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Die Absorption langwelliger Rntgenstrahlen von 2-10 E in leichten Elementen.

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475
D i e Absorption ZungweZliger Rbntgenstrahlelz
uon 2-20 223 i n Zeichtern EGememteml)
Von B e r m h a r d W o e r n l e
(Mit 11 Figuren)
I. Einleitung
a) Ubersicht iiber die bisherige Kenntnis
Durchlauft ein paralleles und monochromatisches Rontgenstrahlenbiindel eine materielle Schicht, so erfahrt es eine Schwachung nach dem Exponentialgesetz :
J = J,,.e-pd,
wobei J, die ursprungliche und J die nach Durchlaufen der
Schichtdicke d ubrigbleibende Intensitat bedeutet. Die. Gro5e p,
der Schwachungskoeffizient, ist abhangig von der Art des absorbierenden Stoffes und der Wellenlange der Rontgenstrahlung.
Die Gesamtschwachung setzt sich zusammen aus wirklicher
Absorption und Zerstreuung, wobei sinngema5 der Schwachungskoeffizient p in zwei Teile zerlegt wird:
p=z+o.
Man nennt z den Absorptions- und c den Streukoeffizienten.
ZweckmaBig bezieht man den Schwachungskoeffizienten auf
die Masseneinheit des absorbierenden Stoffes von der Dichte p
und erhalt so:
Die Abhiingigkeit des Massenabsorptionskoeffizienten TI!) von
der Wellenlange Iz der absorbierten Strahlung und der Ordnungszahl 2 des absorbierenden Elementes kann einigermaSen durch
ein Gesetz von folgender Form dargestellt werden:
= c.
Q
A".z"'.
1) Dissertation der Technischen Hochschule Miinchen.
476
B. Woernle
Fur kleine Bereiche von il und 2 sind c, x und d Konstante
und es ist vielfach versucht worden, auch fur grol3ere Bereiche
allgemein gultige Gesetze dieser Form aufzustellen. Sie zeigen
jedoch nur, daS dann x und x f nicht mehr als Konstante betrachtet werden konnen und lassen erkennen, daB mit wachsender
Wellenknge der Exponent x langsam abnirnmt.
Der Faktor c andert sich sprunghaft, wenn die Wellenlange
die Grenzwellenlange der I--,
L-, M - . . . Serie des absorbierenden
Elementes uberschreitet (Absorptionskante). Man unterscheidet
entsprechend K - , L-, M - . . . Sprunge; der Ei-Sprung, der im
folgenden allein naher betrachtet wird, sol1 mit 6 , bezeichnet
werden und in ublicher Weise als das Verhaltnis der Absorptionskoeffizienten unmittelbar auf der kurz- und langwelligen Seite
dar Absorp tionskante definiert sein.
Ober den Streukoeffbienten c/g ist experimentell wenig bekannt. Seine GroSe ist bei leichten Elementen ungefahr 0,2,
gemaB der klassischen Theorie von T h o m s o n . Diese betrachtet
die einzelnen Atomelektronen als unabhiingig voneinander
streuende Zentren ; wegen der Phasenbeziehungen ist nach
langen Wellen hin eine Zunahme des Streukoeffizienten zu erwarten, jedoch kann er trotzdem bei Messungen im langwelligen
Gebiet gegenuber dem Absorptionskoeffizienten im allgemeinen
vernachlassigt werden.
Vor einiger Zeit hat J o n s s o n l ) das gesamte bisher bekannte
experimentelle Material uber die Absorption der Rontgenstrahlen bearbeitet, durch eigene Messungen im langwelligen
Gebiet erganzt und unter neuen Gesichtspunkten zusammengefaflt. I n seiner Arbeit fuhrt J o n s s o n eine Gro13e ein, die er
als ,,Elektronenabsorptionskoeffizienten"z, bezeichnet und die
mit dem ublichen r / e in folgender Weise zusammenhiingt :
Darin bedeutet A das Atomgewicht des absorbierenden Elementes, 2 seine Ordnungszahl und L die L o s c h m i d t s c h e Zahl.
Soweit die Werte, entsprechend der jeweiligen Wellenlange, auf
dem L-, M- . . .Ast des Absorptionskoeffizienten liegen, ordnet
J o n s s o n sie durch Multiplikation mit den betreffenden Sprung1) E. JGnseon, Absorptionsmessungen im langwelligen Rontgengebiet und Gesetze der Absorption. Dissertation Upsala 1928.
Die Absorption languielliger Ron fgenstrahlen usw.
477
werten dem Verlauf des K-Astes zu. Er findet so, da13 der auf
die I(-Absorption bezogene Elektronenabsorptionskoeffizient
( T , ) ~ eine eindeutige Funktion allein des Produktes von Ordnungszahl und Wellenliinge ist und durch eine Gleichung der
Form
(Te\g
=
c (z L)f(’”.)
*
*
beschrieben werden kann. Die im Esponenten stehende GroBe
.f ( 2 . 2 ) andert sich kontinuierlich von 3,O auf 2,3, wenn
(2.2)
von 8 bir 800 geht. Eine analytische Form fur f (Z.%)1aBt sich
nicht angeben ; J o n s so n leitet aus einer graphischen Darstellung eine Tabelle ab, aus der fur jeden Tiert von Z und 3,
der zugehorige Absorptionskoeffizient entnomnien werden kann.
I n der Bearbeitung von Jiin sso n sind alle bis dahin vorliegenden Messungen verwertet, so da13 darauf hier nicht naher
eingegangen zu werden braucht. Seitdem hat nur B a c k h u r s t l )
weitere Absorptionsmessungen ausgefuhrt in einem Wellenlangenbereich von 0,6 bis 2 BE. E r findet, daB das J o n s s o n sche Gesetz seinen MeBergebnissen nur in Annaherung gerecht
wird, ohne daB jedoch systematische Abweichungen festzustellen waren.
Eine theoretische Begrundung des Jonssonschen Gesetzes
1aBt sich nicht angeben. Es ist aber von groBer praktischer Eedeutung, wenn damit die Moglichkeit gegeben ist, hbsorptionskoeffizienten fur beliebige Elemente und Wellenlangen xu berechnen. Die Tabellen bei J o n s s o n zeigen im eineelnen nicht
unerhebliche Differenzen zwischen den gemessenen und den
nach seiner empirischen Formel berechneten Werten. \Tie
J o n s s o n zeigt, sind aber in dem Bereich der Ordnungszahlen
und Wellenlangen, den er zum Vergleich heranxiehen konnte,
die Abweichungen nicht systematireher Yatur, so daB seine
Formel hier eine erwunschte Mittelung darstellen kann.
Es entsteht aber damit die Frage, ob die Formel auch uber
diesen Bereich hinaus extrapolatorisch angewandt werden kann.
Einige Absorptionsmessungen an Luft, die in anderem Zusammenhange von W. S t o c k m e y e r im hiesigen Institut ausgefuhrt wurden, lieBen die Vermutung aufkommen, daB die bisher wenig untersuchten leicht en Elemente sich dem J ijn s s o n schen Gesetz nicht mehr exakt einordnen, besonders ini Gebiete groBer Wellenlangen.
