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Bestimmung des radialen Dichte- und Temperaturverlaufs in einer Xenon-Hchstdrucklampe.

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Bestimmung des radialen Dichte- und Temperaturverlaufs
in einer Xenon-Hochstdrucklampe
Von H e r b e r t B u r c k
Mit 7 Abbildungen
Professor Rudolf Seeliger xum 70. Geburtstage gewidmet
Inhaltsiibersicht
Es wird eine Methode angegeben, um aus Rontgenaufnahmen von Quecksilber- und Edelgas-Hoch- und Hochstdrucklampen den radialen Dichte- und
mit gewissen Einschrankuilgen den radialen Temperaturverlauf au bestimmen.
Erste Messungen an der XBO 500 lassen folgendes erkennen:
1. Unter begriindbaren Annahmen uber eine Druckverteilung ergeben sich
wesentliche Abweichungen von den aus der E l e n baas-Hellerschen Differentialgleichung berechneten Temperaturverlaufen.
2. Der radiale Temperaturverlauf des Xenon-Lichtbogens weicht stark vom
Temperaturverlauf des Quecksilber-Lichtbogens ah, was auf eine andere und
starkere Temperaturabhangigkeit der Beweglichkeit zuriickzufiihren sein
durfte.
Einlcitung
Urn die Schwachung von Rontgenstrahlen zur Bestimmung des radialen
Dichte- und Temperaturverlaufs in Hoch- und Hiichstdrucklampen zu benutzen, werden von den zu untersuchenden Lampen Rtjntgenaufnahmen angefertigt. Nach dem Photometrieren dieser Aufnahmen und dem Eichen der
so erhaltenen Photometerkurven mittels dem Film ebenfalls aufgepragter
Eichmarken werden Absorptionskurven erhalten, aus denen der radiale Dichteverlauf berechnet werden kann.
Die theoretische Untersuchung eines Lichtbogens kann von der Aufstellung
der Leistungsbilanz ausgehen l) 2). Man erhalt bekanntlich cine Differentialgleichung, welche alle den Charakter des Lichtbogens bestimmenden physikalischen Prozesse in Abhangigkeit von der Temperatur enthalt. Das gilt
auch fur die Randbedingungen der Differentialgleichung. Die Integration
dieser Differentialgleichung ergibt theoretisch den radialen Temperaturverlauf dieses Lichtbogens.
Der Vergleich des theoretisch gewonnenen radialen Temperaturverlaufs
mit den MeSergebnissen gibt wichtige Aufschliisse dariiber, ob bei der Aufl)
2,
W. E l e n b a a s , The high pressure mercury vapour discharge, Amsterdam 1951.
1%'.W e i z e l u. R. R o m p e , Theorie der elektrischcn Lichtbogen und Funken,
Leipzig 1949.
H . Burck: Rndialer Dichtc- ic. Temperalccrcerlaiij in einer Xcnon-Niicii.stdruclilnmpa 313
stellung der Leistungsbilanz des Lichtbogens die physikalischen Prozesse
richtig beriieksichtigt wurden und ob alle wesentlichen Prozesse erfaBt worden
sind. r r u Lichtbogen setzen wir thermisches Gleichgewicht voraus. Unter Unistgriden kann die Messung der Temperatur bzw. ihres radialen Verlaufs wichtige Hinizeise und Tlaten fiir die Bestimniuiig von GriiSen geben, die die Elenieritarprozesse unter den Bedingungen eines Hoch- oder Hochstdruckplasmas
charakterisieren. Besonders wichtig ist die Messung des Dichte- untl Temperaturverlaufs fiir die Entwickhing technischer Lichtbogen.
