close

Вход

Забыли?

вход по аккаунту

?

Anomale Umladungserscheinungen bei Ionensten mit Resonanzverstimmung.

код для вставкиСкачать
F. Wolf. Anomak Umhadungserscheinungen b& Ionenstij~enww. 543
Anomale U~lndzcngsersche~nungerc,
be4 Ionenst6/3em
m4t R e 8 o n c c ~ ~ x v ~ s t 4 r n ~ n u a g
Von Pranx Wolf
(Mit 18 Figuren)
I n h a l t ; I. Versuchsanordnung. - 11. MeBverfahren: 1. Anpaseung der
Formeln ; 2. Praktische Anlage der Messungen; 3. Korrektur bei kleinsten
Geschwindigkeiten. - III. MeBergebnisse.
IV. Diskussion der Ergebnisse:
1. Uber die Zuverlassigkeit des MeBverfahrens ; 2. Die Ionisierungskurven ;
3. Einzelheiten uber die Umladungskurven ; 4. Zur Giiltigkeit des Resonanzprinzips. - Zusammenfaseung.
-
Meine fruheren Umladungsmessungen bei IonenstoBen mit Resonanzverstimmung in ,,IV"l) ergaben im Fall der StoBe H+ --t Ar
und He+ --t Ar, da6 der Umladungsquerschnitt mit abnehmender
Ionengeschwindigkeit gleichmLBig absinkt und noch bei endlicher
Strahlenergie dem Wert Null zuzustreben scheint. Dasselbe Verhalten lie8 sich indirekt auch aus dem Verlauf zahlreicher Kurven
des gesamten Wirkungsquerschnitts vermuten, die von R a m s a u e r ,
K o l l a t h und L i l i e n t h a l a ) unter Verwendung von Protonen als
Geschossen sowie von mir mittels der Geschosse Ha+, He+ und Ne+
in ,,III" erhalten wurden. Auch diese Kurven streben, wenn man
von groBen zu kleinen Strahlgeschwindigkeiten ubergeht, offensichtlich wegen der abnehmenden Urnladung alle mehr oder weniger
steil gegen Null, ehe sie gegen ganz kleine Geschwindigkeiten hin
wegen der dort mehr und mehr hervortretenden Streuung wieder
ansteigen. Diese Erfahrungen uber die Urnladung decken sich mit
den Ergebnissen theoretischer fjberlegungen. Hiernach hat man
eine Bbnahme der Urnladung rnit abnehmender Strahlgeschwindigkeit und ihr Beginnen bei einem endlichen Einsatzpotential fiir
IonenstoBe mit Resonanzverstimmung ganz allgemein zu erwarten.
1) Zwecks kurzer Ausdrucksweise zitiere ich im folgenden meine mit
diesem Gegenstand zusammenhlngenden fruheren Arbeiten - in hereinstimfolgendermalen: F. Wolf,
mung mit den schon fruher henutzten Nummern
Ann. d. Phys. [5] T3. S. 285. 1935 kurz ,,I"; 23. S. 627. 1935: $1"; 26. S. 527.
1936: JII"; 25. S. 737. 1936: ,,IV"; Naturw. 24. S. 447. 1936: ,,V".
2) C. R a m s a u e r , R. R o l l a t h u. D. L i l i e n t h a l , Ann. d. Pbys. [5] 8.
S. 709. 1931.
37 *
-
544
Annalen der Physik. 5. Folge. Band
27. 1936
Etwas ganz anderes lieferten die Messungen, die ich fur den
StoBvorgang H,+ -+ Ar in ,,W" wiedergeben konnte. Zwar sinkt
auch hier der Umladungsquerschnitt mit abnehmender Ionengeschwindigkeit zunachst, wie man erwartet, ab. Gegen noch kleinere
Geschwindigkeiten hin aber steigt er, in volligem Widerspruch mit
der theoretischen Voraussage, ganz merklich wieder an. - Ferner
fie1 mir in der Literatur auf, daS offenbar auch bei anderen StoBvorgangen Abweichungen von dem erwarteten einfachen Verhalten
vorzuliegen scheinen. R a m s a u e r und Kollath') schlossen namlich auf indirektem Wege aus Streumessungen fiir H+ --t H, und
H+ -+ A r auf gmz erhebliche Umladungsquerschnitte noch bei
Strahlgeschwindigkeiten, die so klein waren, da6 man aus dem Abfall der Kurve des gesamten Wirkungsquerschnitts hier keiiierlei
umladende Wirkung mehr vermutet hatte.
Das Ziel der vorliegenden Arbeit war, diese Eigentiirnlichkeiten
aufzuklaren. Die bisherige Versuchsanordnung eignete sich wenig
dam. Denn gerade bei kleinen Strahlgeschwindigkeiten, auf die es
hier ankommt, lieferte sie Ergebnisse, die mit besonders groBen
Unsicherheiten behaftet waren. Ich habe die Mefleinrichtung daher
einer grundlegenden Abanderung unterzogen , die ihre Zuverlassigkeit wesentIich verbessert hat. Es gelang, eine groBe Anzahl von
StoBvorgangen genauer auf Umladung zu untersuchen. In einzelnen
Fallen wurde als Nebenergebnis auch die Ionisation gepriift. fjber
diese Dinge sol1 hier vollstandig berichtet werden, nachdem in der
Notiz ,,V" bereits fluchtig von einigen Ergebnissen die Rede war.
I. ober die Versuchsanordnung
Die Versuchsanordnung, wegen deren Einzelheiten auf die ausfuhrliche Beschreibung in ,JI" verwiesen werden muB, zieht in der
alten wie in der neuen Ansfiihrung die im Gasraum durch StoB
entstehenden langsamen Ladungen mittels einer kleinen Potentialdifferenz auf einen Schutzringkondensator hinaus. Die MeBelektrode
dieses Kondensators ist ein abseits vom Ionenstrahl angeordneter,
diesem parallel laufender dunner Draht, der ,,MeBdraht", dessen
wirksame Lange dadurch beschrankt wird, daB nach dem Schutzringprinzip weitere, auf gleichem Potential befindliche Drahtstiicke,
die ,,Schutzdrahte", ihn iiber seine Enden hinaus nach beiden
Seiten fortsetzen.
1) C. Ramsauer u. R . K o l l a t h , Ann. d. Pbys. [5] 17. S. 755. 1933.
F. Wolf. Anomale Umladun~sersc~inungen
bei Ionenstopen usw. 545
Bei der bisherigen Anordnung, auf deren Mangel ich hier zuniichst kurz eingehen muB, wurde nun die zweite Belegung des
Kondensators einfach durch den alles andere umgebenden Faradaykafig dargestellt, der zur Messung der gesamten Strahlintensitat
notig ist. Die raumlichen Verhaltnisse erlautert die Fig. 1, wenn man sich den mit N
q
bezeichneten Teil aus ihr entfernt denkt. Sie
Ionenstrahls
gibt einen senkrecht
stehenden auf
Querschnitt
der Richtung
durch das
des
Auffangersystem. Da sowohl der Faradaykafig Ii wie der MeBdraht M dem Strahl
0
t=::::*
MJ
folgen, also beide mit ihrer Liangsausdehnung
7
2rm
senkrecht auf der Bildebene von Fig. 1
u
stehen, erscheint der Kafig nur als Kreis, der
1. QuerschniM
MeBdraht als Punkt. I n der Mitte des Kafigs
durch das
ist der Querschnitt des Ionenstrahls selbst
Auff%ersystem
gestrichelt angedeutet.
Die vollige Unsymmetrie der Elektroden war naturlich fur ein
wirksames Absaugen der vom Strahl erzeugten langsamen Ionen
wenig giinstig. Nur auf3erster Mangel an Raum im Innern der von
den magnetischen Polschuhen umschlossenen Versuchsanlage die
urspriinglich fiir Wirkungsquerschnittsmessungen gebaut wurde, besonders auch Mangel an Raum fiir weitere Zuleitungen, war der
Grund fur diese anfangliche Ausfuhrung. Die starke Feldinhomogenitat hatte zur Folge, daB erst durch Anlegen groBerer Potentialdifferenzen Sattigung an langsamen Ionen erreicht werden konnte.
GroBe Potentialdifferenzen senkrecht zur Strahlrichtung muBten aber
auch die primaren Ionen merklich beeinflussen und bei kleinen
Strahlgeschwindigkeiten sie sogar auf den MeBdraht selbst lenken.
Um derartige Storungen zu vermeiden, konnte hier nur mit unvollstandiger Sattigung gearbeitet werden. Die nachtragliche Umrechnung der MeBwerte auf volle Sattigung brachte naturgemaB grobe
Unsicherheiten in die bei kleinen Geschwindigkeiten erhaltenen Endergebnisse. Aber dariiber hinaus zeigte der Vergleich von Umladungskurven mit solchen des gesamten Wirkungsquerschnitts, daB
die Anordnung uber das game benutzte Geschwindigkeitsintervall
hinweg den Umladungsquerschnitt durchgehend zu groB mag. Dies
deutete, worauf auch Rostagni') aufmerksam gemacht hat, darauf
hin, dab das absaugende Feld wegen der ungiinstigen Form der
,
1) A. R o s t a g n i , Ricerca scientifica VI. 2. Nr. 5-6;
24.
S. 543. 1935.
Ann. d. Phys. [5]
546
Annabn der Physik. 5. Folge. Band 27. 1936
Elektroden trotz der Schutzdrahte in der Strahlrichtung uber die
geometrische Lange des MeBdrahtes hinausgiiff , die ma6gebend in
die Auswertung eingeht. Wenn diese Mangel auch meine friiheren,
mehr qnalitativen Untersuchungen wenig storten, so muBten sie f u r
eine genauere Priifung der Umladung gerade bei kleinen Geschwindigkeiten unbedingt vermieden werden.