1) J. Backhurst, Phil. Mag. 7. S. 353. 1929.
Annslen der Physik. 5. Folge. 5.
32
B. Woewile
b) P r o b l e m s t e l l u n g u n d G r u n d g e d a n k e der Mefimethode
-
Es schien deshalb von Nutzen zu sein, die empirische Kennt
nis geracle nach dieser Richtung hin zu erweitern. Um fest,zustellen, ob und in welchem AusmaBe systematische Abweichungen vom Jonssonschen Gesetz vorhanden sind, war es
von vornherein notwendig, die Messungen uber einen moglichst
groBen Rellenlangenbereich anszudehnen. AuBerdem waren
brauchbare Resultate nur dann zu erwarten, wenn die Genauigkrit der Messungen erheblich gesteigert werden Ironnte.
P e r Erfullung dieser beiden Bedingungen stellen sich jedoch
groBe Schwierigkeiten entgegen. Absorptionsmessungen im langwelligen Gebiet uber 2 XE konnen nur im Vakuumspektrographen ausgefiihrt werden. J o n s s o n , der bisher allein eingehendere Xessungen in diesem Gebiet ausgefuhrt hat, benutzte
als absorbierende St'offe Metallschichten, die er durch Kathodenzerstiiubung auf Aluminium niederschlug. Zur Bestinimung der
Absorp tionslroeffizien ten wiihlte er eine pho tographisch-pho toniet'rische Methode, niit der jedoch, wie auch seine Untersuchungen zeigen, keine sehr genauen MeBergebnisse zu erzielen
sind. Vorzuziehen ist bei Intensitatsmessungen stets die Ionisationsmethode. Bei ihrer dnwendung auf Absorptionsmessungen
kiinnen jedoch erhebliche Fehler auftreten, wenn die absorbierenden Schichten ungleichmLBige Dicke haben : aul3erdem bereitet sie im langwelligen Gebiet besondere technische Schwierigli eit en.
Urn der genannten Fehlermoglichkeit zu entgehen und
t,rotzdem die genauere Ionisierungsmethode anwenden zu konnen,
habe ich die vorliegenden Messungen a n Gasen ausgefuhrt, was
bei leichten Elementen sowieso nahe lag. Die Verwendung eines
Vakuurnspekt,rographen der ublichen Art scheitert allerdings
an der Schwierigkeit, die photographische Platte einfach durch
eine Ionisierungskammer zu ersetzen, ohne die Dimensionen des
Vakuumtopfes allzu groB werden zu lassen. Aus diesem Grunde
muBt,e zungchst ein Vakuunispektrometer fur da.s langwellige
Gebiet konstruiert und entwickelt werden.
Die Genauigkeit der Messungen lie13 sich erheblich steigern
durch Anwendung einer Nullmethode, welche die Konstanthalt,ung des Rohrenstromes und der Spannung a n der Rontgenrijhre iiberflussig machte.
D i e Absorption laiigwelliger Rontgeiistrahlert usw.
479
11. Versuohsanordnung und MeBmethode
a) Das V a k u u m s p e k t r o m e t e r
Eine allgenieine Beschreibung des verwendeten Ionisationsspektrometers ist bereits kurzlich an anderer Stelle veroffentlicht w0rden.l) Die Konstruktion lehnt sich an die ubliche Form
des Vakuumspektrographen an. Da jedoch sowohl aus Intensitatsgrunden als auch wegen der besseren Homogenita t der
Strahlung nicht niit Wellenlangen aus dem kontinuierlichen
Spektrnm, sondern mit Spektrallinien verschiedener Antikathoclenmaterialien gearbeitet wurde, konnte auf alle feineren
Justierungseinrichtungen und Feinbewegungen verzichtet werden. Um die erwiihnte Schwierigkeit alh u groBer Dimensionen
zu vermeiden, wurde im Gegensatz zum sonst gebrauchlichen
Spektrographen die Rontgenrohre in das Innere des Vakuumtopfes verlegt und an dessen aufierem Umfang die Ionisierungskammer angebracht. Der Deckel des Topfes steht fest, die
Rontgenrohre und der Kristallhalter sind an ihm befestigt. Der
Topf selbst kann mit der Ionisierungskammer gedreht werden.
Das Hochvakuum der Rontgenrohre ist vom Vakuumtopf durch
einen mit einer dunnen Folie bedeckten Spalt getrennt. Um
genilgende Intensitat durchzulassen, besaB dieser Spalt eine
Breite von 0,5 mm bei 4,5 mm Lange. Zur Abdeckung wurde
Aluminiumfolie von 5 ,LL Dicke (fur il > Al-K-Absorptionskante) oder ein 20 p starkes Cellophanh&utchen (fur 1 < -41I<-Absorptionskante) verwendet. Zur Ausblendung der gewunschten Spektrallinie aus dem Spektrum befindet sich
zwischen der Ionisierungskammer und dem Vakuumtopf ein
zweiter Spalt. Dieser ist unbedeckt, so daB auf beiden Seiten
immer derselbe Gasdruck herrscht. Bei hinreichend langer
Kammer kann man es dann leicht erreichen, da13 bei relativ
geringen Drucken die Ionisierung geniigend intensiv ist , ohne
da13 die -4bsorption auf dem Wege vom ersten zum zweiten
Spalt merklich vie1 Energie verschlingt.
Als Spektrometerkristall wurde bei allen Messungen ein
Gipskristall (von der Fa. Dr. Steeg & Reuter) verwendet.
b) I o n i s i e r u n g s k a m m e r u n d N u l l m e t h o d e
Bei der Konstruktion der Ionisierungskammer war der
Gesichtspunkt maBgebend, daB sie unter Anwendung einer
1) H. Kulenkampff u. B. Woernle, Phys. Ztschr. 80. P. 551.
1929.
3 2*
4.80
B. Woernle
einfachen Nullmet hode ohne weitere Zwischenschaltung einer
absorbierenden Schicht die direkte Bestimmung des Schwiichungskoeffizienten der Gasfullung ermoglichen sollte. AuBerdem muSte die Kammer sehr lang sein, u m geniigende Intensitiit
zu erhalten. Fig. 1 zeigt in einem Horizontalschnitt durch die
Ionisierungskammer deren innere Einrichtung. Die Kammer
selbst besteht aus einern stzrkwandigen. 50 em langen Messingrohr von 50 mm lichter Weite. I n die eine Rohrijffnung ist ein
Flansch F eingelotet, der a n einen entsprechenden Flansch des
Vakuumtopfes angesetzt werden kann. Das andere Ende cler
Ionisierungskammer
Fig. 1
Ionisierungslrammer kann mit dem abnehnibaren Messingdeckel D verschlossen und gegen die AuBenluft mit Picein abgedichtet werden.