Die Methode, durch Rontgenaufnahmen den Dichteverlauf im Lichtbogen
zu bestimmen, eignet sich zur Untersuchung technischer Hoch- iind Hochstdrucklampeii, wobei je nach Lanipe elektrodenstabilisierte 2, 3, oder wandstabilisierte 1,ichtbogen 2, (8. 38ff.) auftreten kiinnen. Die vorliegenden
Untersuchungen nwrden ini wesentlichen an einer kugelformigen XenonHochstdruckla,riipe (XBO 500), aber auch an einer Quecksilber-Hochstdrucklampe (HBO 500) und an einer Xenon-Hochrucklanipe ( X F 3000) vorgenommen 4, 5).
Die Versuchsmethode
Die Abb. 1 zeigt das Schema, der Versuchsanordnung, die genauer in den
Arbeiten 6 , i , 8 , beschrieben worden ist.
Eiri paralleles Riintgenstrahlenbiindel durchdringe die zii un tersuchende
Lampe i n der y-R,ichtung. Die zu niessende Dichteverteilung Q ( T ) wird als
zylinders~-inrrietrisch uni
C;us odfr Oummuntel
die z-Aohse verteilt voruusde,?zuunfenuchenden
lumpe ipvinanlmif Xuhf
gesetzt. Iler Riintgenstra'hl
habe an der Stelle x, y, z
die Intensitat J ( x : y, z ) .
Der Massenschn-at:hungskoeffizient ,i~
ist fiir eirie
bestirnmte Substanz konstant. Dann gilt allgeniein
fiir die Intensitgit eines
SSPNP
moriochromatischen Riintgenstrahls, nachderii er eine
mil oder ohm
Lirhtbogen
Substanz von - y, bis $- y1
durchdrungen hat :
Abb. 1. Schema der Versuchsanordnung
f
-Ll
J ( x , yl, z )
=
J ( x , -yl, z ) e
11,
s
Q(X,Y)d1/
-"l
bzw.
1/1
In ~ ( z-yl,
,
z)
-
In
~ ( 2yl,
, 2) =
2p
j" e ( x , y) dy.
0
~~
G. S c h m i t z , %. Physik 13?, 23 (1952).
A. I h l n u. 13. W i n d e , Arbeitstagung Biophysik, Berlin 1954 (Tagungshcft, S. 55).
5 ) A. I h l n , R. Rolnpe u . B. I T i n d e , Stralllentherapie 94, 100 (1954).
6 ) H. Burcli. Dilllomarbeit, erscheint demnacllst in den Sitzungsbcrichten der Deutschen Akadelnle der Wlssenschaften zu Berlin.
7 ) 8 ) H. B u r r k , erschemt demnachst in der Experlmentellen Technik der Physik.
20b
Ann. Physik. 6. Folge, Bd. 18
3,
4)
Annalen der Physik. 6 . Folge. Band IS. 1956
314
Bei den Versuchen durchdringt der Rbntgenstrahl unter sonst vollig gleichen Hedingungen einnial die nichtbrennende und einmal die brennende Lampe.
1st $ die konstante mittlere Dichte der nic.htbrennrnden Lampe, so ergibt sivh
folgende Beziehurig :
111
In J * ( z ,z )
--
Jn (x,z )
=
2
(Z)
(p-o(x,y))dy.
0
J* (2,z ) bedeutet die lntensitat der Rontgenstrahlung hinter der brennenden
und J ( 2 , x) hinter der nichtbrennenden Lanipe. Aus dieser Beziehung gewinnt man nach einigen limformungen eine nunierisch ausm ertbare Integralgleichung vom A be Isvhen TJI)6, 9, lo):
ro ist der auBere Radius der zu uritersuchencicn Gasatrriosphltre. Die Liisung
dieser Tntegralgleichung ergibt tlarin den gesuch ten radialen Dichteverlauf
p ( r ) . Da in unseren Messrmgen iler 13etriebsdruok der Lampe und der Masserischwiichungskoeffizient nicht genau bekannt wareri, liillt sich daraus der
radiale Temperaturverlauf T ( T ) nur bis auf eine,n konstanten Faktor unti
eine Konstante berechnen. Die so orhaltcne Knrve wird nachfolgend als i ( T ) Kurve bezeichnet. Eine Berechriung der absoluten Iliehten iind der absoluteri
Temperaturen verlangt die Erfiillung von drei Bedingungen :
1. Es r d 3 niit monochrornatischer Strahlung gearbeitet werden.
2. Der Massenschwlichungskoeffixient des untersuchten Gases mu13 f u r
die Wellenliinge der benutzten Riintgenstrahlung bekarint sein.