Bei der neuen Versuchsanordnung wird dies durch verbesserte
Form des absaugenden Feldes angestrebt. Unter uberwindung der
Raumschwierigkeiten gelang es, im Innern des Kafigs K an der
Stelle N der Fig. 1, also auf der anderen Seite des primaren Ionenstrahls, noch eine zweite Drahtelektrode anzubringen, die dem MeBdraht M parallel verlauft und dieselbe Lange hat wie dieser selbst
mit den beiden ihn nach vorn und hinten fortsetzenden Schutzdrahten zusammen. Legt man jetzt zwischen M (nebst Schutzdrahten) und N eine Potentialdifferenz an, so mu6 ein F'eld entstehen, dessen Kraftlinien sowohl in der Bildebene der Fig. 1 wie
senkrecht dazu ganz bedeutend enger zusarnmengedrangt bleiben als
die des alten. Vor allem der der
Elektrode M abgelegene Teil des
Strahlquerschnitts wird jetzt vom Feld
besser erfaBt. Man kann Sattigung
schon bei vie1 kleineren Saugspannungen erwarten, und die wirksame Langsausdehnung des Feldes durfte besser
als fruher mit der geometrischen Lange
des MeBdrahtes iibereinstimmen.
Die praktische Schaltung dieser
Anordnung zeigt die Fig. 2. Zwischen
den Auffangedriihten R, M , S einerseits und N andererseits wird standig
eine regulierbare Saugspannung P M
aufrechterhalten, deren Vorzeichen urnFig. 2. Schaltbild
kehrbar ist, um Ionen oder Elektronen
aus dem Gasraum herauszufangen. PH werde positiv gerechnet,
wenn an die Seite des MeBdrahts der positive Batteriepol angelegt
ist. Der Kafig befindet sich durch Verzweigungsschaltung standig
genau auf der Mitte zwischen den Potentialen von M nnd N , wodurch ein streng symmetrischer Feldverlauf in seinem Innern erreicht wird. Zur Ausschaltung der Unsicherheiten , die durch
Schwankungen der Strahlintensitat entstehen, kommt auch jetzt
wieder das Verfahren der gleichzeitigen Messung mit zwei Elektrometern zuG Anwendung, das in ,,I'' ausfuhrlich beschrieben ist. Die
F. Woy. Anomale Umladungserscheinungen bei Ionenstopen usw. 547
Ton K aufgefangenen' Ladungen werden durch das Saitenelektrometer gemessen. Das Hoffmannelektrometer bleibt standig a n M angelegt, kann aber zusatzlich auch noch mit dem Schutzdraht S
verbunden werden, um in gesonderten Versuchen die von S aufgefangene Menge zu ermitteln, die als Korrektur fiir die Auswertnng
notig ist (vgl. Abschn. I1,l).
DaB der neue Schutzringkondensator tatsachlich bedeutend vorteilhafter arbeitet als der alte, ergibt sich aus der in Fig. 3 als
,
+
l;k-=r-
70
0
-70
-20
-3016/r
Fig. 3. Siittigungskurve
Beispiel abgebildeten Sattigungskurve, die rnit Protonen von 385 Volt
als Geschossen im Argongas aufgenommen ist. Sie zeigt unter
konstant gehaltener Primarionenmenge die Aufladung des MeBdrahtes in Elektrometerskalenteilen bei variierter Saugspannung Py.
Die Ordinaten Null auf der linken Seite der Kurve bedeuten, daB
keine Elektronen, die von Null verschiedenen Ordinaten rechts, daB
wohl langsame Ionen im Gas erzeugt werden. Wahrend aber die
fruhere Anordnung mindestens PM = - 20 Volt erforderte, wird hier
bereits bei PM = 4 Volt die Sattigung a n Ionen praktisch er-'
reicht. Dies hat zur Folge, daB man rnit der Strahlgeschwindigkeit
jetzt mindestens bis auf 40 Volt an Stelle von 200 Volt bei der
friiheren Anordnung heruntergehen kann, ohne daS der direkte
Strahl den MeBdraht trifft und dadurch Stiirungen verursacht. Ja.
ich konnte von dem friiher bei allen Geschwindigkeiten unter
200 Volt notigen, unsicheren Arbeiten mit unvollstandiger Sattigung
selbst unterhalb 40 Volt ganzlich absehen, da sich auch hier der
EinfluB primarer Strahlionen auf den MeBdraht als gering erwies.
nber eine in diesem Gebiet wegen der Primarionen angebrachte
kleine Korrektur vgl. Abschn. 11,3.
Bei allen groBeren Strahlgeschwin digkeiten wahlte ich ubrigens
gewohnlich PM = 10 Volt. Erst unterhalb 100 Volt wurde die
Saugspannung mit abnehmender Strahlenergie fortlaufend bis auf
Py = - 5 Volt zuriickgesetzt.
-
-
II. MeOverfahren
Die Grundlagen sind dieselben, wie sie in ,,IIb'eingehend beschrieben wurden. Die Durchfuhrung wird hier nur dadurch
Annalen der Physik. 5. Fo2ge. Band
548
27. 1936
schwieriger, daB die Elektrode N des Schutzringkondensators neu
hinzugekommen ist. Man erualt wieder aus den Messungen unmittelbar nur den durch Uniladung und Ionisation bedingten ionenerzeugenden Querschnitt Q+ einerseits und den elektronenerzeugenden Querschnitt Q- andererseits, der mit dem ionisierenden
Querschnitt Q, selbst identisch ist. Der reine umladende Querschnitt ergibt sich rechnerisch erst nachtraglich durch
&c= Q' - Q-.
(1)
1. A n p a s s u n g der F o r m e l n
In dem in ,,II" beispielsweise fiir Q+ angegebenen Susdruck
1
&+ = - qIn
- -)I+
I0
(1
erhalt man I+, d. h. diejenige Menge positiver Ionen, die im Gas
von p mm Druck auf der der MeBdrahtlange entsprechenden Wegstrecke von 1 cm durch StoS erzeugt wird, unmittelbar aus d e r h gabe des Hoffmannelektrometers. Die Gesaxntintensitat I , dagegen
ist auf etwas umstandlicherem Weg zu ermitteln. Die neue Anordnung erfordert hierzu Messungen mit beiden Vorzeichen des
Saugpotentials P M ,die dann aber auch gleichzeitig Q- zu berechnen
erlauben. Bezeichne
K + ] die Menge, die I< auffangt, wenn vom MeBdraht positive La-
R
negative
dungen herangexogen werden, ferner in Erweiterung der fruheren
Schreibweise,
M+
positive
Ladungen heranzieht,
negative
positive
wenn S negrttive Ladungen h eranzieh t:
1 Menge, die auf M trifft, wenn M
iw-
~
) Menge, die auf S trifft,
positive
N+ ) Menge, die auf N trifft, wenn h negative Ladungen heranzieh t
N-
+
'
S-
l).
Alle diese Mengen sollen Absolutwerte ohne Riicksicht auf das
Ladungsvorzeichen bedeuten. Dann erhalt man zunachst fiir die
Berechnung von Q' bzw. Q- einfach
(3)
I + = M + , 1- = M-.
Ferner ergibt sich die Anfangsintensitat selbst leicht, indem inan
den Kafig und die in ihm angebrachten Auffangedrahte zusammen als
1) Genauer ist damit nur der M und IS gegeniiberliegende Teil von 1V
gemeint, wie aus den folgenden Rechnungen sofort klar wird.
'
F. Wolf. Anomale Umladungserscheinungenbei Ionenstopen usw. 549
einen einzigen Faradaykafig auffaBt.
von Q+ einfach
(4)
&+
=K+
Man hat im Falle der Messung
+ M + + 5' - N -
und f u r Q- einen analog gebauten Ausdruck IO-. Setzt man (3)
und (4)in den Ausdruck (2) fur Q t ein und vereinfacht, so wird
(5)
Q- ist gegenuber Q+ stets sehr klein oder verschwindet uberhaupt, wie dies schon aus Fig. 3 zu ersehen war. Man kann daher
wie friiher in ,,II", da es sich nur um eine ungefahre Orientierung
uber die lonisation handeln 8011, einfacher als durch eine analoge,
umstandliche Formel Q- relativ zu Q+ bestimmen durch
Hierin werden I+ und I- durch (3) gegeben. ZweckmiiBig
reduziert man beide GroBen auf einfachere Weise als mittels Division durch die umstaindlichen Ausdriicke f u r .lo+
und I o - stets von
vornherein auf gleiche Anfangsintensitat. Da namlich samtliche im
Raum des Schutzringkondensators vom Strahl durch StoS neu gebildeten Ladungen durch die seitlichen Elektroden abgesogen werden,
so erhalt der Kafig K , wenn es sich wie hier um vergleichende
Messungen bei festem Druck handelt, gleichgiiltig, welches Vorzeichen
auch PM erteilt wird, stets dieselbe Ladungsmenge, sobald man die
Gesamtintensitit des Strahls konstant halt. Gleiche Aufladungen K
bedeuten also in diesem Fall gleiche Anfangsintensitaten Io. Hat
man, wie in der Praxis gewohnlich, zunachst bei verschiedenen
Zeichen von PM nicht streng gleiche Kafigaufladungen K+ Kund mit ihnen die zugehorigen, nicht vergleichbaren MeBdrahtaufladungen M+ und M-' erhalten, so reduziert sich also beispielsweise M-' auf die Anfangsintensitit von M + einfach durch
+
Hiernach wird aus (6) bequemer
(7)
Trotz der inI der Formel (5) fur Q+ jetzt noch steckenden Unbekannten S+ und N - ist es im Prinzip moglich, Q+ und Q- nur
durch mei Messungen bei konstantem Druck, niimlich mittels der
bei beiden Vorzeichen von Pdl an den Elektrometern abgelesenen
vier Mengen K+, M + und K-, M- zu berechnen. Man hat nur
zuvor auf dem in ,,IP S. 636-637 angegebenen Weg gesondert
550
Annalen der Physik. 5. Folge. Band 27. 1936
wieder den Faktor a! zu bestimmen'), mittels dessen S und M verkniipft sind in der Beziehung
(8)
S=aM.
