bombe, gewinnt man leicht den Eindruck, als ob dieser Vorgang
sich recht ungeordnet vollzöge und daß man sich bei den ungeheuren Belastungen des
Materials immer mit gewissen nicht steuerbaren Zufälligkeiten abfinden müsse.
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Die modernen Untersuchungsmethoden mit mechanischen Hochleistungszeitdehnern,
Funken-, Kerrzellen-und Röntgenblitzkinematographen haben jedoch ergeben, daß Detonationsvorgänge
mit derselben
Exaktheit ablaufen wie andere physikalische Vorgänge
und daß ihr Ablauf und der eintretende Endzustand genau reproduzierbar sind, wenn
nur stets von den gleichen Anfangszuständen ausgegangen wird.
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Man darf daher bei der Vorbereitung einer Sprengung nicht glauben,
es komme nicht so genau darauf an, sondern es ist sehr wichtig, aber auch zugleich
lohnend, äußerste Sorgfalt dabei aufzuwenden. Es ist häufig vorgekommen, daß erwartete
Effekte erst verspätet nachgewiesen werden konnten, weil man sie nach einem nicht
genügend sorgfältig vorbereiteten und deshalb mißglückten Vorversuch voreilig abgetan
hat.
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Für die Vorbereitung von Anordnungen zur Durchführung des beschriebenen
Verfahrens gilt das eben Gesagte ganz besonders, und es ist nicht zuletzt aus diesem
Grunde in den angeführten Beispielen von einer Hohlkugel mit dem verhältnismäßig
großen Durchmesser von i m gesprochen worden, weil dann Ungenauigkeiten leichter
zu vermeiden sind.
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Besonders ist es die möglichst strenge Einhaltung der Gleichzeitigkeit
der Zündung, die in allen vorliegenden Fällen von besonderer Bedeutung ist und die
sich bei größeren Körpern leichter erzielen läßt als bei kleineren. Es ist verhältnismäßig
schwierig, einen Sprengkörper an allen Punkten einer beliebig geformten Oberfläche
gleichzeitig zu zünden. Statt einer flächenhaften Zündung empfiehlt es sich deshalb,
eine solche in möglichst vielen Einzelpunkten vorzunehmen.
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Einen verhältnismäßig hohen Grad der Gleichzeitigkeit erreicht man
dabei mit Hilfe der sogenannten detonierenden Zündschnur (kabelähnlich umsponnene
Nitropentaerythrit-oder Fulminat-Seele), indem man Hilfszündpunkte ZH anwendet,
von denen man zu den eigentlichen Zündpunkten Z1J Z2, Z3,... gleich lange Stücke
dieser Zündschnur mit konstanter Detonationsgeschwindigkeit (etwa 7500 m/sec) führt.
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In Fig. 7 ist eine spreng-physikalische Anordnung zur Erzielung sehr
hoher Drücke und Temperaturen dargestellt. Die metallische Hohlkugel B ist von einer
Sprengstoffschicht St umgeben mit einer Anzahl von Zündern Z, die unter Verwendung
von HilfszündernZH und gleich langer Stücke detonierender Zündschnüre gleichzeitig
gezündet werden können. Die punktierten Halbkreise in der schraffiert gezeichneten
Sprengstoffschicht deuten die Fronten der von den einzelnen Zündern ausgehenden
Detonationswellen kurz vor Erreichen der Außenbegrenzung der metallischen Hohlkugel
B an.
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Bei Verwendung elektrischer Zünder ist darauf zu achten, daß diese
eine sehr geringe und konstante Verzugszeit aufweisen. Einer Zeitdifferenz von einer
millionstel Sekunde entspricht bereits ein Weg der Detonationsfront von rund i cm,
jedoch ebenfalls ein solches Stück der detonierenden Zündschnur, so daß bei deren
Verwendung gute Genauigkeiten zustande kommen. Fehler durch etwa vorhandene Fehlstellen
oder Unregelmäßigkeiten in der Schnur können dadurch vermieden werden, daß für jede
Ubertragungsstrecke mehrfache Schnüre verwendet werden.