3. Der Betriebsdruck der untersuchten Lampe mulj bekannt sein.
13ei unseren Versucheri wurde die ,,wei13e" 35-kVS-Strahlung einer Wolfram-Anodenrohre benutzt. Uas Maximum dieser Strahlung lag bei 0,4 h.
Dadurch, da13 je eine Aufnahriie von der brennenden und der niehtbrennenden
Lampe ausgewertet wurde (Differenzniethode) fallen aus dem Ergebnis alle
Einwirkungen, die nicht von der Gasat,mosphiire des brennenden Lichtbogens
herriihren, auf den IZdritgenstrahl heraus. Die anderen durchstrahlten Substanzeri bewirken aber durch ihre starke Schwiichurig des Rontgenstrahls eine
,,Filterung" des Strahls. Die weichere Strahlung wird starker geschwacht als
die hartere. Dadurch fallt das Maximuni im Intensitiitsverlauf der ,,weiljen"
Rontgenstrahlung sehr steil nach beiden Richtungen ab. Uer Strahl nahert
sich im gewissen Sinne einer monochromatischen Strahlung. Diese effektive
Monochrornatisierung wird weiter daduroh verstarkt, dall der HronisilberRontgenfilm naturlich besonders erripfindlich gegeniiber Rontgenstrahlen ist,
deren Wellenlangen niit den Wellenlangen der Absorptionskanteri des Silbers
und des Broms ubereinstimmen. Die K-Kante des Hronis liegt mit 0,92 AE
weit im Bereieh der ,,weggefilterten" Strahlung. Xber die I<-Kante des
Silbers liegt mit 0,48 BE fast irn Maxirnuni der durohgelassenen Strahlung.
Diese Strahlung ist deshalb also ganz besonders wirksarri.
Der Massenschwachungskoeffizierit des untersnch ten Xenons kann sich
aber in dieseni durchgelassenen Bereich nicht allzu stark andern, da die K Kante des Xenons bei etwa 0,36 AE, das Maximum der benutzteri Rontgen9)
lo)
J. Sperling, Z. Physik 128, 269 (1950).
G . H a m r l , Intefiralfileichungrn, Berlin-Gottingcn-Heidelberg 1949. (2. Aufl.)
H . Burck: RridrcrlPr Dithte-
(1.
Tetnperalurrerlrruj in Finer Xenon-HochsldrtrcklampF
315
\trahlung e t n a hei 0.4 AE und die L-Kante des Xenons bei nielir als 2 AE
Iiegt. Ails tliesrn (:runden schien es gerechtfertigt zii sein, die Versuche zunachst einiiial niit nicht genau monochromatisrher Strahlung durchzufuhren.
Leider 13 aren I\ rder der Massenschn achungskoeffizierit des Xenons noch
tler Betriebidruck der untersurhten L a m p genau bekannt. Der Druck wurde
jedoch in ahnlichen 1,aiiipen von Schulzl') zu 4 2 Atrii. bestirnnit. Aus diesem
Druck iind ails drr Fordernng, daB die Xchsenterriperaturen des Lichtbogens
Lwischeri 1000°K und 15000°K liegen sollen (es nwrderi fur die hfitte der
Lanipe 4750°K angenoninien) 11 urde der Massenschwachungskoeffizient p berechnet. hlit dieseni so berechrieten Massenschn achungskoeffizienten (p =
10,6 g-l . em2 s. Tab. 1) xurden niederuni die Dichten und aus den Dichten
inittels des 1,ampendrucks ron 42 Atiii. die Temperaturen fur andere Stellen
in der Larnpe berechnet. Die in den Diagrammen der Abb. 2 angegebenen
absoluten Dirhten und 'Teniperaturen sind also unter Beachtung dieser drei
Einschrankungen 211 13 erten. An der 1-erbesserung der experimentellen Betlingungen fur diese und ~5 eitere I'ersuche, sou ie an einer Fehlerabschatzung
fur diesr Tersuchsiiiethode n ird gegenii aitig gearbeitet.