Dann kann sofort S+ im Nenner des Logarithmus von (5)
durch M+ ersetzt werden. Weiter ist N - doch gerade die Menge,
die M und S zusammen auffangen, wenn man das Vorzeichen von
PA{ umkehrta), d. h. es wird, falls man samtliche GroBen auf dieselbe Gesamtintensitat bezieht,
(9)
N-= M-+S-=(l+a)M-.
Der Ausdruck fur Q+ geht also iiber in den nur gemessene
&%Ben enthaltenden neuen
Derjenige fur Q-, (7), enthalt mit bekanntem Q+ von vornherein
nur gemessene GroSen.
2. P r a k t i s c h e A n l a g e der M e s s u n g e n
Praktisch ermittelt man Q+ sicherer als aus Messungen bei
nur einem Druck aus solchen bei verschiedenen Drucken. Dann
miissen die Logarithmenwerte iiber den zugehorigen Drucken linear
verlaufen. Ich habe solche ,,Druckgeraden" bei einer Kombination
von StoBpartnern zur Sicherung der Ergebnisse vollstandig durchgemessen (vgl. Abschn. IV, 1). Gewohnlich benutzte ich zur Berechnung jedes Einzelwertes Q+ wie fruher nur zwei unmittelbar aufeinanderfolgende Messungen bei zwei verschiedenen Drucken. Um
die hierzu notigen Werte M- zu ermitteln, braucht man aber,
zumal Q- selbst weniger interessiert, nicht fortgesetzt bei jedem
Druck mit beiden Vorzeichen von PM zu messen, sondern es genugt,
nur in einem Fall, etwa beim grogten Druck, neben K+, M + auch
K-, M - zu bestimmen, zur Sicherheit natiirlich zweckmaBig wiederholt mit nachfolgender Mittelbildung. Man darf namlich im Nenner
des Logarithmus von (10) auch setzen:
(11)
(1 a ) M - = d M + ,
da in jedem Einzelfall M - proportional M + ausfallen mug. Hat
man erst aus den Messungen bei einem Druck 6 hiernach ermittelt,
so laBt sich fernerhin der Nenner im Logarithmus von (10) durch
I<+ +(a - 8 ) M +
+
1) Vgl. auch das in Kap. I zum Schaltbild Gesagte.
2) Vgl. FuSnote auf S. 548.
F . Wolf. Anomale Umladungserscheinungen bei Ionenstiipen usw. 551
ersetzen. Hiermit wird die Formel zur Gewinnung von Q+ aus
aufeinanderfolgenden Messungen bei zwei verschiedenen Drucken,
wenn man noch die auftretenden Differenzen durch das Zeichen A
abkurzt, in Analogie zu der Endformel von ,,IP einfacher
Natiirlich mussen bei dem Zweielektrometerverfahren auch hier
wie fruher die Elektrometerangaben fur die vom Kafig und vom
MeBdraht aufgefangenen Mengen, ehe sie in die Formeln eingesetzt
werden konnen, wegen der gegenseitigen Influenzwirkung und wegen
der verschiedenen Elektrometerempfindlichkeiten erst korrigiert
werden. Die Durchfiihrung dieser Korrekturen sowie die Gewinnung
der HilfsgrijBen ct und 6 nach (8) und (11) gelingen mit ausreichender Zuverlassigkeit. - Wenn dies ganze Verfahren gegenuber alteren, einfacheren Methoden auch etwas kompliziert erscheint, - die Muhe ist bei einiger nbung gar nicht so sehr grog, so wird die Erschwerung bei weitem durch den groBen Vorteil aufgewogen, daB man auch jetzt von allen Intensitatsschwankungen des
Strahls unabhangig ist, was die Zuverlassigkeit der Ergebnisse
auBerordentlich erhoht. - Die Rechnungen vereinfachen sich zudem
meist dadurch, daB wegen fehlender Ionisation M- und damit 6
uberhaupt verschwinden. I n diesem Fall geht, wie dies sein mu&
die neue Formel fur Q+ in die alte von ,,IF' iiber.
3. K o r r e k t u r fur Q+ b e i k l e i n s t e n G e s c h w i n d i g k e i t e n
Wie schon in Kap. I angedeutet, wird infolge des im Schutzringkondensator aufrechterhaltenen Querfelds bei kleinsten Strahlgeschwindigkeiten auch ein Teil des primaren Ionenstrahls auf den
MeBdraht M gelenkt. Man erkennt dies etwa daran, daB falschlich
auch beim Druck Null noch eine Aufladung des MeBdrahts ubrigbleibt.
Wenn ich die fur die Ausgangsgleichung (2) notwendige Gesamtintensitat I, nicht aus den zwei gleichzeitig gewonnenen Elektrometerangaben rechnerisch erst erschlieBen, sondern wie in alteren
derartigen Arbeiten als Ganzes selbstandig messen wurde, dann
ware dieser Fehler auf das Endergebnis uberhaupt ohne EinfluB.
G1. (2) ist namlich (vgl. ,,II") mittels der Substitution I = I, - .I+
f u r die ohne umladende Stofie durch den MeBkondensator hindurchgegangene Restintensitat I aus der gewohnlichen exponentiellen
Schwachungsgleichung gewonnen. Nun ist bekannt, daB in dieser
jede konstante Strahlschwachung durch Netze, Dampfriickstknde u. dgl.
552
Annalen der Physik. 5. Folge. Band 27. 1936
durch eine zusatzliche Konstante b des Exponenten zum Ausdruck
gebracht werden kann, womit sie die Form erhalt
I =I,e-1PQ-b.
Wenn man hier In
I
--
uber p auftragt, so werden die Druckgeraden
I0
durch den EinfluB von b nur parallelverschoben ohne Einwirkung
des b auf die Neigung, d. h. auf den gesuchten Querschnitt Q. Bei
meinen Umladungsmessungen ruft nun aber der im Weg stehende
MeBdraht eine ganz gleichgeartete konstante Intensitatsschwachung
hervor wie jedes Netz. Daher findet sich, wenn man die G1. (2) mit
der eben gegebenen allgemeinen Schwachungsformel genauer vergleicht, da6, selbst wenn man I + infolge des ansto6enden Strahls
gefalscht in (2) einsetzt, Q+ aus Messungen bei verschiedenen
Drucken tatsachlich fehlerfrei erhalten wird. Nur 1, mu0 dazu unbedingt richtig bekannt sein.
Die praktische Durchfuhrung meiner Auswertung berechnetaber, wenn dies auch in der Endgleichung wegen der Umformunq
nicht mehr zu sehen ist, die Gesamtintensitat umstandlich nach
G1. (4), wofiir man jetzt ubersichtlicher mit Benutzung von (8), (9),
(11) auch schreiben kann
I,
+
= K+
+ (1 + - &)&I+.
01
Den Hauptanteil von I o + macht die Kafigaufladung K+ aus, dazu
tritt im zweiten Glied noch eine - verhaltnismaBig kleine Korrektur , die durch die MeRdrahtaufladung bestimmt ist. Wurde
man auch bei anstoBendem Strahl die Gesamtintensitat nach dieser
Formel berechnen, so wurde sie offensichtlich falsch, einmal wegen
des zu groB eingesetzten M + ,dann aber auch deswegen, weil der
MeBdraht und zudem der ihn fortsetzende Schutzdraht S einen Teil
der Menge wegfangen, die ohne diese Storung vom Kafig K aufgenommen werden sollte. K + wurde also zu klein, M + um einen
andern Betrag zu groB eingesetzt, man erhielte eine falsche Gesamtintensitat und mit ihr einen gefalschten Wert fur Q+.
Um auch bei anstoBendem Strahl richtig zu rechnen, muR man
von vornherein die gefalschte MeBdrahtaufladung auf ihren richtigen
Wert bringen. Dies ist sehr einfach moglich auf Grund der Tatsache, daB im Fall der StSrungsfreiheit die MeBdrahtaufladung M +
dem Druck proportional sein, insbesondere beim Druck Null verschwinden muR. Stoljt der Strahl an, so vergroBert er M + bei
jedem Druck urn praktisch denselben konstanten Betrag, die Gerade
dem M + uber p wird also gerade um den Storungsbetrag aus dem
Xullpunkt heraus nach oben parallelverschoben. Man kann aus einer
F. Wolf. Anomale Cmladungserscheinungen bei Ionenstiipen usw. 553
solchen graphischen Darstellung sofort im Achsenabschnitt den Wert
entnehmen, der von jeder MeBdrahtaufladung abzuziehen ist, um M +
vom Beitrag des direkten Strahls frei, also richtig zu erhalten.
Ebenso einfach wird danach die Kafigaufladung berichtigt, indeni
man die beiden ihr verlorengegangenen kleinen Mengen zum MeBwert K hinzuaddiert, namlich erstens die eben schon festgestellte,
vom MeBdraht abgefangene Menge und zweitens diejenige, die der
Schutzdraht S wegfangt, die aus dem Storungsbetrag von M + und
dem Langenverhaltnis von S und M angenahert ermittelbar ist.