Die Auflade- und MeSelektroden in1 Innern der Kammer
sind nach Art zweier rechteckiger Plattenkondensatoren ausgebildet, die vom Rontgenstrahl nacheinander durchlaufen
werden. Den Aufladeplatten a, und a2 stehen die MeBplatten sn,
und m2 in einem Abstand von 12 mm gegenuber. Die Zufuhrung
zu den Aufladeplatten sind mit Glas, diese selbst mit Bernstein
gegen die geerdete Kammerwandung isoliert. Die MeBplatten "1,
und m2 sind miteinander leitend verbunden, der Zufuhrungsdraht zum Elektrometer fuhrt von 1) aus durch die Kammerwandung nach unten; Platten und Zufuhrungsdraht sind durch
Quarzrohrchen isoliert .
Da die Intensitat des die Kondensatoren durchlaufenden
Rontgenstrahls exponentiell abnimmt, und die MeBplatte nz,
etwa doppelt so lang ist als nil, so ist leicht einznsehen, daS der
Gasdruck in der Ionisierungskammer so reguliert werden kann,
daB auf der Liinge jedes der beiden Kondensatoren gleich vie1
Energie absorbiert wird. Bei zu groBem Druck uberwiegt die
Absorption ini ersten, bei zu kleinem im zweiten Kondensator.
Bei gleicher Absorption werden dann bei entgegengesetzter Auf-
Die Absorptioic EangtueTliger Rontgenstyalden usw.
481
ladung der Platten a, und a, den beiden MeBplatten gleichviele
Ionen verschiedenen Vorzeichens zugefuhrt, so daB das Elektrometer keinen Susschlag zeigt. Der Gasdruck in der Kammer
ist in diesem Falle direkt ein MaB fur den Schwachungskoeffizienten des betreffenden Gases. Allerdings mu8 dann die Lange
des vom Rontgenstrahl vor den MeBplatten durchlaufenen Weges
genau definiert und bekannt sein. Bus diesem Grunde sind
zwischen und am Ende der MeBplatten gleichartige geerdete
Platten eingesetzt, die von den MeBplatten in 1 mm Abstand
angeordnet sind. Wenn man dann die HBlfte des Zwischenraumes
zur Lange der MeBplatten hinzurechnet, durfte die Feldstreuung
an den Kanten genugend beriicksichtigt sein. Auf diese Weise
ist die wirksame Lange genau definiert.
Um fur diese Annahme eine Sicherheit zu haben, sind die
MeBplatten auswechselbar angeordnet, so daB verschiedene
Plattenpaare eingesetzt werden konnen. Zu diesem Zwecke
sind die MeBelektroden samt den geerdeten Platten auf einer
Messingschiene S montiert, die in einer Fuhrung in die Ionisierungskammer eingeschoben werden kann. SBmtliche Platten
bestehen aus 0,5 mm starkem Bluminiumblech und haben eine
Breite von 35 mm. Der Abstand zwischen den MeB- und Aufladeplatten ist so gewiihlt, daB auch die schnellsten Photoelektronen beim. kleinsten vorkommenden Gasdruck ihre Reichweite voll ausnutzen konnen, ohne auf die Elektroden zu treffen.
hllerdings muB der Rontgenstrahl dann genau in der Mitte
zwischen den Kondensatorplatten hindurchlaufen. Die Berechnung des Schwachungskoeffizienten ergibt sich in einfacher
Weise, wenn die wirksamen Langen der MeBelektroden mit 1,
und 1, und ihr Abstand mit 1, bezeichnet wird (Fig. 1).
Bei gleicher Ionisierung in beiden Kondensatoren (Stillstand des Elektrometerfadens) sei der Gasdruck p bei einer Temperatur von t o C. 1st aul3erdem die Dichte des Gases p,, bei
760 mm Hg und 00 C, sowie sein Ausdehnungskoeffizient a, so
erhalt man fur die Dichte e des Gases im Augenblick der Messung
den Ausdruck :
Q
=
pop
760(1 + a t )
-
.
Beeeichnet man mit p' den Schwiichungskoeffizienten des Gases
bei einem Druck von 1 mm Hg, so bleibt das Produkt von p'
uncl p unabhangig Toni benutzten Gas konstant. Es gilt also:
p'p =k.
B. Woernle
482
-
Paar
4
I,
I
I1
I11
120,Omm
105,O
125.0
240,Omm
254,5
279,O
.
14
Is
80,Omm
80,5
36,O
0,02717
0,03507
0.03507
cl Die G e s a m t a p p a r a t u r
Die Apparatur setzte sich im wesentlichen aus drei Teilen
zusammen, erstens dern Valiuumspelrtrometer, zweitens der
Ionisierungskamnier mit Elektrometer, Aufladebatterien und den
zugehorigen Zuleitungen, und drittens der Apparatur zur Gaseinfdllung und Druckmessung.
Die Rontgenrdire stand uber eine Ausfriertasche rnit einer
Glasdiffusionspumpe in Verbindung, als Vorvakuum diente ein
groBer Glasballon, an den eine Olpumpe angeschlossen war. Da
es sich ausschliefllich um Messungen im langwelligen Rontgengebiet handelte, genugte fur den Betrieb der Rohre eine Wechsel-
Die Absorption lanqu~elligerRontyensfrahlen 2 m c .
483
spannung von 10 kV eff. ohne besondere Gleichrichtung. h ls
Spannungsquelle diente ein Oltransformator, dessen Primiirseite von einem Einanker-Umformer gespeiat wnrde : ein Pol der
Sekundlrseite war geerdet. Die Sntikathode der Rontgenrohre
lag an der Hochspannung, ihre Wasserkulilung war uber lange
Glasrohre gefuhrt und wirkte so nur als grol3er Nebenwiderstand.
Der Rohrenliorper mit Kathode, Vakuumtopf und Ionisierungskammer waren geerdet. Der Wolframglnhfaden der Kathode
b
L
-
Schaltungsschema fur die Kullmethode
M . E. MeBelektroden. A . B. Aufladebatterien. E Elektroineterfaden
A . E. Aufladeelektroden. 8. rSp. Schneidenspannung.
Fig. 2
wurde von einer I2 Volt-Akknmulatorenbatterie uber einen
Schiebcwiderstand gespeist ; die Stromstarlie durch die Rontgenrohre betrug 30-50 mh .
Fig. 2 zeigt die Schaltung der IIeB- und hufladeelektroden
mit der Zufuhrung zuin Elektrometer. Die Zuleitungen Zuni
Elektrometer waren mit Bernstein isoliert und wurden in geerdeten Metallhulsen gefuhrt, ebenso aucli die Zuleitungen zur
Aufladebatterie. Diese und das verwendete Saitenelektroineter
(von 0. Muselius, Berlin) waren ebenfalls in geerdeten Blechkasten untergebracht. Die Schneidenspannungen a m Elektrometer betrugen & 50 Volt. Da nur mit der Nullmethode gearbeitet wurde, konnte die Elektrometerempfindlichkeit auf etwa
Volt pro Skalenteil gesteigert merden. Die Zuleitung zum
484
B. Woem,le
Elektrometer fuhrte zunachst von der Ionisierungskammer bis
zu einem Quecksilbernapf, der sich in der unteren Verlangerung
der Drehachse des Vakuumtopfes befand, von hier aus direkt
zum Elektrometer. Auf diese Weise konnte die Drehung der
Ionisierungskammer ermoglicht werden, ohne daB a n den Elelitrometerzuleitungen etwas geandert werden muBte.