'I'abclle 1
=\us p untl T, (4. Messring auf AAbb.2 ) wurde p4 (4. i\lessnng auf Abb. 2) und /c bercwhnet.
I)araus wurd(s11dann g, bzw. l', ( 3 . Messring auf Ahb. 2) und e5 bzw. '7'5 (5. IIlcssung auf
Abb. 2 ) bcrechnct
P
At ni
,5000
7000
42
4i50
42
6000
6000
i000
GO00
7000
6000
50
50
60
60
100
. 10-3
pcm-3
30
30
I
T,
li
e5
a3
. 10-3
O
96800
25
22,s
1940
21 20
14.
28,X
2350
6,7
12300
11.
26,2
28,2
26,5
30
28,2
38,8
2580
2850
3040
3210
3420
4150
?,2
30 700
1 7 100
33 500
12800
19 300
8120
9.
6. 9
9,66
13,
11.
16.
1*3,
26.
10.22
~
4,7
"4
7 3
-5
19,8
Erste Ergebnisse
Uas Uiagrariiiii der Xbb. 2 Leigt in sieben Schnitten auf der linhen Srite
die radialen Dichte- und auf der rechten Seite die radialen Teniperaturver laufe.
Die Teiiiperaturen r o r der Anode konirnen vie1 zii niedrig und v o r der
Kathode zu hoch heraus (s. Tab. 1 11. Xbb. 2). Wir nehriien an, \\as allerdings
in neiteren Arbeiten geklart verden muD. daD die an diesen Stellen herrschenden DichtPn genau genug geniessen IT orden sind. Die mittlere Achsenteriiptratur T4 ( 5 . 4. llessung auf Abb. 2) von 4750°K erscheint dann dadurch, dall
iie njeht gariz u n v alirscheinliche andere Achsenteniperaturen (VI
~e e t n a 10'
11)
P. S c h u l z , -Inn. Physili (6) 1, 95 (1947) untl Ann. I'hysik (6) I , 107 (1947).
316
Annalen der Physik. 6 . Folge. Band 16. 1956
oder 106"K) - T3I2)von 2350°K und T5I2) von 12300°K - zur Folge hat
(s. oben), als vernunftig. Die Annahnie eines erhiihten Uetriebsdrucks verbessert das Verhaltnis dieser Temperaturen zueinander nur unwesentlich,
wenn man von einern unrealen Betriebsdruck von 100 Atrn. absieht. Es
bleibt dann riur noch iibrig, die zu groBe Dichte bzw. zu niedrige Temperatur
vor der Anode durch rine Uruvkverteilung vor der Anode zu erklaren. Uiese
Druckverteilung wurde sich aus dem Btaudruck des die Anode als Hindernis
umstromenden Gases verstehen lassen. Zur Ahscha tzung der wirksanien Druckerhohung vor der Anode wird angenonirnen, daI3 ein Gasstrahl mit a-facher
Schallgeschn indigkeit auf die Anode trifft. Diese Geschwindigkeit ergibt sich
aus der Laplaceschen Gleichung %i = a c = a 11-1,66 . r0/p (p,, = Gesamtdruck vor der Anode). p , und ZI lassen sich aber auch durch die B e r n o u l l i ~
sche Gleichung verbinden p ,
=p
+%( p
=
statkcher Druck). Der Gesamt-
drucli vor der Anode ergibt sich danri z u :
Po
1'
=]
7
8
6
2
a
la)h e s e Teiiil'eratarwcrte sirid ituf dcr Abb. 2 (3. und 6. AIessunp) nicht mehr init
eingezeichnet.