Wenn auch dieses Verfahren zur Gewinnung von Q+ bei kleinsten
Geschwindigkeiten zweifellos ebenfalls die Noglichkeit von Storungen
nicht ausschlieBt, so scheint es mir doch vie1 zuverlassiger als das
friihere der Messung mit unvollstiindiger Sattigung von ,,II". Wahrend
man dort zur Auswertung den geuauen Verlauf einer bei gr6Berer
Geschwindigkeit gemessenen Silttigungskurve vollig hypothetisch auf
die Verhaltnisse bei kleinsten Geschwindigkeiten ubertragen muBte,
handelt es sich hier nur um zwei kleine Korrekturen an den gemesaenen Einzeltanteilen der Gesamtintensitat, die zudem wegen des
verschiedenen Vorzeichens noch einander fast wegheben. Tatsachlich
macht es praktisch auch sehr wenig aus, ob man die Messungen
unverandert oder unter Verwendung dieser Korrektur auswertet.
Beispielsweise wird der unkorrigierte Mittelwert der in Fig. 10 am
weitesten links liegenden Punktgruppe von 22,O durch die Korrektur
nur auf 23,2 cma/cmS gehoben. Jedenfalls haben derartige Korrekturen niemals den Charakter meiner MeBkurven verandert.
~
111. MeBergebnisse
Die in der Einfuhrung erwahnten Eigentumlichkeiten waren
gerade bei StoBvorgangen mit kleiner Resonanzverstimmung l) beobachtet. Ich wahlte daher zur weiteren Untersuchung zuntichst vorzugsweise StoBe mit kleiner Resonanzverstimmung aus, was durch
geeignete Kombination der Gase H,, N,, He, Ne, Ar mit ihren verschiedenen Ionen geschah. Die MeBergebnisse fur 11 derartige
Falle sind in den folgenden Figg. 4-14 niedergelegt. Die Edelgase
waren mir wieder von der Linde G-G. zur Verfugung gestellt, den
Wasserstoff und Stickstoff, beide wie die Edelgase in hochreinem
Zustand, verdanke ich den Herren K l e m m und Eug. Miiller vom
hiesigen Chemischen Institut.
1) Die Resonanzverstimmung d war definiert durch A = En- Ei mit En
gleich Neutralisierungsarbeit des Strahlions und EI gleich Ionisierungsarbeit
des getroffenen Gasmolekiils. Vgl. z. B. ,,III" S. 540.
554
A n n a b der Physik. 5. Folge. Band 27. 1936
Die Reihenfolge der Bilder entspricht nicht der zeitlichen Aufeinanderfolge ihrer Messung, sondern sie sind nach fortlaufenden
Werten A der Resonanzverstimmung, von negativen zu positiven
Fig. 4. Umladungsquerschnitt bei Ne+
--f
He
Werten aufsteigend geordnet. Die Zahlenwerte A selbst wurden in
dem gbersichtsbild, Fig. 15, den einzelnen Kurven beigeschrieben.
Sie sind, z. T. etwas abweichend von friiher, aus den verbesserten
FF
30
I
I-
Fig. 6. Umladungsquerschnitt bei H+
--t
Ar
Ionisationspotentialen der folgenden Tabelle berechnet l). I n der
nbersicht der Fig. 15, die nach demselben Prinzip angelegt ist,
wachst A in der linken Reihe der Kurven yon unten nach oben,
I
Ionis. Potential
Volt
N . .... ..
N, . . . . .
. .
14,46
15,s
Ar..
.
Ionis. Potential
Volt
24,47
21,47
15,69
1) Nach dem neu herausgekommenen Ergiinzungsband 111 von L a n d o l t B o r n s t e i n , S. 871.
F. Woy. A n m a k Umladungserscheinungenbei lonensiX$m usw.
555
-
bei dem Wert
3 Volt fur Ne+ --t He beginnend, bis zur Null,
die am oberen Ende des Bildes zu denken ist. Positive Werte A
sind dann rechts wieder nach unten wachsend angeordnet derart,
-+ H,
Fig. 6. Umladungsguerschnit bei H+
daB Kurven fur StoBe mit gleichem Absolutbetrag, aber entgegengesetztem Vorzeichen der Resonanzverstimmung nebeneinander stehen.
Die durch kleine Kreise gekennzeichneten MeBpunkte in den
Einzelbildern, Figg. 4-14, bedeuten Querschnitte Q+ in cma/ cms
Cm2
zi3
I
*I
I
I
I
i
Ui-4
I
75
0
I
I
25
30
I I
20
Fig. 7. Umladungsquerschnitt bei N+
--t
v7w
I
Ar
1/m.
bei 1 mm H g und Oo C iiber der Ionengeschwindigkeit in
Sie
sind nach Formel (12) wie fruher aus aufeinanderfolgenden Messungen
bei zwei verschiedenen Gasdrucken gewonnen, bei kleinsten Geschwindigkeiten nach Anbringung der Korrektur von Abschn. 11,3.
Fig.8. Umladungsquerschnitt bei N+
--t
N,
Gewiihnlich erstrecken sich die Messungen uber den Geschwindigkeitsbereich von etwa 30-1020 Volt. Die jeder Gruppe von Punkten
gemeinsame Abszisse wird durch kleine senkrechte Striche besonders
gekennzeichnet. Der AbszissenmaBstab ist bei allen Bildern gleich.
Dagegen konnten aus Platzgrunden nicht alle Figaren irn selben
556
Annalen der Physik. 5. Folge. Band 27. 1936
OrdinatenmaBstab gezeichnet werden. Soweit moglich habe ich
diesmal den OrdinatenmaBstab im Vergleich zum AbszissenmaBstab
ma1 groBer gewahlt als in den fruheren Arbeiten, um die
Fig. 10.
(Wegen der oberen gestrichelten Kurve und der Punkte A vgl. Abschn. IV, 1)
Eigentiimlichkeites der Kurven moglichst deutlich hervortreten zu
lassen. Trotzdem liegen die einzelnen MeBpunkte in den Gruppen
meistens sehr eng beieinander, ihre zahlenmaBige Streuung ist infolge
der verbesserten Feldverhaltnisse noch geringer geworden als fruher. Nur in den drei Fallen der Figg. 11, 13 und 14 muBte wegen der
F. Wolj. Anomale Umladungserscheinungenbei Ionenstoflen usw. 557
sehr groBen Ordinaten das alte, kleinere MaBstabsverhaltnis beibehalten werden. Ein unmittelbarer Vergleich dieser MeBergebnisse
mit den andern ist aber in dem nbersichtsbild der Fig. 15 moglich,
das alle Kurven im gleichen und zwar groBeren der beiden MaBstabsverhaltnisse wiedergibt. Der Klarheit wegen sind hier nicht
noch einmal MaBeinheiten eingezeichnet. In jedem Teilbildchen
lauft die Abszisse von 0-40 lmt, die Ordinate von 0-60 cma/cm3.
Auger fur Q+ sind in einzelnen Bildern auch MeBwerte fur Qeingetragen. Da die reine Umladung nach (31. (1) aus &+ erst durch
Subtraktion von Q- ermittelt werden mug, ist es zweckmaBig, bei
Besprechung der Ergebnisse die. Ionisation vorwegzunehmen.
Fig. 11. Umladender und ionisierender Querschnitt bei N,+ -+ Ar
Ionisierende Querschnitte. Die Werte f u r Q- sind nach Formel (7)
berechnet und durch Kreuze in den Figg. 10, 11, 12, 14 gekennzeichnet. Der OrdinatenmaBstab ist gegeniiber demjenigen fur Q+
hedeutend vergroBert und rechts unten in diesen Bildern besonders
angetragen. Die Ionisation bleibt in den untersuchten Fallen hiernach im ganzen Geschwindigkeitsbereich kleiner als 1 cma/cms oder
uberhaupt Null. Nimmt man noch die friihere Erfahrung von
Goldmann') hinzu, daB auch bei H+ --t H, und H+ j Ar bis
hinauf zu 4000 Volt keine Elektronen zu beobachten sind, so wird
die in ,,IV" aufgestellte Annahme bekraftigt, daB bei allen derartigen StoSen die Ionisation nur einen vollig untergeordneten
Anteil des gesamten Wirkungsquerschnitts ausmacht.
Umladende Querschnitte. Eine Umrechnung der Werte Q+ auf
wahre Umladungsquerschnitte Qu nach Formel (1) wurde die gemessenen Q+ -Kurven der Figg. 10, l l , 12, 14 n u r innerhalb der
1) F. G o l d m a n n , Ann. d. Phys. [5] 10. S. 460. 1931.
Annalen der Physik. 5. Folge. 27.
38
558
Annalen der Physik. 5. Folge. Band 27. 1936
Fig. 12. Umladender und ionisierender Querschnitt bei H,+
Fig. 13. Umladungsquerschnitt bei
--f
N,
-+
H,
N,+ --t H,
Fig. 14. Umladender und ionisierender Querschnitt bei Ar+
Fehlergrenzen verandern. Man darf daher diese MeBkurven selbst
unbedenklich auch als Kurven der reinen Umladung ansprechen,
und dasselbe trifft mit groBter Rahrscheinlichkeit auch fur alle
F. Wolf. Anomale Umludungserscheinungen bei Io'onensto@enusw.
559
anderen Vorgange zu, fiir die ich die Ionisation wegen ihrer stets
festgestellten Geringfiigigkeit nicht besonders gemessen habe.
Betrachtet man die einzelnen MeBkurven oder auch die nbersicht der Fig. 15 unter dieser Voraussetzung, so ergeben die neuen,
H,+-tN,
1-1-
N,++ Ar
H,++Ar
A Volt
- 0,14
r!