AuBer in Luft wurden Messungen ausgefuhrt in Stickstoff,
Sauerstoff, Neon, Argon und Schwefeldioxyd, sowie den Dampfen
Apparatur zur Gaseinfullung und Druckmessung
Jf Manometer; h' Kapillare; G Gasbombe; V Glasballon;
R V Regulierventil
Fig. 3
von Pentan und Tetrachlorkohlenstoff, die schon bei Zimmertemperatur einen genugend hohen Dampfdruck aufweisen. Die
Apparatur zur Einfullung und Druckmessung zeigt schematisch
die Fig. 3. Samtliche Gase wurden von der Gesellschaft fur
L i n d e s Eismaschiiien A.-G. in Hollriegelskreuth bei Munchen
in Stahlbomben geliefert. Der Ansatz des Regulierventils der
Gashonibe wurde dir h t an d'e Zulehung zur Apy asatur vakuumtlicht angekittet. Das Manometer niuBte eine Druckmessung
zmischen 2 und 700 nim ermoglichen. Am besten bewahrte sich
ein gewijhnliches Quecksilbermanometer ; um die Kapillar-
Die Absorption langwelliger Rontgenstralden us'ic.
485
depression moglichst klein zu machen, wurde zur Herstellung
ein Glasrohr von 10 mm lichter Weite verwendet. Das Manometer war urspriinglich geschlossen, doch erwies es sich bald
als notwendig, den einen Schenkel mit der Diffusionspumpe zu
verbinden, um aufsteigende Gasblasen, welche die Druclimessung falschten, wegpumpen zu konnen. Der Hahnen zwischen
Manometer und Diffusionspumpe konnte wahrend der Messung
geoffnet bleiben. Die Ablesung des Manometers erfolgte mit
Hilfe eines Kathetometers, das Ablesungen bis zu 1/20 mm Hg
gestattete.
Um bei Messungen an den wertvollen Edelgasen eine
vorherige Durchspulung der Apparatur unnotig zu machen,
lionnte der Vakuumtopf mit Ionisierungsliammer direkt mit der
Diffusionspumpe verbunden werden. Der Gasdruck in der
Ionisierungskammer muBte bis zu llz0 mm Hg regulierbar sein.
Hierfur diente der evakuierte Glasballon V , in den man das
Gas durch eine Kapillare I< in sehr kleinen Mengen einstromen
lassen konnte.
111. Auefuhrung der Messungen
a) A l l g e m e i n e s
Um den Massenschwachungskoeffizienten des die Ionisierungskammer erfullenden Gases zu bestimmen, muB, wie bereit,s
betont, der Gasdruck in der Kammer so lange verandert werden,
bis das Elektrometer keine Aufladung mehr anzeigt. Aus dern
mel3baren Gasdruck p und der Temperatur f des Gases ist seine
Dichte Q zu bestimmen, wahrend die Schwiichung des Rontgenst,rahls bereits durch die Konstante k charakterisiert ist, die nur
von dem gewahlten MeBelektrodenpaar abhangt. Das Langenverhaltnis der beiden MeBelektroden wurde so gewahlt, daki der
kritische Gasdruck p bei allen Messungen in einen gut meBbaren
Bereich fiel. Um die Zuverlassigkeit der Nullmethode und
ihre rechnerische Grundlage zu prufen, wurden Messungen
des Schwachungskoeffizienten in Luft und Stickstoff bei
2 Wellenlangen (Crh',, und A1I<,) vorgenommen, wobei drei verschiedene MeBelektrodenpaare verwendet wurden (I, I1 und I11
in Tab. 1). Dabei ergab sich, dal3 sich die Fehlerbereiche der
erhaltenen Einzelresultate bei allen S Paaren gegenseitig uberschnitten, daB aber die MittelwerLe der niit Paar I und Paar 11
erhaltenen Resultate um etwa 1 Proz. voneinander abwichen,
wahrend der rnit Paar I11 erhaltene Rlittelwert ungefahr in die
B. Woevnle
486
Mitte der beiden anderen Werte fiel. Die endgultigen Messungen
wurden deshalb ausschlieBlich mit dem MeBelektrodenpaar I11
durchgefuhrt .
Die Absorptionskoeffizienten wurden fur 11 Wellenlangen
bestimmt im Gebiet von 2,287 bis 9,868 BE, der kritische Gasdruck p nahm dabei mit, machsender Wellenlange stark ab. Um
Messungen im noch langwelligeren Gebiet ausfuhren zu konnen,
muBte der Apparatur eine besondere Anordnung our Messung
sehr hleiner Drucke angeschlossen werden. buBerdem ware eine
VergroBarung der Ionisierungskammer notwendig wegen der
nach kleinen Drucken hin wachsenden Reichweite der Photoelektronen. I n der Tab. 2 folgt eine Zusammenstellung der benutzten Spektrallinien mit Angabe ihrer Herstellung. Die Spaltbreite der Rontgenrohre war so groB, daB die Linien al und
in der K-Serie nicht getrennt wurden; der angegebene Wert der
JTellenl8ngen ist ein Mittelwert und im Verhaltnis der Intensitaten nach
hin verschoben.
____~
Cr K ,
Sn Ld
Sn Lul
Ag Lli
Ag Lu,
P d La1
Mo LB
Mo Lui
W Ma
A1 h
'
,
MgK,
1
1
3,592
3,927
4,146
4,359
5,166
5,394
6,973
8,323
9,868
)
___
Kupfer elektrolytisrh verchromt
Zinn geschmolzen
Zinn geschmnlzen
Ag-Blech gelotet
Ag-Blech gelotet
Palladiumblech gelotet
Mo-Antikathode einer technischen Rohre
(Mo i n Cu) gelotet
W-Antikathode wie bei Mo
Al-Blech mit &-Lot gelotet
Massive Antikathode aus Elektronmetall
b) J u s t i e r u n g d e s R o n t g e n s t r a h l s
Vor Beginn der Messungen muate dafur gesorgt werden, daE
der Rontgenstrahl (ausgesonderte Spektrallinie) vom Eintritt
in die Ionisierungskammer an genau durch die Mitte der beiden
Kondensatoren hindurchlief. Diese Justierung ging folgendermaBen vor sich:
Zunaclist wurde durch Drehung der antikathode die Lage
des Brennflecks so lange verandert, bis der von der Rohre herkommende Primarstrahl moglichst genau durch die Drehachse
Die Absorption lnngicelliger Rovi tgem-trnh len usic.