Darttus findet man fur einen statischen Druck r o n p
sam tdriicke:
a
::i
i,o
=
4 2 Atin. folgende C$e-
1 u(cin.sec-l) I Gesamtdruek Atm.
1
5 . 103
2,7 . 10'
i , 2 . 105
I
42,3
53,O
247,O
Der von E l e n b a a s l ) (S. 67) fur eine Quecksilber-Hochtlriicklariipe abgeschatzte norrnale Konvektionsstrorn erreicht nicht mnahernd diese Geschwindigkeiten. Andererseits lassen Beobachtungen von L a r c her3) am
kathodischeri Plasmastrahl einer Xenon-Hochstdrucklanipe eine wesentlich
griifiere Geschwindigkeit des Plasniastrahls vermuten, als die des Konvektionsstromes. Das
geht daraus hervor, daB der Konvektionsstrom, selbst wenn er senkrecht auf den Plasmastrahl trifft, diesen fast nicht ablenkt. Uiese
Reobachtungen von I d a r c h e niachen in Verbindung mit der Tatsache, da13 Geschwindigkeiten von mehr als lo4 em . see-l sehr merkliche Uruckerhohungen vor der Anode bewirken
kiinnen, die Druck- und Dichteerhohung vor
der Anode sehr wahrscheinlich.
AufschluBreich sind in dieseni Zusammenhang die Messungen und Berechungen von $bb. 3. HI30 500 normal breunerd
Weifii4) am Plasmastrahl eines wasserstabilisierten Hochleistungsbogens. Es ergeben sich
dort Geschwindigkeiten von l o 5 crri . sec-l, die
die beobachteten Dichteerhohungen zweifellos
erklaren konnten. Die Unterschiede in den
physikalischen Bedingungen, unter denen eine
XBO 500 und ein wasserstabilisierter Hochleistungsbogen brennen, sind aber zu grog, um
ohne weiteres die Reobnchtungen wechselseitig
zu iibertragen.
Fur die Messung des radialen Teniperaturverlaufs reicht es also nicht aus, die Dichteverteilung und den Gesamt-Druck in der Larripe zu
messen, sondern es muB such die Druc;kver- Abb. 1. S B O 600 normal brcniierid
teilung geniessen werden. Das gilt, jedenfalls
fur die Gebiete in der Lanipe, in denen Chsgeschwindigkeiten von tnehr
als lo4 em . sec-l zu erwarten sind.
Wie bereits einfache Riintgenaufnahmen von eiiier breiinentlen HBO 500
( Quecksilberfiillung) und einer brennenden XBO 500 (Xenonfiillurig) deutlich zeigen (s. Abb. 3 u. 4), und wie es die aus diesen Aufnahmen berechneten
i(r)-Kurven besonders gut bestatigen (s. Abb. 5 u. 6). bestehen grol3e Vnterschiede in den Teniperaturverlaufen dieser beideri Lichtb6gen :
l3)
14)
K. L a r c h e , Z. Physik 132, 544 (1962).
K. Weill, Z.Physik 138, 170 (1951).
318
Annalen der Physik. 6. Folge. Band IS. 1956
1. Der Temperaturverlauf des Xenon-Lichtbogens besitzt einen auDerordentlich steilrn Temperaturabfall.
2. Die i(r)-Werte (und darriit auch die T(r)-Wcrte) durchlaufen sogar in
der Lichtbogenniitte ein hlinirrium (s. Abb. 7). Die Achsentemperatur steigt
der Anode
0 07 02 03 0 4 05 06 cm
0 01 02 01’ 04 45 06cm
Abb. 5. i ( r ) - iind J ( 5 , y)-Kiorven aus Akssungcn a n einer HJlO 500
J/XY’h
zuiii Itand hin recht betriichtlich an, urn dann aber plot,zlich aufierordentlich
steil abzufallen. Allerdings ist die Genauigkeit, mit der die J(z)-Werte zur
3.Messuiig r
*
J
7ix.y
0
or
/
X
. 4.Y Messung
’ L , L J ‘ x 5.