4
- 0,32
- 0,91
N+-tN,
- 1,05
N + 3 Ar
- 1,23
H+ + Ar
Ne+-+He
N,++H,
- 0,18
N+-?-H,
H+ + H,
+
1J
+
Ar++H*
- 1,84
I,/
_I
-
2,16
-
3,OO
Fig. 15. Ubersicht iiber samtliche Umladungskurven,
geordnet nsch der Resonanzverstimmung d
verfeinerten Messungen Umladungsquerschnitte , die durchweg einen
komplizierteren Zusammenhang mit der Ionengeschwindigkeit zeigen,
als man nach der theoretischen Voraussage erwartet hatte. Die in
der Einfiihrung genannten Anomalien sind nicht die einzigen Faille,
sondern es handelt sich offenbar um eine ganz allgemeine Er38 *
560
Annalen der Physik. 5 . Folge. Band
27. 1936
scheinung. Auch die Umladung zeigt eine Art Ramsauereffekt. Nach
den quantenmechanischen Naherungsrechnungen von Mass e y und
Smith1) sollten die Kurven von einem Maximum an, das in jedem
Fall wahrscheinlich weit auBerhalb des untersuchten Geschwindigkeitsbereichs liegt, gegen kleine Ionengeschwindigkeiten hin einfach
monoton abfallen. Zwar ist bei der Mehrzahl der Kurven im Gebiet
groBerer Geschwindigkeiten ein solcher Abfall deutlich zu erkennen,
aber er tritt nicht immer auf. Wo er vorhanden ist, schlieBt sich
ihm meist bei kleinen Geschwindigkeiten, noch ehe die Iiurve den
Wert Null erreicht hat, ein mehr oder weniger deutlich ausgepragtes
sekundares Umladungsmaximum an, das theoretisch gar nicht vorausgesehen wurde. V e n n in einzelnen Fallen wie etwa bei H+ --f Ar
und N+ --t Ar in den Figg. 5 und 7 die Kurven bei kleinsten Geschwindigkeiten wegen groBerer Streuung der MeBpunkte etwas
willkiirlich gezeichnet erscheinen, so sei betont, da13 sich doch auch
hier durch Benutzung der Mittelwerte aus den Einzelmessungen der
eingetragene Verlauf und damit das sekundiire Maximum zwangslaufig ergibt. - Ehe diese Ergebnisse jedoch als sicher hingestellt
werden konnen, muB zunachst noch die Zuverlassigkeit der Messungen
einer Kritik unterzogen werden.
IV. Diekueeion der Ergebnieae
1. U b e r d i e Z u v e r l l s s i g k e i t d e s M e S v e r f a h r e n s
Bezuglich der MaBnahmen gegen Storungen durch Ionen und
Elektronen falschen Ursprungs, die den MeBdraht treffen konnten,
bleibt das in ,,Hi' auf S. 642 Gesagte giiltig, da es sich bei der
vorliegenden Arbeit um eine Verfeinerung der friiheren Apparatur
handelt. Derartige Storungen sind nicht zu befurchten. Zum Teil
sind sie schon dadurch ausgeschaltet, daB alle Ergebnisse durch
Differenzbildung aus den Angaben bei verschiedenen Drucken gewonnen werden. Die von R o s t a g n i (a. a. 0.) aufgeworfene Frage,
ob die aus dem Gasraum herausgezogenen langsamen Ionen beim
Auftreffen auf den MeBdraht Elektronen auslosen, die merkliche
Falschungen verursachen konnten, mochte ich wie in ,,IVii, S. 744
auch jetzt wegen der BeruBung der ganzen MeBeinrichtung verneinen.
Zudem konnte M o l t h a n a ) unmittelbar zeigen, daB weder Argonnoch Quecksilberionen bis zu Energien von 200 Volt hinauf aus
Kohleoberflachen Elektronen in nennenswerter Menge auslosen. DaB
die Umladungsmessungen schlieBlich auch nicht durch irgendwelche
Dissoziationsvorgiinge gestort sind, wurde in ,,IVii, S. 753 gezeigt.
I ) H. S. W. M a s s e y u. R. A . S m i t h , Proc. Roy. SOC.A. 142. S. 142. 1933.
2) W. M o l t h a n , Ztschr. f. Phys. 96. S. 227. 1935.
F. Wolf. Anomale Umladungserscheinungen bei Ionenstopen usw. 561
Die wichtigste Frage ist jetzt, wie sich die durch Verbesserung
des Schutzringkondensators erzielte Abanderung des elektrischen
Querfelds auf die MeBergebnisse auswirkt. Ich habe zu ihrer Beantwortung zunachst der mit der neuen Anordnung gewonnenen MeBkurve f u r H , + - t Ar in Fig. 10 die entsprechende alte von ,,IV"
gegeniibergestellt, die mich damals zuerst auf die Moglichkeit von
Anomalien hingewiesen hatte. Sie durchsetzt gestrichelt den
oberen Teil der Fig. 10. Die langen Striche entsprechen dem
Gebiet, wo mit voller, die kurzen demjenigen, wo rnit unvollsthdiger
Sattigung und demgemaB geringerer Zuverlassigkeit gearbeitet war.
Abgesehen davon, daB die neue Kurve zu noch kleineren Geschwindigkeiten vordringt und dadurch einen erneuten Abfall anzeigt,
gleichen sich die beiden Kurven dem Charakter nach vollstandig.
Sie unterscheiden sich dagegen ganz betrachtlich durch die Grofle
ihrer Ordinaten. Die Angaben der neuen Anordnung mit einwandfreiem Schutzringkondensator, die sicher die richtigeren sein miissen
(vgl. Kap.I), sind vie1 kleiner als die der alten. Der fjbelstand friiherer
Messungen, dab die Umladungskurven falschlich immer etwas oberhalb derjenigen des gesamten Wirkungsquerschnitts verliefen, ist
durch die bessere Ausgestaltung des Feldverlaufs ganzlich beseitigt.
Tatsachlich mu& das fruhere Feld erheblich uber die geometrische
Lange des MeBdrahts hinausgegriffen hahen, und zwar erweist sich
die damalige Storung als groBer, als ich vermutet hatte. F u r die
im allgemeinen mehr qualitativen Ergebnisse meiner friiheren Untersuchungen bleibt dieser Mange1 trotzdem ohne Bedeutung. Nur die
Behauptung von ,,IVLL,daB gerade bei H,+ --f Ar iiberhaupt keine
Dissoziation, sondern nur Umladung stattzufinden scheint , mu6
dahin gemildert werden, da8 die Umladung die Dissoziation sicher
iiberwiegt. Ich hoffe im iibrjgen, auf die Fragen der Dissoziation
in einer spgteren Abhandlung zuruckzukommen.
Bei dem sehr groBen Unterschied zwischen neuen und alten
Ordinaten in Fig. 10 war immerhin an die Moglichkeit zu denken,
dafl vielleicht auch die neuen MeBwerte aus irgendwelchen Griinden
gefdscht und zwm jetzt zu klein erhalten wurden. Ich konnte
aber trotz genauester tfberpriifung der apparativen wie der rechnerischen Grundlagen keinen derartigen EinfluB ausfindig machen. Die
neuen MeBwerte scheinen mir richtig zu sein. Hierauf weist auch
vor allem ein Vergleich meiner neuen Ergebnisse f u r H+ --t Ar
und H+ --f H2 mit denen, die G o l d m a n n (a. a. 0.) fur diese StoBe
bei groBeren Geschwindigkeiten erhielt. Ich habe in die Figg. 16
und 17 hierzu meine diesbezuglichen MeBergebnisse als ausgezogene
Kurven, die Go1 d m a n n schen Einzelwerte als kleine Kreise ein-
562
Annalen der Physik. 5. Folge. Band 27. 1936
getragen. Man sieht, daB meine Kurven und die Reihe der
Gold m a n n schen Punkte, besonders in Fig. 1 7 , ganz vorziiglich
iueinander iibergehen. Da G o l d m a n n mit einer eigens fur Umladungsmessungen konstruierten Apparatur unter vielen VorsichtsmaBnahmen und Proben auf Storungsmoglichkeiten gearbeitet hat,
muB diese obereinstimmung als starke Stiitze fur die Richtigkeit
7
Fig. 16. Vergleich verschiedener Messungen an H+ --t Ar
meiner Messungen, wenigstens bei groSen Geschwindigkeiten, gewertet werden.
DaS sie auch bei kleinerer Strahlenergie einwandfrei sind, la&
sich durch solche Vergleiche unmittelbar nicht nachweisen, doch
Fig. 17. Vergleich verschiedener Messungen an H+ --t Hs
spricht kein ernster Grund dagegen. Dies gilt trotz der sich haufenden Schwierigkeiten nach den oberlegungen von Abschn. 11,3
bis zu den kleinsten Geschmindigkeiten hinab. Leider habe ich in
,,IV" meine damaligen Messungen an H + + A r nicht bis zu solcli
kleinsten Geschwindigkeiten ausgedehnt und damit eine wenigstens
qualitative Vergleichsmoglichkeit geschatfen, da bereits bei 70 Volt
die Umladung vollig verschwunden zu sein schien. Man findet die
Bereiche, in denen meine MeBpunkte von ,,IV" lagen, durch I-formige
Zeichen in Pig. 16 angegeben. Abgesehen davon, daB auch hier
F. Wolf. Anomale Umladungserscheinungenbei Ionenstopen. usw.
563
die friiheren Werte groBer ausfielen als die neuen, bestatigen diese
Angaben den allgemeinen Verlauf der neuen Kurve bis hinunter zu
etwa 100 Volt. Darunter stehen fur H+ --f Ar und H+ --t H, mur
die schon erwahnten MeBpunkte von R a m s a u e r und K o l l a t h
(a. a. 0.)zur Verfugung, die als aufrechte Kreuze in die beiden
Figuren eingetragen sind. Die quantitative fjbereinstimmung mit
meinen Kurven ist nicht gut. Aber man muB beachten, daB die
Autoren diese Umladungswerte auf sehr indirektem Weg und daher
wohl mit geringerem Anspruch auf quantitative Richtigkeit erst BUS
Streumessungen als Nebenergebnis ableiteten. Unter diesen Ums a n d e n mochte ich sie im Gegenteil durchaus als gute Stutze fur
meine Feststellung betrachten, daB bei kleinsten Geschwindigkeiten
in einem Bereich, in dem man dies aus dem groEen Hauptabfall
der Umladungskurven bisher nicht erwartet hatte, noch in ganz
erheblichem MaB Umladung stattfindet.