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Eine Glättung der gewünschten kugelförmigen, zum Mittelpunkt hinlaufenden
Detonationsfront ist in Anlehnung an die Optik durch die Verwendung von » Sprengstofflinsen
« möglich. Ahnlich wie dort die Lichtstrahlen kann man hier ein divergentes Bündel
von Detonationsstrahlen in ein konvergentes umwandeln, indem man in dem Sprengkörper
mit der Detonationsgeschwindigkeit D entweder konvexe oder konkave Linsen aus einem
Sprengstoff mit größerer Detonationsgeschwindigkeit als D zwischen den Zünder und
die zu beschleunigende Hohlkugeloberflache einschiebt. So kann man beispielsweise
konvexe Linsen aus Trinitrotoluol bei einem Hauptsprengkörper aus Hexogen oder konkave
Linsen aus Hexogen oder Nitropentaerythrit bei einem Hauptsprengkörper aus Trinitrotoluol
verwenden.
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Sprengstoffe mit noch kleineren Detonationsgeschwindigkeiten, beispielsweise
Bergwerkssprengstoffe, sind für derartige Anwendungen nicht geeignet.
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Obgleich sie einen größeren » Brechungsindex « ergeben würden, wird
man doch wegen ihrer zu geringen Homogenität von ihrem Gebrauch für den vorliegenden
Zweck absehen.
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Die Form der Trennflächen zwischen den Sprengstoffen mit den verschiedenen
Detonationsgeschwindigkeiten (D1 und D2) ergibt sich sehr einfach aus der folgenden
Bedingung für die Wege s der Detonationsstrahlen +=const=+ D, D2 D, D2 für eine
einfache Trennflache oder Sl~ 2 + 1 = const = Sl°-i-S2° + solo D1 Da D1 D1 D2 D1
für eine doppelte Trennfläche bei » Linsen «, wobei sich die Indizes i und 2 auf
die beiden Sprengstoffe und der Index o auf den kürzesten Detonationsweg beziehen.
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In der Fig. 8 ist eine solche Umkehr der Krümmung der Detonationsflächen
bei der Verwendung von Trinitrotoluol mit Di = 6500 m/sec und eines Zwischenkörpers
aus Nitropentaerythrit mit D2 = 7800 m/sec dargestellt. Die Figur zeigt, wie durch
Einschaltung derartiger Sprengstoff-Linsen die gestrichelt dargestellten Detonationsflächen
im Lauf ihres Fortschreitens der Krümmung der zu beschleunigenden Masse M angepaßt
werden.
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Zur Erzielung einer möglichst großen Energiedichte ist es vorteilhaft,
einen Sprengstoff mit möglichst hoher Detonationsgeschwindigkeit, z. B. Hexogen,
für die Beschleunigung der Hohlkugelwand zu verwenden. Zweckmäßig preßt man dann
die Sprengstoffumhüllung des Druckgefäßes als einzelne Teilstücke. Auf diese Weise
läßt sich eine bessere Homogenität der Sprengstoffhülle und damit ein gleichmäßigerer
Ablauf der Detonation erzielen als mit gegossenen Mischungen, welche häufig Lunker
und andere Inhomogenitäten enthalten.
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Im Hinblick auf einen möglichst gleichmäßigen Ablauf der Detonation,
insbesondere auch auf ein möglichst regelmäßiges Anlaufen derselben in der Umgebung
der Zündstellen sowie auf eine gute Aus-
nutzung des Sprengstoffes
ist es ferner vorteilhaft, die Sprengstoffschicht außen mit einer Verdämmung zu
versehen und den ganzen Körper beispielsweise in Beton oder Erdbereich einzubetten.
Beispielsweise ist es zweckmäßig, die nach außen frei werdende Sprengstoffenergie
zugleich anderweitig auszunutzen, indem man derartige Versuche in Bergwerken oder
Steinbrüchen durchführt.
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Zur besseren Beobachtung der Vorgänge während und kurz nach der Detonation
sowie zur leichteren Auffindung der verbleibenden Rückstände, welche die wertvollen
Endprodukte enthalten, wird es sich jedoch auch häufig empfehlen, den Sprengkörper
unverdämmt einige Meter über einer möglichst ebenen und glatten Fläche des Erdbodens
frei aufzuhängen.