487
des Kristalls hindurchging. Sodann wurde die Reflexionsebene
des Kristalls in die Drehachse eingestellt, und der Kristall selbst
so weit gedreht, bis der Primirstrahl an der Reflexionsebene
streifend vorbeilief. Daniit war die Nullstellung des Kristalls
bestimmt. Mit Hilfe der einfachen Winkelteilung am Vakuumt,opf konnte der Kristall angenihert in die richtige Reflexionsstellung fur die gesuchte Eigenstrahlung gebracht werden. Durch
sptematische Drehung von Kristall und Ionisierungskammer
TVar sodann unter Beobachtung des Elektrometers das Maximum der erreichbaren Ionisierung leicht zu finden.
Der unbedeckte Spalt zwischen Trakuuintopf und Ionisierungskammer befand sich
genau in der Mitte zwischen den Kondensatorplatten und war nur so breit, dal3 geP
rade die gewunschte Spektrallinie hindurchging. Durch eine photographische Aufnahme
P
des Strahls am Ende der Ionisierungskammer konnte festgestellt werden, wie weit
der Strahl beim Durchgang durch die liZ m
lange Kammer von der Mittellinie abgewichen
war. Diese Bbweichung betrug angesichts
der nur mit Hilfe eines Fluoresxenzschirnies
moglichen Justierung von Kristall und Primarstrahl fast immer mehrere Millimeter.
Die photographisclie Sufnahme erfolgte in1
Vakuum. Die Methode zur genauen Justierung des Strahls folgt aus Fig. 4:
-4
8, sei der Rohrenspalt, D die Drehachse
A
des Kristalls, und S?der Spalt zmischen VaFig. 4
kuumtopf und Ionisierungskammer. Wegen
der Breite des Spaltes S, ist es richtiger. als
Schnittpunkt der durch S , hindurchgehenden divergierenden
Primarstrahlen den in der Mitte zmischen S, und dem Brennfleck B gelegenen Punkt
anzunehmen. I n der Fig. 4 ist der
Spalt S, der Deutlichkeit halber ubertrieben breit gezeichnet.
Kach der Fokusierungsbedingung inussen alle von 31 ausgehenden und am Kristall reflektierten Strahlen sich in P schneiden,
wobei gilt
A1 1, = D 1'
g8
i
B. Woernle
488
Damit der Strahl genau durch die Mitte der Kondensatoren
lauft (D S, bzw. D S2'), mu13 die Reflexion in I) erfolgen.
Der Strahl werde zunachst in C reflektiert und habe die
Richtung 1 . Seine Abweichung von der Mittellinie in A (Ort
der hufnahme) sei x. I n der richtigen Stellung 2 fallen Strahl
und Kondensatorachse zusammen. Uni sie zu erreichen, mui3
der Kristall urn den Winkel nnd die Kamnier uni den Winkel y
gedreht werden. Sodann wird der Brennfleck B so lange verschobenl), bis der Strahl durch ,q2' geht,. -4us der Figur ergibt
sich :
sin u =
sin
p
=
.r
8A
D& .
sin u
DP
y=,9-u.
Fur die Apparatur galten die TVerte:
S,A
510 mm;
:
U S 2 = 78mm;
D P = 40mm.
Zur Justierung genugten im allgemeinen zwei hufnahmen. Da
der Strahl auch nach oben und unten divergiert, ist es wichtig,
den Hrennfleck mciglichst lrlein zu machen. Zu diesem Zweck
befand sich der Gluhfaden in der Mitte eines verschiebbaren
Messingzylinder.;. Durch passende Wahl der Hbhe des Spaltes S,
konnte der Strahl auch in dieser Richtung justiert werden.
c) Gang einer Nessung
Die Messungen -wurden derart ausgefuhrt, daS fur jede
justierte Spekt8rallinieder Ma,ssenschwBchungRkoeffizient in allen
Gasen und Diimpfen nacheinander bestiinmt wurde. An der
Stellung des Kristalls und der Ionisierungskammer wurde dabei
nichts geandert.
Vor Beginn der Messungen wurde nachgepruft, wie weit die
bei Ionisierungsmessungen im Burzwelligen Rontgengebiet so
stiirenden Einflii sse von Streustlrahlnng und Reilexion hoherer
1 ) Dnrch Verschieben der Antikathodenflache; vgl. hierzu die ausfiihrlichere Beschreibung des Spektrometers. Phys. Ztschr. 30. S. 551.
1029.
Die Absorption langzuelligev Rontgenstrahlen usw.
489
Ordnung sich bemerkbar machten. Ein am Krist>allsinngemaB
angebrachtes Messingblech sorgte dafur, daB keine direkte Streustrehlung vom Spalt der Rontgenrohre in die Ionisierungskemmer gelangen konnte. Die Streuung am Kristall wurde
durch Herausdrehen desselben aus der Reflexionsstellung gepruft. Infolge des schmalen Spalt's an der Ionisierungskammer
und der niederen Spannung an der Rontgenrohre war der StreueinfluB so gering, daB sein Vorhandensein nur bei hiichster
Elektrometerempfindlichkeit uberhaupt nachweisbar war.
Ein EinfluB von Reflexionen hohefer Ordnung war von
vornherein kaum zu erwarten, da die kiirzeren Wellenlangen
bei den niedrigen G asdrucken in der Ionisierungskammer kaum
wirksam sind und da zudem der Kristall in hoherer Ordnung
schwacher reflektiert. 'Um aber auch diesen EinfluB experimentell. zu prufen, wurde die Spannung (Scheitelwert) an der
Rontgenrohre so weit erniedrigt, dafi auch die Wellenlange A12
sicher nicht mehr angeregt wurde, und sodann eine Messung des
Schwachungskoeffizienten ausgefuhrt. Da die so erhaltenen
Werte sich von den bei der normalen Rohrenspannung (10 kV,,,)
gemessenen nicht unterschieden, wurde der hoheren Intensitat
halber weiterhin immer mit, einer Spannnng von 10 kV,, gearbeitet .
Eine Fiilschung der Messungen ware schliefi lich noch denkbar durch die im Gas der Ionisierungskammer, bei der Absorption,
erzeugte Fluoresaenzstrahlung. Es ist aber bekannt, daB der
Nutzeffekt der Fluoreszenzstrehlung bei leicht#enElementen nur
von der GrSBenordnung 10 Proz. oder da.runter ist; ferner kann
falschend nur der Teil der Fluoreszenzstrahlung wirken, der
etwa vom vorderen Teil der Ionisierungskammer ausgehend
awischen das hintere Kondensatorplattenpaar gelangt oder umgekehrt. Wegen des geringen Plattenabstandes von 12 mm ist'
dieser Bruchteil aber sehr gering und es ist leicht zu ubersehen,
daS aus beiden Grunden ein Fehler dieser ,4rt, in merkbarem Bet,rage nicht auftreten kann.