Um die Sachlage vor Beginn meiner' neuen Messungen zu
kennzeichnen, habe ich in die Figg. 16 und 17 gestrichelt auch die
schon fruher von R a m s a u e r , K o l l a t h und L i l i e n t h a l (a. a. 0.)
gewonnenen Kurven des gesamten Wirkungsquerschnitts eingezeichnet.
Wenn man den grogen Hauptabfall der Kurven gegen die A c h e hin
extrapoliert, um, wie die einfache Theorie meinte, den Verlauf der
Umladungskurve zu erhalten, so muBte auch hiernach bei beiden
StoBprozessen unterhalb 100 Volt jeglicher Umladungsvorgang verschwunden sein. Die aus der Streuung abgeleiteten MeBpunkte von
R a m s a u e r und K o l l a t h lieferten mir den Hinweis, daE auch hier
die Umladung hei kleinsten Geschwindigkeiten sich offenbar anders
verhalt. - Ganz nebenbei bemerkt erscheint mir ubrigens jetzt der
Verlauf der in die beiden Abbildungen eingetragenen Wirkungsquerschnittskurven bei groBen Geschwindigkeiten sehr merkwiirdig.
Wenn die Verbindung meiner und der Go 1dma n n schen Messungen
wirklich die richtige Umladungskurve darstellt, so sollte man erwarten, da6 sich die Wirkungsquerschnittskurve ihr jeweils mit dem
Zurucktreten der Streuung bei grogen Geschwindigkeiten immer
mehr anschmiegt. Die beobachteten Maxima beider Wirkungsquerschnittskurven bei 40 bis 50
kiinnten das Anwachsen
irgendeiner anderen Einzelwirkung bedeuten. Um gerade im Gebiet kleiner Geschwindigkeiten noch sicherer
zu sein, . als dies durch die obigen Vergleiche mit fruheren Erfahrungen moglich ist, habe ich fur den Stohorgang ElA+ --f Ar
mehrere Monate nach Messung der schon besprochenen Kurve versucht, die vorher nur je aus Einzelmessungen bei zwei verschiedenen
Drucken gewonnenen Ergebnisse durch Aufnahme vollstandiger Druck-
564
Annalen
der Physik. 5. Folge. Band 27. 1936
geraden zu festigen. Wenn auch die Linearitat des in der Endformel (12) enthaltenen Logarithmus iiber p bei den friiheren
Messungen stets durch die Einhaltung geniigend kleiner Drucke,
also durch geniigend groBe freie Weglangen gesichert wird, so miissen
sich Umladungsquerschnitte doch aus der Neigung von Geraden,
die durch mehr als zwei MeBpunkte festgelegt werden, vie1 zuverlassiger bestimmen lassen. Voraussetzung ist nur, daB die bei der
Kompliziertheit der Anlage nicht ganz einfache Aufgabe gelingt, die
Versuchsbedingungen auch wahrend der erforderlichen langeren Zeit
Druckgerade Nr.
-
l 1 l 2 I 3 l 4
I
I
1
Strahlgeschwindigkeit in
6,O
8,s
15,6
Fig. 1s. Druckgeraden fur H,+ -+ Ar
1
27,2
wirklich hinreichend konstant zu halten. Diese Versuche werden
durch die Fig. 18 wiedergegeben. Sie zeigt als Abszissen Gasdrucke,
als Ordinaten die durch GI. (12) definierten Logarithmen, die, wie die
beigefugte Tabelle erlautert, bei vier verschiedenen Strahlgeschwindigkeiten erhalten sind. Tatsachlich liegen die MeBpunkte fur jede
Geschwindigkeit mit befriedigender Genauigkeit auf einer Geraden,
aus deren Neigung sich sofort nach G1. (12) der Umladungsquerschnitt
ergibt. Wenn man steigenden Nummern der Geraden folgt, was
wachsender Strahlgeschwindigkeit entspricht, so sieht man schon
ohne Rechnung, daB der Umladungsquerschnitt ein Maximum bei
kleineren und ein Minimum bei groBeren Geschwindigkeiten durchlaufen muB. Die Druckgeraden liefern also eine Bestatigung des
friiher durcli einfachere Messungen schon festgestellten Kurvencharakters f ur H,+ --f Ar.
F. Wolf. Anomab Umladungserschinungen bei Ionensloben usw. 565
Die quantitative Auswertung der Neigungen fuhrt zu Querschnitten, die durch die Zeichen A in Fig. 10 markiert sind. Die
Yunkte folgen ganz gut dem Verlauf der Kurve, sie liegen nur im
allgemeinen etwas hoher. Dies hangt damit zusammen, da6 der
Umladungsauffanger wahrend der Zwischenzeit aus der Apparatur
ausgebaut war, wodurch sich seine Konstanten (vgl. Kap. 11) etwas
geandert haben mussen. Da es sich nur um eine Nachprufung des
Kurvencharakters handelte, habe ich es unterlassen, sie besonders neu
zu bestimmen.
Andererseits sieht man hieraus, welch groBen EinfluB geringste
Veranderungen der Versuchsbedingungen auf die quantitative GroBe
der Ergebnisse haben. Dasselbe zeigt sich darin, daB noch weitere
Druckgeraden, die ich fur die gleichen Qeschwindigkeiten gemessen
habe, auch unter sich etwas schwankende Querschnittswerte lieferten.
Nach alledem mijchte ich die Diskussion der Zuverlassigkeit der
Messungen dahin zusammenfassen, daB spatere Kontrollversuche in
quantitativer Beziehung wohl noch h d e r u n g e n bringen mogen. Den
Charakter der einzelnen Kurven aber mit ihren vielfachen Xigentumlichkeiten halte ich fur reell. Ich kann mir nicht denken, daB
solch typische Verschiedenheiten wie etwa zwischen den Kurven
f u r H2+
--t Ar und Ar+ --f H, oder auch zwischen N+ --f H, und
N,+ --t H, allein auf irgendeiner Fehlerhaftigkeit der Versuchsanordnung beruhen sollen. Dazu liegen die einzelnen Gruppen der
MeBpunkte, die ahsichtlich nicht in der Reihenfolge wachsender
Abszissen, sondern durcheinander und zudem teilweise an verschiedenen Tagen gemessen sind, vie1 zu gut auf glatten Kurven. AuBerdem sind gerade beispielsweise die Kurven fur N+-+H9 und N,++H.,
vollig gleichzeitig in der Weise gewonnen! daB bei jeder Geschwindigkeit abwechselnd Querschnitte f a r N+- und fur N,+-Ionen
gemessen wurden, die beide gegen dasselbe Wasserstoffgas liefen.
Trotzdem sind die beiden Kurven grundverschieden voneinander. Wenn sich die Querschnittswerte aber bei spaterer Nachpriifung
auch in quantitativer Hinsicht noch andern sollten, so bilden alle
hier mitgeteilten Kurven doch ein unter sich vergleichbares Ganzes,
da sie in willkiirlicher Reihenfolge wahrend verhaltnisma5ig kurzer
Zeit gemessen sind, ohne daB irgendeine Xnderung an der Apparatur
vorgenommen wurde, insbesondere ohne daB der Umladungsauff anger
aus der Anordnung entfernt war.
2. D i e I onis ieru n gsk u r ve n
Der genaueren Besprechung der Umladungskurven sei zunachst
diejenige der gemessenen ionisierenden Querschnitte vorausgeschickt,
566
Annalen der Physik. 5. Folge. Band 27. 1936
die durch die vorangehenden nberlegungen j a ebenfalls als gesichert
gelten durfen. Sie 1aBt sich in wenigen Worten durchfuhren. Wie
schon in Kap. I11 angegeben, bleiben die ionisierenden Querschnitte
in1 Vergleich zu den entsprechenden Umladungsquerschnitten durchweg sehr klein. Rei H,+ -+ Ar (Fig. 10) und H,+ --f N, (Fig. 12)
ist bis uber 1000 Volt hinaus uberhaupt keine Ionisation festzustellen. In den beiden anderen beobachteten Fallen, N,' --t Ar
(Fig. 11) und Ar+--t H, (Fig. 14), beginnt jeweils nach einem
Einsatzpotential ein langsamer Anstieg der Ionisation vom gleichen
Charakter, wie man ihn auch fur die Ionisationsausbeute anderer
StoBrorgange gefunden hat, und wie er theoretisch erwartet
wird. Bei N,+ --t Ar liegt der Beginn der Ionisation oberhalb
625 Volt, und die Kurve steigt bis 980 Volt nur auf 0,31 cm2/cm3
an. Bei h r + -+H, setzt die Ionisation schon tiefer, oberhalb
225 Volt, ein und erreicht bei 750 Volt den Wert von 0,65 cm2/cm3.
GroBe Bedeutung ist aber allen diesen Zahlenangaben nicht beizulegen, da die sehr kleinen Querschnitte nur mit verhaltnismaBig
geringer Zuverkssigkeit relativ aus den Umladungsquerschnitten
berechnet sind. - Irgendeine einfache Abhangigkeit der Ionisation,
etwa von der Resonanzverstimmung oder von der Art der StoBpartner, IaBt sich aus den wenigen Messungen nicht ablesen. Zur
Klarung dieser Frage muB erst noch mehr und genaueres Versuchsmaterial gewonnen werden.