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Im übrigen ist eine Zerlegung der Hohlkugel in viele Einzelteile
nicht zu erwarten, da sie zusammenschrumpft und ihre Wandstärke dann 20-bis 30mal
so groß wie der Innenraum weit ist. Nachteilig ist bei den erwähnten Ausführungsbeispielen,
daß sich bei den größeren der geplanten Körper recht erhebliche Gewichte ergeben,
so daß auch aus diesem Grunde gegossene Sprengkörper kaum in Frage kommen, weil
diese zu unhandlich werden würden. Eine eiserne Hohlkugel vom Durchmesser i m und
der Wandstärke von nur i cm wiegt z. B. etwa 250 kg. Dazu kommt bei 20 cm starker
Belegung ein Sprengstoffgewicht von etwa 1500 kg. Zusammen mit der Außenverdämmung
ergibt sich so ein Gesamtgewicht von rund 2 t.
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Dieses Gewicht ist allerdings nicht zu hoch, wenn man es mit dem
anderer Hochdruckanlagen vergleicht. Ferner bezieht es sich auf einen ziemlich extremen
Fall. Im allgemeinen kommt man aber mit kleineren Dimensionen aus. Eine nur halb
so große Anlage würde nur ein Achtel des angegebenen Gewichtes ergeben, also etwa
250 kg, oder eine ein viertel mal so große nur etwa 35 kg. Da der Durchmesser des
Innenraumes im Endzustand ebenfalls nur mit der dritten Wurzel aus dem Gewicht zunimmt,
hat es im allgemeinen keinen Sinn, große unhandliche Anlagen zu verwenden.
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Man kann jedoch auch in anderer Weise nicht nur zu kleineren, sondern
auch zu leichter vorzubereitenden und bequemer zu handhabenden Anordnungen gelangen,
indem man statt der ganzen Hohlkugel nur einen Teil derselben, einen Kugelschalenabschnitt,
verwendet und den zugehörigen Hohlraum-Sektor durch eine starkwandige konische Druckzelle
begrenzt, wobei der Offnungswinkel der letzteren zur Erzielung einer guten Abdichtung
um einen geringen Betrag kleiner gewählt wird als derjenige des herausgegriffenen
Kugelsektors.
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In der Abb. 9 ist eine derartige Druckzelle mit starrer Wand dargestellt.
In einer Bombe A z. B. aus Stahl oder Blei befindet sich ein kegelförmiger Hohlraum
B, der an seiner Spitze mit dem zu komprimierenden Medium angefüllt ist und durch
die zu beschleunigende Hilfsmasse M abgeschlossen wird. Vor dieser befinden sich
zwei linsenförmige Sprengstoffpackungen Tri (Trinitrotoluol) mit dazwischen geschaltetem
Sprengstoff Ni (Nitropentaerythrit). Bei Zündung durch den Zünder Z wird die Detonationsfront
so gelenkt, daß sie beim Erreichen der Hilfsmasse M genau mit ihr zur Deckung gebracht
wird.
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Die Vorgänge in dem Kugelsektor spielen sich dann genauso ab wie beim
Vorhandensein der gesamten Kugel.
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Da bei so kurzzeitigen Vorgängen die Trägheit eine sehr bedeutende
Rolle spielt, können sich zerstörende Einflüsse nicht auswirken. Diese breiten sich
in dem Bombenmaterial höchstens mit Schallgeschwindigkeit aus, für Stahl beispielsweise
mit etwa 5000 m/sec, für Blei bedeutend weniger, während die Detonation und anschließende
Kompression mit viel größerer Geschwindigkeit erfolgen.
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Auf diese Weise läßt sich das Gewicht der ganzen Anlage unter Beibehaltung
der Dimensionen der Radien im Anfangs-und Endzustand und damit auch des Kompressionsverhältnisses
ganz erheblich herabsetzen.
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Um dann die Kapazität der Anlage wieder zu erhöhen, kann man, wie
in Fig. io dargestellt, zwei oder mehrere der so erhaltenen Druckzellen unter Fortlassung
eines kleinen Teiles an der Kegelspitze so zusammensetzen, daß sie sternförmig in
eine kleine gemeinsame Druckkammer einmünden. Gegenüber der rein kugelförmigen Anordnung
gewinnt man so den Vorzug einer viel bequemeren Herstellung.