Vor jeder Messung wurde das Elektrometer und seine Zuleitung auf gute Isolation gepriift. Die Aufladespannung an den
Kondensatoren wurde so hoch gewahlt, daB sicher Siittigung
vorhanden war. I m allgemeinen genugten hierzu 5-10 Volt.
Die Empfindlichkeit, der Nullmethode war sehr groB, der kritische
Gasdruck p konnte bei allen Measungen auf wenige Promille
B. JVoern le
490
genau bestininit werden. Jede Messung wurde unter Umkehrung
der Konclensatorspannnngen wiederholt und noch xwei weitere
Yeabungen in gleicher Weise bei frischer Gnsfullung vorgenommen. Au.: den so erhaltenen vier Werten wurde dann der
Mittelwert bestinimt. Die Abweichung der Einzelmerte voneinander nberxchritt selten 1-2 Proz. Die Tab. 3 und 4 zeigen
sls Beispiel fnr die JIeBgenauiglieit und die Empfindlichkeit
der Nullmethode die gemessenen Druckwerte a n Luft und Keon
fur die Wellenlingen CrZ<, undlllgli', . Der einfachen Rechnung
negen war es T orteilhaft, alle Messungen moglichst bei derselben
Tabelle 3
Lnft
Temp.
Wellenlange
I
Krit,ischer Druck p
in mm
Tabelle 4
Neon
Temp.
Wellenlange
Cr K ,
1 = 2,287 BE
Mg K ,
1 = 0,868 AE
I
Kritiscber Druck p
i n mm
22,O
430; 429; 428; 430
20.5
7,30: 7,50; 7,35; 7,45
Temperatur durchxufuhren. Zur Derechnung cler Gasdichte e
muaten die gemessenen Drucke auf 00 C' reduziert werden. Die
von der L i n d e A.-O. gelieferten Gase waren fur die vorliegenden
Zwecke geniigend rein ; die -4rtjunil Menge der .Verunreinigungen,
im Hochst'fall 1 Proz., war bekannt,, so da13 die gemessenen Werte
entsprechend korrigiert werden lionnten, doch war dies nur in
menigen Fiillen not'ig.
Der gemessene Schwiichungskoeffizient ,u/p lrann im langwelligen Gebiet dem Sbsorptionskoeffizient en t l p gleichgeset'zt
werden, nur bei der kurzesten Wellenlange (Cr Ka)wurde von
den gemessenen Werten des SchwLchungskoeffizienten der Streukoeffieient
=;
0,2) ~ubtra~hiert.
Die Absorption langwelliger Rontyenstrahlen
tcsio.
491
IV. BEeIbrgebnisae
A. G a s e
0 ) Luft
Die Ergebnisse der Messungen sind in der Tab. 5 zusammengefaBt. AuBer dem Absorptionskoefiizienten t ig ist der zugehorige kritische Gasdruck p und die MeBtemperatur t angegeben. Die Werte von z/p und p sind Mittelwerte aus j e vier
Einzelmessungen, p ist auf 00 C reduziert. Wie bereits erwiihnt,
wurde bei allen Messungen das MeBelektrodenpaar I11 benutzt,
die GroBe der Konstanten k betrug somit 0,03057 (vgl. Tab. 1).
I n Fig. 5 sind die Ergebnisse graphisch dargestellt, in nblicher
gegen log il eingetrageii.
TTeise ist log
Tabelle 5
Lllf t
Spektrallinie
il in
AE
2,287
3,378
3,592
3,927
4,146
4,359
5,166
6,394
6,973
8,323
9,568
695,8
218,2
182,3
159,8
136,3
116,O
71,O
62,6
30,O
18,27
11.29
22.0
21.5
21,s
22,o
22,O
22.0
28,O
22,o
21,o
19,5
20,5
31,8
101,9
122,o
139,4
163,4
192,O
31.1
356
740
1200
1964
Die 0 sind die von niir geniessenen Werte gem513 Tab. 5; die
beiden mit CB bezeichceten Werte sind der in der Einleitung
erwahnten Untersuchung von S toe k m e y e r entnommen. Sie
schlieoen sich meinen Messungen in ausgezeichneter Ubereinstimmung an. Ferner mogen zwei Resultate erwahnt werden,
die von W h i d d i n g t o n l ) und spater von Holweck2) mit A1 K 8trahlnng in Luft erhalten wurden. Obwohl beide nicht mit
spektral zerlegter, sondern nur mit gefilterter Al-Gesamtstrahlung arbeiteten, besteht doch eine verhaltnismaaig gute Ubereinstimmung mit meinen Ergebnissen. W h i d d i n g t o n findet
' = 1150, H o l w e c k L = 1300 gegenuber I=
1200 fur
e
e
B
ii = 8,323 BE nach meinen Messungen.
1) R. Whiddington, Proc. Roy. SOC.A 8 i . S.99. 1911.
2) F. Holweck, Compt. rend. 186. 8. 1203. 1928.
493
B. Woernle
Zum Vergleich ist in Fig. 5 der Kurvenverlauf gestrichelt
eingezeichnet, wie er sich aus den Tabellen von J o n s s o n
rechnerisch ergibt . Die gemessene Kurve zeigt demgegenuber
durchweg systematische Abweichungen. Sie verlauft im ganzen
steiler, geht aber nicht e t w nach einem Ende zuin die J o n s s o n sche Kurve uber, sondern schneidet diese bei ungefiihr 3,5 AE.
Fig. 5
Der Argonabsorptionssprung ist deut.lich zu erkennen. Aus
der Differenz der Werte des Absorptionskoeffizienten direlit
vor und hinter der Ksnte lie6 sich mit Hilfe des ebenfalls gemessenen Absorptionssprunges 6 , in reinem Argon (vgl. c) der
Argongehalt der Luft bestimmen. E r wurde in sehr guter Ubereinstimmung mit dem bekannten Wert (0,932 Vo1.-Proz.) zu
0,94 Vo1.-Proz. gefunden.
b) Stickstoff, Sauerstoff, Neon
Alle drei Gase wurden direkt aus Stahlflaschen entnommen,
eine besondere Reinigung war nicht notwendig. Die MeBergeb-
Die Absorption langwelliger Ro~ntgenstrahlercusui.
nisse sind aus den Tab. 6-8
Atomabsorptionskoeffizient
493
ersichtlich, auBer r / p ist auch der
er wird durch Mulki-
tcp
angegeben,
Tabelle 6
Stiekstoff
.-
1 in AE p in mm Hg
__________
________
-___
3,378
280,l
22,o
79,5
3,592
231,3
22,o
96,3
3,927
184,o
21,o
120,7
4,146
154,O
21,o
144,3
4,359
134,2
22,o
166,O
5,166
22,o
273
81,7
5,394
22,o
312
71,4
6,973
34,33
21,o
645
8,323
20,56
19,o
1109
9,868
12,74
20,0
1796
1114
1350
1690
2020
2330
3820
4370
9040
15540
25200
Tabelle 7
Sauerstoff
Spektral- A in
linie
AE
-Tie
‘/@korr.