3. E i n z e l l i e i t e n uber d i e U m l a d u n g s k u r v e n
Wenn man jetzt auch die Umladungskurven genauer ansieht
(Fig. 15), so ist vor allem das Maximuin interessant, das in vielen
Fallen bei kleinen Geschwindigkeiten auftritt. Diese Erscheinung
ist in der theoretischen Voraussage durchaus nicht enthalten (vgl.
Kap. 111). E s bedarf daher ganz besonderer Vorsicht, ehe man
gerade sie fur reel1 erklart. Obwohl nach dem obigen Abschn.IV, 1
die MeBeinrichtung offenbar einwandfrei arbeitet , die folgende
Hypothese also von vornherein wenig fur sich hat, so konnte doch
behauptet werden, daB gerade diese Kurvenmaxima moglicherweise
auf folgendem Weg anders als durch erneutes Anwachsen des Umladungsquerschnitts zustande kamen. Es ware niimlich an sich
denkbar, daB bei groBerer Strahlgeschwindigkeit die durch Umladung neu entstehenden Ionen selbst durch den StoB groBe Geschwindigkeiten nach vorn erhielten, 80 daB sie zum Teil vom
Schutzringkondensator nicht mehr abgesaugt wiirden und daher der
Beobachtung entgingen. Erst bei kleineren Strahlenenergien wiirden
dann auch ihre Geschwindigkeiten klein genug, urn im Kondensator
F. Wolf. Anomale Umladungserscheinungen bei Ionenstopen usw. 567
wirklich volle Sattigung zu liefern. Ein Ansteigen des Umladungsquerschnitts gegen kleinere Strahlenergien wiirde vorgetauscht.
Abgesehen davon, dab einem derartigen Verhalten der Charakter
aller je von mir beobachteten Sattigungskurven widerspricht, miiBte
sich, falls dieser Einwand zu Recht bestehen sollte, ein Zusammenhang zwischen den Abszissen der fraglichen Maxima und den Massen
der betreffenden Teilchen nach den StoBgesetzen nachweisen lassen.
Ein in Strahlrichtung fortgeschleudertes neu entstandenes Ion erfahrt senkrecht zur Strahlbahn durch das Feld des Plattenkondensators eine Ablenkung, die unter sonst konstanten Bedingungen
umgekehrt proportional seiner kinetischen Energie ist, also die AbDamit das Teilchen den Kondensator selbst erlenkung y = 2.
E'
reicht, d. h. zur Beobachtung gelangt, darf seine Energie E hiernach
einen bestimmten Maximalbetrag nicht iiberschreiten , und zwar
bleibt dieser Betrag an Energie immer derselbe, gleichgiiltig um
welche Art von Ionen es sich handelt. Wenn im Sinn der vorgeschlagenen Hypothese mit geniigender Annaherung elastische
zentrale StoBe vorausgesetzt werden, so la& sich dieser allgemeingiiltige Hochstbetrag an kinetischer Energie durch
als beim StoB iibertragener Bruchteile der Energie E des auftreffenden Strahlions schreiben, mit m und m' als den entsprechenden
Massen. Das hierdurch festgelegte E ist diejenige Strahlenergie,
die beim UmladungsstoB zwischen den Teilchen m und m' gerade
eben noch nicht zu grog ist, um die volle Sattigung am Schutzringkondensator zu zerstoren, im obigen Sinn also etwa die Strahlenergie, bei der das Maximum der Umladungskurve beobachtet
wiirde. Fur jeden anderen StoBvorgang (Index 2) zwischen irgendwelchen sonstigen Partnern ist hiermit aber die entsprechende
Grenzenergie des primaren Strahls ebenfalls eindeutig festgelegt, da
j a E' immer dasselbe bleiben muB. Man erhalt sie mittels obiger
Gleichung aus der des erstbetrachteten Vorgangs (Index 1) durch
E, : E , =
(W mm'
)
+m')*
1
: (( m m ' , * ) .
m+m) 2
Die Strahlenergien , bei denen die Maxima verschiedener Kurven
liegen, sollen sich also umgekehrt verhalten wie die angeschriebenen
Quotienten aus den Pnrtikelmassen der betreffenden StoBvorgange.
Nur drei Beispiele mogen zeigen, wie weit diese Forderung in
Wirklichkeit erfiillt ist. Die betreffenden Wertc sind der obersichtlichkeit wegen zunachst in der folgenden Tabelle zusammen-
Annalen deer Physik. 5. Folge. Band 27. 1936
568
gefaBt. Beim ersten Paar von StoSvorgangen sollte hiernach das
Maximum von H,+ -f N, theoretisch bei einer 3,57 ma1 so groflen
Beobachtet
Strahlenergie auftreten wie dasjenige von N+ -f N,.
1. N+
2. H,+
3
1. N+
+ Ar
2. H+
3
3
Np
N,
3)57
8,07
Ar
1. H,+ -t Ar
2. Ar+ 3 H,
l,oo
I
377 ?'
wurden beide etwa an derselben Stelle. Im zweiten Fall verlangt
die theoretische Rechnung f u r H+ 3 Ar ein Maximum beim 8,07fachen von 50 Volt, der Abszisse des Maximums von N+ 3 Ar, also
bei 403 Volt (20,l
In Wirklichkeit ist bei H+ Ar oberhalb 50 Volt uberhaupt kein Maximum vorhanden, sondern es lie&
nach der verkehrten Seite etwa bei 25 Volt (5 VVX), d. h. bei der
halben Energie des Maximums von N + -f Ar. Der dritte Fall endlich verlangt fur beide Stoflvorgange Maxima bei ein und derselben
Abszisse. Statt dessen zeigt der Versuch bei Ar+ --t H, uberhaupt
kein eigentliches sekundares Maximum bei kleiner Strahlgeschwindigkeit. Will man versuchsweise das bei 255 Volt gelegene groBe
Masimum dafiir ansprechen, so liegt es wieder falsch beim 3,7fachen der geforderten Abszisse.
Von einer auch nur annahernden obereinstimmung der Rechnung mit den Versuchen kann keine Rede sein. Es ergibt sich
also, dafl die Maxima bei kleinen Geschwindigkeiten nichts mit der
aufgestellten StoBhypothese zu tun haben. - Tatslchlich konnten
z. B. auch K a l l m a n n und R o s e n l ) in ihren Versuchen niemals
eine merkliche Energieubertragung bei Umladungsvorgangen feststellen. Ferner zeigten R a m s a u e r und Kollath,), dab bei StoBen
von Protonen gegen verschiedene Gase die durch Umladung neu
entstehenden Gasionen sicher nur Energien ubernehmen, die wesentZich kleiner als 3 Volt sind.
Nach allen diesen Uberlegungen mussen die Maxima der gemessenen Umladungskurven als reel1 betrachtet werden. Wenn sie
auch niit der Theorie in ihrer jetzigen rohen Form im Widerspruch
m).
1) H. K a l l m a n n u. B. R o s e n , Ztschr. f. Phya. 61. S. 61. 1930.
2) C. Ramsauer u. R. K o l l a t h , a. a. 0. S. 763 und 779.
F. Wolf. Anomale Umladungsersclwinungen bei lonenstopen usw.
569
stehen, so ist es doch durchaus denkbar, daB die Ausfuhrung einer
Naherungsrechnung von der nachst hoheren Ordnung sie auch
theoretisch herausbringen wurde. Es ist iibrigens auffallend, daB
solche Maxima bei kleinen Geschwindigkeiten nur an St6Ben rnit
negativer Resonanzverstimmung A beobachtet werden , wahrend sie
bei solchen mit positivem A fehlen. Sie scheinen mir tatsachlich
auch bei aUen beobachteten StoBvorgangen rnit negativem A vorhanden zu sein, wenn dies auch in einzelnen F d l e n etwas zweifelhaft bleibt. Betrachtet man beispielsweise in Fig. 11 die MeBpunkte
fur N,+ -+ Ar, so konnte man die UnregelmaBigkeit im Gebiet
zwischen 15 und 25
zunachst auch f u r zufallige Streuungen
der MeBwerte ansehen und die Kurve ohne Extremwerte glatt hindurchziehen. Tragt man die Punkte aber in dem den meisten
ubrigen Figuren eigenen groBeren MaBstabsverhdtnis auf, wie dies
in der nbersicht von Fig. 15 geschah, so erscheint der Sprung im
Verlauf der MeBwerte in dem fraglichen Gebiet doch so groB, daB
man stark versucht ist, auch hier ein Maximum anzunehmen. Es
bleibt allerdings merkwiirdig, daB der allgemeine Kurvenverlauf
anders aussieht als bei den meisten iibrigen Fallen rnit negativem A.
Eigentumlich sieht iibrigens auch die Kurve fur N+ -+ H, aus, bei
der in geringem Abstand hintereinander zwei Maxima vorzuliegen
scheinen. Ob hier das zweite bereits das von der Theorie geforderte
Optimum bei groBeren Geschwindigkeiten darstellt, laBt sich erst
durch Ausdehnung der Messungen auf noch groBere Strahlenergien
. entscheiden.