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Darüber hinaus ergibt sich aber die Möglichkeit, die Dauer der Einwirkung
des Endzustandes etwas zu verlängern und zu steuern, indem je zwei oder mehrere
symmetrisch gelegene Druckzellen zu Gruppen zusammengefaßt werden und die einzelnen
Gruppen mit ganz geringen Zeitdifferenzen gezündet werden.
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Wenn dann die Haupteinwirkung der ersten Gruppe bereits im Abklingen
begriffen ist, setzt diejenige der zweiten ein und so fort.
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Neben der eben beschriebenen Abänderung der prinzipiell sehr einfachen,
jedoch in der praktischen Durchführung etwas komplizierten rein kugelförmigen dynamischen
Druckzelle gibt es noch eine ganze Reihe anderer Möglichkeiten, die Grundidee der
Übertragung der kinetischen Energie größerer, sprengphysikalisch beschleunigter
Massen auf wesentlich kleinere Massen und der Erzeugung hoher Drücke und Temperaturen
auf diesem Wege zu verwirklichen.
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Hierzu werden noch einige Ausführungsbeispiele angegeben. Zunächst
soll auf eine Anordnung mit zylindrischer Druckkammer eingegangen werden.
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Diese hat eine Reihe von Vorzügen, insbesondere auch deshalb, weil
sich dabei besonders einfache Wege zur Einleitung der Zündung ergeben. Als Beispiel
hierfür ist in der Fig. m schematisch eine solche Anordnung im Aufriß dargestellt.
Die Druckkammer B besteht aus einem Zylinder, auf dessen Grundflachen Halbkugeln
aufgesetzt sind. Der Sprengstoff Sp umgibt die Zylinderwand in Form eines Doppelkegels,
längs dessen Grundlinie die Zündung gleichzeitig erfolgt. Dazu ist der Sprengstoff
S umhüllt mit einem Mantel aus inertem Material J, beispielsweise Zement, welcher
selbst wiederum außen mit einer dünnen Sprengstoffschicht St verkleidet ist. Wird
dann letztere gleichzeitig in den beiden Spitzen des entstandenen Doppelkegels gezündet,
so läuft die Detonation zugleich in zwei Ästen die beiden Kegelmäntel entlang, ohne
dabei zunächst
den inneren Sprengkörper zu beeinflussen, weil jener
durch die inerten Zwischenschichten geschützt ist.
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Bei dem Zusammentreffen der beiden Zündäste wird dann erst der innere
Sprengstoffdoppelkegel längs seiner Grundlinie, an welcher die inerte Umhüllung
unterbrochen ist, intensiv gezündet. Durch die Wahl der symmetrischen Zündungsäste
von den beiden Spitzen des Doppelkegels aus wird eine größere Gleichmäßigkeit mit
einer besonders kräftigen Einleitung der Zündung des Hauptkörpers verbunden.
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Bei dieser Züdnung werden nun die Elemente der mittleren Zone des
metallischen Hohlzylinders gleichzeitig von der Detonation erfaßt und zur Achse
hin beschleunigt. Dort werden nun entweder durch die rasche Kompression einer Gas-oder
Dampffüllung oder aber, bei evakuiertem Hohlraum, beim Zusammentreffen der Wandelemente
auf der Hohlraumachse hohe Drücke und Temperaturen erzeugt.
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Eine im Prinzip ähnliche Anordnung mit zylindrischer Druckkammer
B ist in der Fig. 12 dargestellt.
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Der Unterschied gegenüber der im vorhergehenden beschriebenen besteht
erstens darin, daß hier die Druckkammer B an ihren Grundflächen durch starke verdämmende
Metallplatten Me abgeschlossen ist, und zweitens die Wellenfront bei der Detonation
durch linsenähnliche Sprengstoffanordnungen, beispielsweise aus Trinitrotoluol und
Hexogen, weitgehend einer Zylinderfläche angeglichen wird. Die Zündführung Zf verläuft
innerhalb einer Packung aus inertem Material J.