39,3
124,8
150,3
188,8
222
258
413
476
976
1585
2540
36,4
116,s
141,O
188,s
222
258
413
476
976
1585
2540
~
2,287
3,378
3,592
3,927
4,146
4,359
5,166
5,394
6,973
8,323
9,868
510,9
161,2
133,9
106,8
90,s
78,3
48,s
42,4
20,66
12,61
7,87
22,o
21,5
21,5
22,o
22,o
22,o
22,o
22,o
22,o
19,5
20,o
,
583
1869
2260
3020
3550
4130
6620
7620
15610
25400
40600
Tabelle 8
Neon
Spektrallinie
I1
in AE
p in mm Hg
2,287
3,378
3,592
3,927
4,146
4,359
5,166
5,394
6,973
8,323
9,868
Annalen der Physik. 5 . Folge. 5.
427,5
138,7
115,O
89,6
76,6
66,9
41,9
37,Ol
18,53
11,56
7,38
-to
c
22,o
22,5
22,5
21,0
21,o
22,o
22,o
22,o
22,o
20,o
20.5
74,7
231
279
356
416
478
763
865
1727
2750
4310
1509
4660
5140
7190
8410
9660
15400
17460
34900
55500
87100
B. Woernb
494
A
plikation von I mit I, ( A = Atomgewicht des absorbierenden
e
Elements, L = Loschmidtsche Zahl) berechnet. I n der Tabelle
ist ta mit L multipliziert. Bei Sauerstoff muBten wegen eines
Gehalts von 2/3 Proz. Argon die auf der kurzwelligen Seite der
Fig. 6
Argon-K-Absorptionskante gemessenen Werte dafur korrigiert
werden.
Die graphische Darstellung der Ergebnisse zeigt Fig. 6.
TVie in Fig. 5. sind auch hier die nach J o n s s o n berechneten
Kurven gestrichelt eingezeichnet. Es ist daraus zu ersehen, daB
die Abweichung von den gemessenen bei allen drei Gasen im
gleichen Sinne verlauft nnd von ahnlicher systematischer Art
ist wie bei Luft.
c) h g o n
Um auf der kurewelligen Seite der Argonabsorptionskante
(A = 3,866 AE) noch einen MeBpunkt mehr zu erhalten, wmde
noch eine Messung mit der Cr Ka-Linie ausgefuhrt unter weit-
Die Absorption langwelliger Rontgenstrahlen usw.
495
gehendster Steigerung der Elektrometerempfindlichkeit bei
einem Rohrenstrom von 60 mA. Die Ergebnisse zeigt Tab. 9.
Aus der logarithmischen Darstellung der Ergebnisse (Fig. 7)
entnimmt man fur den K-Absorptionssprung log 6, = 1,OO,
woraus sich fur denselben der Wert 6, = 10,O ergibt. Nach
dem Vorgang von J o n s s o n ist der L-Ast durch Multiplikation
Fig. 7
der Einzelwerte mit dem Sprungfaktor 6, dem K-Ast zugeordnet,
doch verliiuft er etwas zu steil, um eine direkte Fortsetzung des
K-Astes darzustellen, wie es nach der wieder gestrichelt eingetrogenen Jonssonschen Kurve zu erwarten ware. Meines
Erachtens durfte dieser Verlauf nicht nur auf etwaige Ungenauigkeiten der MeBresultate zuruckzufuhren sein, obwohl die Neigung
des durch nur 4 Punkte gezeichneten K-Astes nicht sehr gesichert erscheint .
33"
B. M’oemle
496
Tabelle 9
Argon
Spektrallinie
A
p in mm Hg
in AE
2,081
2,287
3,378
3,592
3,927
4,146
4,359
5,166
5,394
6,973
8,323
9,868
22,o
22,o
22,O
22,o
21,o
21,o
22,o
22,o
22,o
22,o
19,5
20,5
57,3
45,7
16,76
13,35
105,4
92,4
66,9
49,s
44,9
21,60
13,85
8,62
282
354
1025
1210
152,7
174,3
202
324
360
748
1157
1865
11330
14120
40900
48300
6100
6960
8070
12930
14380
29800
46200
74500
d) Schwefeldioxyd
Das aur Mesmng benutzte Schwefeldioxyd wurde einer
Stahlbombe entnommen. I n der Tab. 10 sind die t i p und zaWerte fcr Schwefel aus den gemessenen Werten von Schwefeldioxyd und Sauerstoff errechnet. Die Umrechnui ;erfolgt nach
der Gleichung :
*
-
(:)so2
(t)~,
_-__
.
A S
T a b e l l e 10
Schwefeldioxyd und Schwefel
Spektral- ;1 in dE
linie
2,287
3,378
3,592
3,927
4,146
4,359
5,166
5,394
6,973
8,323
9,868
I
p in
mrn Hg
61,3
21,85
18,12
14,80
12,50
10,86
31,17
27.29
13,39
8,22
4,99
22,o
22,o
22,o
20,5
20,5
22,o
22,o
22,o
22,5
19.0
20,o
($)so.
161
452
545
664
786
910
317
363
738
1189
1905
1138
1349
1560
221
249
500
794
36600
43400
50200
7110
8010
16080
25500
Dabei sind unter Ms0, und ildO2.die 3Iolekulargewichte von SO,
und 0,, unter A , das Atomgewicht des Sehwefels zu verstehen.
Aus der Fig. 8 ergibt sich der I<-Absorptionssprung in Schwefel-
Die Absorption langzneiliger Rontgenstrahleiz
USTO.
497
dioxyd (bei A = 5,012 AE) zu 6, = 8,l und der Sprung in
Schwefel a u 2, = 11,O. Bei Schwefel irit wiederum die Reduktion
des L-Astes auf den K-Ast durchgefuhrt, auch hier ist der etwas
steilere Verlauf des L-Astes unverkennbar. Die mit CB beaeichneten Werte sind wiederum der Arheit von S t oc k m e y e r
Fig. 8
entnommen, der Anschlufi a n meine Werte kann auch hier als
sehr gut bezeichnet werden.
B. D a m p f e
Pentan und Tetrachlodiohle?tstoff
Urn fur die Elemente Kohlenstoff und Chlor Werte des Absorptionskoeffizienten zu erhalten, wurden Messungen an
Diimpfen von Pentan (C,H,,) und Tetrachlorkohlenstoff (CC1,)
ausgefuhrt. Beide Substanzen wurden als reine Flussigkeiten
von Kahlbaum, Berlin, bezogen. Der Dampfdruck von Pentan
betrggt bei Zimmertemperatur (200 C,) 420 mm Hg, von CCl,
B. Woernle
498
91 mm Hg. Die Dampfdichte ,oo muBte, da keine Messungen
vorlagen, aus dem Moleldargewicht bezogen auf Sauerstoff berechnet werden. Die Ergebnisse beider MeBreihen sind in den
Tab. 11 und 12 sowie in Fig. 9 zusammengefafit.