~ Messung
y J0 ~,
?in,y,
7fX.V)
02 03 04cm
0
~
01 0.2 0.3 04 05cm
0 07
0.2 0.1’ 0.4
cm
Abb. 6. i ( ~ ) -und J ( z ,y)-l<urven aus Messungen ail ciner XBO 500
Zeit geinessen werden konnrn, noeh nicht so groB, als daB die Existenz dieser
Minima mit Bestirnrritheit behauptet werden konnte. Die Untersuchungeri
an einer Xenon-Hoch~lrucklampe - der
XF 3000 - zeigten jedoch ebenfalls, jedenfalls in nicht allzu groBer Entfernung von
der Kathodr, diese Minima. An der Qiiecksilber-Hochstdrucklairipe H R O 500 m urdeti
tliese Minima jecloch nit. beobachtet.
7 7
Sch111itz3) hat atis der E l e n b
H e l l e r scaben Differentialgleichung den r
/I
02
alcn Temperaturverlauf fur eineii elektrodenstabilisierten Lichtbogen (Abb. 7) berechnet.
+,
6
Vergleicht rnan diesen Teniperaturverlauf
riiit
unseren i (r)-Kur\.cn, so stirrirnt lediglivh
Abb. 7. Von S c h m i t z 3 ) berech-
titL
iieter radialer Temperaturverlanf
cines elektrodenstabilisiertrn
Lirhtbopens *)
~
-
*) Diese Aufnahmc 1st eine Photokopie ails dcr
-4ibcit voii
(+. SelimitL,
Z.Physik 132, 23 (1952).
8. Burck: Radialer Dichla- u. TPrnperaluruerlauf in either Xenon-Hoehstdr~Lcklampo319
die %(r)-Kurveauf der rechten Seite der Abb. 5 iriit dieser von S c h m i t z
berechneten Kurve qualitativ uberein. Bereits die .i(r)-Kurve von einer
HBO 500 - 0 , l em unter der Kathode gernessen (s. linlies Bild auf Abb. 5) zeigt einen Hoeker in ihrem Verlauf. Er wird sehr wahrscheinlich von eirier
zusatzlichen Aufheizung durcb das hochstriiniende erhitzte Gas (s. auch
Abb. 3) herriihren. Wesentlich grijfier werden die Abweichungen bei den
i(r)-Kurvender XBO 500. Uaraus ergibt sich, daB die E l e n b a a s - Hellersche
Differentialgleichung in der Form, wie sie von S c h m i t z in seiner Arbeit3)
benutzt wurde, die Vorgange iin Xenon-Hochstdrucklichtbogen nicht richtig
erfaBt.
Diese Abweichungen konnen folgende Ursachen haben :
1 . Bei allen theoretischen Untersuchungen der Hochstdrucklarnpen wurderi
die in diesen 1,anipen herrschenden Stromungen vollstandig vernachlassigt.
Grgen diese Vernachlassigung spricht nicht nur die Existenz des kathodischerl
I’lasrnastrahls im Xenon-Lietitbogen, das eventuelle Minimum irn radialen
Tcmperaturvcrlauf des Xenon-Liehtbogens, sondern auch der Hocker in der
IZurve des Tempcraturverlaufs des Quecksilber-Lichtbogens der HBO 500 vor
deren Kathode.