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Besonders geeignet ist eine andere Anordnung, die in der Fig. 13
schematisch dargestellt ist. Die Druckkammer B hat im wesentlichen die Form eines
Kegels oder Kegelstumpfes. Die Wand ist von Sprengstoff Sp umgeben. Der so entstehende
Sprengkörper wird gleichzeitig an der an der Kegelbasis befindlichen Ringfläche
gezündet, indem wieder inerte Massent zur Abschirmung verwendet werden. Die Detonationsfront
läuft dann an dem Kegelmantel entlang, wobei die Wandelemente Zone für Zone beschleunigt
werden.
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Durch besondere Wahl des Kegelwinkels und der Stärke der Sprengstoffbelegung
kann man erreichen, daß der Winkel (o), um den die Geschwindigkeitsvektoren der
einzelnen Wandelemente bei ihrer Beschleunigung gedreht werden, gleich dem halben
Öffnungsweinkel des Kegels ist. Die Kegelwandungen schlagen dann auf der Hohlraumachse
zusammen.
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Diese Anordnung zeigt die Verwandschaft mit den verkleideten Hohlsprengkörpern.
Hier wie dort kommt ein kegelförmiger Hohlraum zur Anwendung, wobei die Zündung
von der Basisseite her erfolgt. Man kann auch sagen, daß hier ein negativer Kegelwinkel
vorliegt. In dem Ausdruck für die Strahlgeschwindigkeit einer verkleideten kegelförmigen
Hohlladung mit dem Öffnungswinkel 2ß: v' # v # cotg ß + #/ 2 ist dann ß negativ
anzusetzen, und wenn ß sich dem Wert von co nähert, geht gegen o, und mit dem Kotangens
geht v'und damit die Strahlenenergie gegen oo ; die Strahlmasse, welche proportional
ist, geht dann gegen o. Das bedeutet aber, daß dann im Gegensatz zu den obenerwähnten
verkleideten Hohlsprengkörpern keine Strahlbildung aus der Verkleidung heraus stattfindet,
daß vielmehr die Energieanhäufung an der Innenfront der sich zusammenziehenden gekrümmten
Wände immer stärker anwächst, so daß kosmische Zustände (Bildung von Elektronengas)
erreicht werden.
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Der Winkel co, um den die Richtung der Elemente einer mit Sprengstoff
belegten Scheibe g während ihrer Beschleunigung bei der Detonation gedreht wird,
ist gegeben durch sin # = 1/ v/ cos #, 2 D wobei 8 der Winkel ist, den die Detonationsrichtung
mit dem Scheibenelement bildet, und das Verhältnis D der Geschwindigkeit (v) der
Scheibenelemente zur Detonationsgeschwindigkeit (D) entweder experimentell oder
aus der folgenden Beziehung
| V 2 fDichte. Dicke der Sprengstoffschicht i |
| D 3 ( Dichte. Stärke der Scheibe j |
zu ermitteln ist.
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Da sich-und damit co nicht ändert, wenn das Verhältnis Dicke der
Sprengstoffbelegung zu Wandstärke des Hohlkegels konstant ist und wenn ferner die
Detonation überall parallel zur Kegelwand fortschreitet, so daß auch b konstant
ist, kann man den Hohlkegel auch mit zur Spitze hin ansteigender Wandstärke wählen,
wenn nur die Sprengstoffbelegung in demselben Maße zunimmt. So kann man es z. B.
erreichen, daß jede einzelne Zone des Hohlkegels dieselbe Masse erhält, indem für
die engeren Zonen der kleinere Radius durch die größere Wandstärke kompensiert wird
; man kann sogar für die engeren Zonen, welche später zusammengequetscht werden
als die weiteren, eine besonders hohe Wandstärke benutzen, um so den Endzustand
möglichst lange aufrechtzuerhalten. Nuf diese Weise kann man auch zu einer zylindrischen
Außenform der mit Sprengstoff belegten Druckzelle gelangen.
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Die eben beschriebenen dynamischen Druckzellen lassen sich ebenso,
wie weiter vorn für diejenigen mit feststehendem Kegelmantel beschrieben wurde,
zu zweien oder mehreren, zu Zwillings-oder sternförmigen Mehrfachzellen vereinigen,
wobei man neben einer Vergrößerung des Fassungsvermögens für das zu komprimierende
Gas auch wieder die Möglichkeit gewinnt, die Einwirkungszeit des Endzustandes durch
geeignete Zündführung zu verlängern.