Eine grundsatzlich von den Kurven - mit negativer Resonanzverstimmung verschiedene , unter sich ahnliche Form haben diejenigen mit positivem A. Nur ein groBes Maximum im Bereich
der mittleren Strahlgeschwindigkeiten wird durchlaufen. Der von
der Theorie geforderte und bei den meisten Fallen mit negativem A
auch noch beobachtete Kurvenabfall von der Seite der groBen Geschwindigkeiten her fehlt vollkommen. Nicht einmal ein Minimum
ist angedeutet. Auch hier bleibt die Frage offen, ob die beobnchteten Erhebungen gleichzeitig die schon von der Theorie verlangten Optima bedeuten. Es konnte auch sein, daB diese erst bei
sehr vie1 groBeren Geschwindigkeiten zu finden sind, wodurch dann
die Kurven mit positivem A denen mit negativem d der Form
nach vollig ahnlich, nur nach Abszisse und Ordinate wesentlich
vergroBert erscheinen wiirden. Auch hieruber sollen Messungen bei
groSen Geschwindigkeiten erst entscheiden.
Schlieljlich sei festgestellt, daB die Abszissen der vielen beobachteten Extremwerte offenbar keine einfachen, allgemeingultigen
570
Annalen der Physik. 5. Folge. Band 27. 1936
Abhangigkeiten, etwa von den Partikelmassen oder von der Resonanzverstimmung aufweisen. In erster Linie scheinen hier die individuellen Eigenschaften der eiuzelnen StoBpartner eine Rolle zu spielen.
Es sei deshalb davon abgesehen, die Lage der beobachteten Extremwerte in einer besonderen Tabelle zusammenzufassen. Sie sind j a
jederzeit auch aus den E’iguren zu entnehmen.
4. Zur G i i l t i g k e i t d e s R e s o n a n z p r i n z i p s
Das Resonanzprinzip von K a l l m a n n und R o s e n (a. a. 0.) wird
von den beobachteten Umladungsvorgangen so, wie es von den Verfassern ursprunglich gemeint war, in groben Ziigen erfullt. Wie
etwa die Fig. 15 zeigt, ergeben tatsachlich die StoBe mit kleinem
Absolutbetrag der Resonanzverstimmung groBe Umladungsausbeuten,
wahrend die Umladung mit wachsendem I d / - am deutlichsten im
Fall des Ne+ --t He rnit A = - 3 Volt - sehr zuriickgeht. Im einzelnen verlauft diese Abnahme mit wachsendem I A1 aber, wie ich
f ur einzelne StoBvorgange auch schon in ,,IIIiLfeststellte, durchaus
nicht regelmaflig. Wieder machen sich offenbar individuelle Eigenschaften der verschiedenen StoBpartner in starkem MaB geltend.
Besonders auffallend ist auch die Erscheinung, daB StoBe mit
gleichem Betrag, aber entgegengesetztem Vorzeichen von d immer
dann rnit uberwiegend groBerer Ausbeute der Umladung ablaufen,
wenn A positiv ist, was nach K a l l m a n n und R o s e n durch Anregungsvorgange bei den getroffenen Gasmolekulen erklart werden
konnte. Ich mochte aber auf alle derartigen Einzelheiten genauer
erst in einer spateren Veriiffentlichung eingehen, die Versuchsmaterial uber einen groBeren Wertebereich der Resonanzverstimmung A enthalten 6011.
Zusammenfaesung
Gewisse Unstimmigkeiten zwischen friiheren Messungen und
der theoretischen Erwartung iiber die Abhangigkeit des Umladungsquerschnitts von der Ionengeschwindigkeit veranlaBten mich, zu ihrer
Klarung meine friiher beschriebeneversuchsanordnung fur Umladungsmessungen wesentlich zu verbessern, so daB vor allem auch bei kleiner
Strahlgeschwindigkeit ein sichereres Arbeiten moglich wurde. Hierzu
erhielt der MeBkondensator, der die durch Umladung entstehenden
langsamen Gasionen aus dem StoSraum herauszuziehen hat, eine ganz
neue Gestalt (I). Die Formeln zur Berechnung des umladenden sowie
des ionisierenden Querschnitts aus den MeBdaten werden fu r die abgeanderte Methodik neu entwickelt (11, 1, 2). Es gelingt mit ihr im
Gegensatz zu friiher, auch bis zu den kleinsten Geschwindigkeiten
P. Wolf. Anomale Umladungserscheinungen be; Ionenstopen urn. 571
hinab - dort unter Anbringung einer unbedeutenden Korrektur
(11,3) - mit voller Sattigung am MeBkondensator zu arbeiten, was
die Zuverlassigkeit der neuen Beobachtungen wesentlich erhoht.
Ergebnisse
1. Unter geeigneter Kombination der Gase H,, N,, He, Ne, Ar
rnit ihren Ionen wurde fur 11 verschiedene StoBvorgange mit kleiner
Resonanzverstimmung der Umladungsquerschnitt in Abhangigkeit
von der Strahlgeschwindigkeit im Bereich von etwa 30-1020 Volt
gemessen. Die Kurven zeigen nicht den von der Theorie vorausgesagten einfachen Abfall gegen kleine Strahlgeschwindigkeiten hin,
sondern es treten mannigfache Abweichungen hiervon auf. Man hat
anch bei der Umladung eine Art Ramsauereffekt (111).
2. Zur Sicherung dieser Ergebnisse wird das MeBverfahren einer
eingehenden Priifung unterzogen, die seine Zuverlassigkeit stutzt.
Bei groBen Geschwindigkeiten schlieBen sich meine Kurven glatt
den Beobachtungen G o l d m a n n s an, die unter vielen Vorsichtsmaanahmen gewonnen und daher offenbar sehr sicher sind. Bei kleinen
Geschwindigkeiten weisen friihere Einzelbeobachtungen von R a m s a u e r und K o l l a t h sowie von mir auf die gleichen Anomalien der
Umladungkurven hin, die sich aus meinen neuen Messungen ergeben.
Um ganz sicher zu gehen, habe ich schlieBlich den Charakter des
anomalen Kurvenverlaufs fiir einen bestimmten StoBvorgang auch
durch Aufnahme vollstandiger ,,Druckgeraden" nachgepruft und bestatigen konnen. Insgesamt scheint mir an der Zuverlassigkeit der
Nessungen hiernach kein Zweifel mehr zu bestehen (IV, 1).
3. Die auffallendste, allen StoBvorgangen rnit negativer Resonanzverstimmung gemeinsame Eigentumlichkeit ist das Auftreten eines
besonderen, mehr oder weniger scharf ausgepragten Maximums, das
sich dem fast stets vorhandenen, von der Theorie geforderten Abfall gegen kleinste Geschwindigkeiten hin uberlagert. Man konnte
vermuten, da8 dies dadurch nur vorgetauscht ist, daB die bei den
UmladungsstoBen neu erzeugten Ionen von der Strahlgeschwindigkeit
abhangige Impulse iibernehmen, die bei groBerer Strahlgeschwindigkeit zu einem Nangel an Sattigung im MeBkondensator fiihren.
Uoch laBt sich zeigen, dab dies nicht der Fall ist. Es muB sich
vielmehr bei den Maxima nm ein wirkliches Anwachsen der Umladung handeln. - Irgend ein einfacher Zusammenhang der Strahlgeschwindigkeit, bei der dieses jeweilige Maximum stattfindet, rnit
den Massen der StoBpartner oder mit der Resonanzverstimmung ist
nicht zu erkennen. I n einem einzigen Fall scheinen zwei Maxima
bei verschiedenen Geschwindigkeiten vorzuliegen (IV, 3).
572
Annalen der Physik. 5.Folge. Band 27. 1936
4. Bei StoBen mit positiver Resonanzverstimmung ist der
Charakter der gemessenen Umladungskurven noch starker von der
theoretischen Erwartung verschieden. Statt des vorausgesagten
gleichmaBigen Abfalls gegen kleine Geschwindigkeiten hin tritt nur
ein groBes, ausgepragtes Maximum bei mittleren Geschwindigkeiten
auf, dessen Deutung erst durch weitere Messungen bei groBen Geschwindigkeiten zu erhoffen ist (IV, 3).
5 . Das Kallmann-Rosensche Resonanzprinzip wird von den
Umladungsvorgangen in groben Ziigen erfiillt. Im einzelnen bestehen ausgepragte Abweichungen , die auf individuelle Einfliisse
der einzelnen StoBpartner hinweisen (IV, 4).
6. Bei vier verschiedenen StoBvorgangen wurde auch der ionisierende Querschnitt gemessen (111). Nur in zwei Fallen erweist
er sich als von Null verschieden und steigt jeweils von einem
Einsatzpotential ab, in gbereinstimmung mit der theoretischen Erwartung, mit wachsender Strahlgeschwindigkeit langsam an, ohne
aber in dem untersuchten Bereich auch nur den Wert von 1 cm2/cm3
zu erreichen (IV, 2).
Besten Dank sage ich der Helmholtz-Gesellschaft fur vielfache Unterstiitzung sowie der L i n d e A.-G. fur die bereitwillige
Schenkung der Edelgase.
D a n z i g - L a n g f u h r , Physikalisches Institut der Technischen
Hochschule.
(Eingegmgen 14. September 1936)
V e r a n t w o r t 1 i c h: fiir die Redaktion: Prof. Dr. E. Griineisen, Yarburg/L.: fur Anzeigen:
Bernhmd V. Ammon, Leipzig. Anzeigenannahme: Leipzig C 1, Salomonstr. 18 B, Tel. 70861.
Verlag: Johann Ambrosius Barth.-Druck:Yetzger &Wittig, LeipzigC1.- DA.1070.-III.VJ.1936.Zur Zeit gilt. Preisliste 4. Printed in Germany.
-
-
-
Документ
Категория
Без категории
Просмотров
3
Размер файла
1 500 Кб
Теги
bei, ionensten, resonanzverstimmung, umladungserscheinungen, mit, anomala
1/--страниц
Пожаловаться на содержимое документа