2. Die Temperaturabhangigkcit dei. lkweglichkeit wurde in dcr E l e n b a n s H e Ilersohen I)ifferentialgleichung gar nicht oder fur den Pall des Xenons
rollig unzureichend beriicksiditigt. Der Wirkungsyuerschnitt des Xenons
gegeniiber Elcktronen init einer kinetischen Knergie, die der Temperatur des
Xenon-Bogens ungefahr entspricht, zeigt eiile auBerordentlich starke Abhangigkeit von dieser Energie, d. h. also von der Teniperatur. Es ist durchaus
einzusehen, daB die Teniperatur, wenn sich die Beweglichkeit sehr stark mit
der Temperatur andert, urngekehrt stark von tier umgesetzten Leistung, d. h.
von der Leitfahigkeit und tlaniit von tier Beweglichkeit, abhangt. Die starke
Abhangigkeit der Beweglichkeit von der Temperatur kann also durchaus den
steilen Temperaturabfall des Xcnon-Bogens -~~trotz der besseren Warmeleitfahigkeit gegeniiber Quecksilber - erklaren.
lnteressant ware der Versuch der Integration einer X l e n b a a s - H e l l e r schen Differentialgleichung mit temperaturabhangiger Beweglichkeit, wie sie
sich etwa aus den R a m s a u e r - Querschnitten und den Querschnitten der
positiven lonen des Xenon ergeben wiirde. Dadurch konnte auch quantitativ
dcr steiie Abfall des Temperaturverlaufs herauskonimen und everituell das
Minimum in der Mitte des Ternperaturverlaufs als real bestatigt werden.
3. Die nichtklassischen Anteile an der Warrneleitung - die bisher stets
vernachlassigt wurden - durfen in den Gebieten sehr hoher Temperaturen
und bei hohen Drucken nicht vernachlassigt werden.
Wie aus dem Diagramni cler Abb. 2 weiter zu ersehen ist, befindet sich
irir oberen Teil der Larripe ein sehr heifies Gas rriit einer Tenipemtur hoher
&Is 1100°K. I h s Gas bewegt sich turbulent niit Dichteunterschieden, die in
Wirklichkeit noch vie1 grofier sind, weil die Kontraste durch die relativ lange
Belichtungszeit von 7 see nur verwaschen wiedergegeben werden. Das Gebiet
in der Mitte und im unteren Teil der I;ainpe ist viel kalter (600°K bis 700’K)
und scheint besonders in der Mitte auch viel ruhiger z u sein.
Im Verlauf der Kurve aus der drittcn Messung, in etwa 2 mm Entfernung
vori der Lichtbogenachse, erkennt man einen Xenonstrahl von geringerer
Ilichte, d. h. also hoherer Temperatur, als sie irn Gebiet auBerhalb des
320
Annalen der Physik. 6. Polge. Band 18. 1956
Lichtbogens lierrscht. Dieqer Gasstrahl ist in den Kurven, die a u s der zweitrn
und ersten Messung gen onncn wurden, 15 eiter z u rerfolgen. Der Lichtbogen
besitzt Schualbenschv anze. Alan wird in dieseni Gasstrahl einen Auslaufer
des von der Anode abgelenkten, inznischen stark abgekuhlten urid nun in
den Gasrauni des oberen Teils der Lampe schieBenden Plasmastrahls vprniuten
durfen. Ueniprkenm ert rrscheint in dieseni Zusaninienhang, daI3 im Augenblick vor derii Platzen riner XBO 500 noch deutlich zu erkennen mar, wie
der Lichtbogen plotzlich a n der Seite des unteren Teils der Anode ansetzie
und der Plasmastrahl einseitig an der obrirn Anode rorbei in den Gasraurn
scahoB.
Herrn Prof. Dr. It. R o n i p e und Hcrrn Dr. B. W i n d e mochte ich fur ihr
gro13es Interesse an dieser Arbpit und f u r viele fordernde Iliskussionen danken.
Herrri Dr. K. R a d e m a c h e r mOchte k h fur viele wertvolle Hinweise bei der
Abfassung dieser Arbeit danken.
B e r l i n , Institut fur Strahlungsquellen der Deutschen Akademie der
\\-issenschaften.
Bei der Redaktion eingegangen am 8. August 1956.
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