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Aus der Beziehung für den Winkel (#) für die
Drehung
des Geschwindigkeitsvektors der Wandelemente während der Beschleunigung bei der
Detonation kann man noch erkennen, daß der Winkel 8, unter dem die Detonation die
AuBenoberflache der Druckzellenwand erreicht, von gewissem Einfluß auf die Veränderung
der Richtung der zusammenströmenden Materialteilchen ist. Dabei kann man es erreichen,
daß die Wandelemente auch dann senkrecht zur Zellenachse zusammenströmen, wenn die
Detonationswellenfront die Außenoberfläche nicht überall unter demselben Winkel
(z. B. o oder go°) erreicht, wenn man nämlich die Neigung der Wandelemente gegen
die Zellenachse geeignet ändert. So gelangt man beispielsweise zu einer spindelförmigen
Druckzelle, deren genaue Form mit Hilfe der Beziehung
ermittelt werden kann (vgl. Fig. 14), wobei p den Winke] der jeweiligen Neigung
der Außenwand der Spindel gegen die Hohlraumachse und d'den zugehörigen Winkel der
Detonationsrichtung mit der Achse bedeutet.
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Diese allseitig abgeschlossene Druckzelle wird zweckmäßig, wie in
Fig. m da. dargestellt, in einen Doppelkegel aus Sprengstoff eingeschlossen, welcher
durch geeignete Zündführung gleichzeitig längs der Kegelgrundlinie gezündet wird.
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In ähnlicher Weise läßt sich auch die flache Hilfsmasse für die Druckzelle
mit starren Wänden geeignet formen und so die Verwendung der Sprengstofflinsen,
welche eine sehr starke Sprengstoffbelegung erfordern, vermeiden.
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Aus den angeführten Beispielen geht hervor, daß es sehr viele und
vielseitige sprengphysikalische Anordnungen gibt, um nach dem dargestellten Prinzip
extrame Zustände zu erzeugen. Allen gemeinsam ist : i. die Beschleunigung einer
vorwiegend flach verteilten, vorzugsweise metallischen Masse M durch die Detonation
einer anliegenden Sprengstoffschicht, 2 ; die Kompression einer eingeschlossenen
Gasmenge dadurch, daß die Masse M entweder als plastischer Kolben in eine Druckkammer
mit praktisch starren Wänden hineingepreßt wird oder als Gefäß mit plastisch sich
zusammenziehenden Wänden ausgebildet ist, wobei durch zweckmäßige Formgebung von
M und durch geeignete Wahl von Sprengstoffbelegung und Zündführung das Auftreten
nichtradialer Geschwindigkeitskomponenten beim Zusammenströmen der Elemente von
M vermieden wird.
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Eine Vorrichtung gemäß der Erfindung kann beispielsweise verwendet
werden zur Erzeugung derjenigen hohen Temperatur, die für Kemverschmelzungsprozesse
notwendig ist. Bekanntlich macht es große Schwierigkeit, so hohe Temperaturen zu
erzeugen, so daß man zur Einleitung der Kernverschmelzung bei der Wasserstoffbombe
eine Uranbombe benutzt hat, ein Verfahren, das für friedliche Auswertung der Kernenergie
nicht brauchbar ist.
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Ein weiteres Beispiel für die Anwendung der Vorrichtung nach der Erfindung
besteht darin, daß man die erzeugten hohen Drücke und Temperaturen für die Synthese
von Stoffen benutzt, die nur unter solchen Verhältnissen erzeugt werden können,
beispielsweise für die Diamantsynthese. Die Vorrichtung kann ferner benutzt werden
für die Untersuchung von Stoffen, insbesondere Metallen, auf ihre Verwendbarkeit
für extrem hohe Temperaturen und Drücke. Bei einer Atombombe, bei der das Material
ebenfalls hohen Drücken und Temperaturen ausgesetzt ist, bleiben von den Teilen
der Bombe bekanntlich keine Stücke übrig, die untersucht werden könnten. Mit der
Vorrichtung gemäß der Erfindung können dagegen solche Untersuchungen dur chgeführt
werden.