I n der Tab. 11 sind ferner die (t/p)-Kerte fur Kohlenstoff
au4 den an Pentan gemesqenen errechnet, wobei die Absorption
in Wasserstoff vernachlassigt werden konnte. Die graphische
Darstellung in Fig. 10 zeigt, daB hier die logarithmische Kurve
sehr nahe geradlinig verlauft. Fur den kurzwelligen Bereich von
A = 3,4 bis etwa 4,4BE lassen sick meine Ergebnisse formelmaBig in der Gleichung
Tabelle 11
-
Pentan und Kohlenstoff
Spektral1 in AE
hie
p in
mm Hg
to C
~
3,378
3,592
3,927
4,146
4,359
5,;66
5,394
6,973
8,323
9,868
215,5
179,3
138,3
116,5
100,s
61,7
53,46
25,45
14,95
9,26
22,o
22,o
22,o
22,o
22,o
22,o
22,o
23,O
19,o
20,5
41,5
49,9
64,7
76,s
883
145,2
167,5
352
593
964
49,9
60,O
77,s
92,3
106,7
174,4
201
423
713
1156
598
720
934
1110
1280
2090
2410
5080
8560
13870
799
966
1256
1476
1798
277
310
610
962
1570
28300
34200
44500
52300
63700
9830
10990
21600
34100
55700
Tabelle 1.2
Tetrachlorkohlenstoff und Chlor.
I in
AE
3,378
3,592
3,927
4,146
4,359
5,166
5,394
6,973
8,323
9,868
p in
mm Hg
5,66
4,88
3.61
3;07
2.52
15;59
13,89
7,07
4.42
2,76
22,o
22,o
22,o
22,o
22,o
22,o
22,o
23,O
19,o
20,5
741
896
1164
1368
1666
269
302
595
941
1538
Die Absorption langwelliger Rontgenstrahleit usw.
499
zusammenfessen und damit an hlessungen anschlieoen, die bei
kiirzeren Wellen von A Ilenl) an Kohlenstoff ausgefuhrt sind.
Allen selbst leitet in dieser Arbeit aus Messungen an einer groSen
Zahl versehiedener Elemente eine I-Potenz 2 = 2,92 ab; seine
i
Fig. 9
Fig. 10
Ergebnisse an Kohlenstoff, die sich uber cinen Bereich von 0,71
.&I
1
aQ ,%Fn,.o+Ponlr~nl n n o n n n;nh ;ndnnh nhonwwrnt rlnwh
derstellen. Es zeigt sich so, daB der Anschlu5 an meine Messungen durchaus befriedigend iet.
Bei der Berechnung der (t/e)-Werte von Chlor in Tab. 12
wurden die Kohlenstoffwerte naoh Tab. 11 zugrunde gelegt.
Die zugehorige Rurve ist ebenfalls in Fig. 10 eingetragen.
______
1)
S.J. M. Allen, Phys. Rev. 28. S. 907. 1926.
B. Woernle
500
Der I(-Absorptionssprung von C1 liegt bei 3, = 4,384AE.
Fur Tetrachlokohlenstoff ergibt sich aus Fig. 9 der Sprung zu
S, = 9,55, fur Chlor aus Fig. 10 zu 6, = 10,4. Wie aus beiden
Figuren 7u entnehmen ist, verlauft bei CCl, und C1 der K-Ast
im Gegensatz zu den Ergebnissen bei Argon und Schwefeldioxyd
steiler als der zugehorige L-Ast. Man wird geneigt sein, dieses
merkwurdige Verhalten auf MeBfehler zuriickzufuhren ; ich vermag aber keinen Grund anzugeben, warum diese Messungen
systematisch ungenauer sein sollten.
V. Diskuseion der MeRergebnisae
a) D i e A b h a n g i g k e i t der Absorption von der W e l l e n l a n g e
und der Ordnnngszahl d e s absorbierenden E l e m e n t s
Die in den Figg. 5-10 gezeichneten Kurven konnen als
logarithmische Darstellung des As- Gesetzes angesehen werden.
Die meisten Kurven verlaufen nicht genau linear, sondern sind
mehr oder weniger gegen die Abszissenachse gekriimmt. Das
bedeutet, daB der Exponent x mit wachsender Wellenlange
etwas abnimmt. In der Tab. 13 sind die mittleren Neigungen
der Kurven (Werte von z) angegeben.
Element
Kohlenstoff
Stickstoff .
Sauerstoff
Neon . .
Schwefel .
Chlor . .
Argon . .
Ordnungszahl
......
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
......
6
7
8
10
16
17
18
Mittelwert von z
390
2,9
2,9
2,8
2,7
3,o
2,6
-
278
2,7
2,7
Die Absorption langwe2Ziger Rontgenstrahlen USW.
501
andert. Bei den ubrigen Elementen iat das jeweilige Stuck des
I<- oder L-Astes zu h r z , um Aussagen uber eine Krummung
zu gestatten.
Mit wachsender Ordnungszahl nimmt der Exponent z im
allgemeinen ab, nur Chlor macht eine Ausnahme beim li-Ast;
worauf bereits hingewiesen wurde. Soweit die Werte sich auf
den K-Ast beziehen, ist noch darauf hinzuweisen, da13 bei den
letzten drei Elementen die Mittelwerte nur den kurzwelligen
Teil des ganzen Bereiches umfassen im Gegensatz zu den Elementen Kohlenstoff bis Neon, daB also in der Tabelle die Abnahme von x hier etwas zu gering erscheinen kann. Der L-Ast
verlauft, wieder mit Ausnahme des Chlors, steiler als der K-Ast ;
auch hier ist zu beachten, daB der Unterschied der Neigungen
zu gering erscheinen wird, da I<-und L-Ast sich beim gleichen
Element naturgemaB auf verschiedene Wellenlangenbereiche
b eziehen.
I n Fig. 11 ist die Abhangigkeit des Atomabsorptionskoeffizienten z, von der Ordnungszahl 2 des absorbierenden Elementes in logarithmischer Darstellung aufgetragen, und zwar
fur zwei runde Wellenlangenwerte aus dem Anfangs- und Endbereich meiner Messnngen (31 = 3,5 und 3, = 9,5 BE). Die eingetragenen MeBpunkte wurden den Kurven der vorhergehenden
Figuren entnommen, wodurch etwaige MeSfehler einzelner Beobachtungen ausgeglichen werden. Zur Erganzung sind als @
Werte fur Aluminium eingetragen, die der Arbeit von J o n s s o n
entnommen sind. Sie wurden aus seinen Messungen fur die
beiden Wellenlangen graphisch interpoliert. Der Ubersichtlichkeit halber wurden die Ordinaten der zu den beiden Wellenlingen gehorigen Werte gegeneinander verachoben.
Durch die MeBpunkte wurden Gerade gelegt, um einen
mit,tleren Wert des Exponenten im Z"'-Gesetz zu erhalten; diese
Werte sind in Tab. 14 angegeben. Eine genauere Betrachtung
zunachst fur 3, = 3,5 zeigt, daB fur die Elemente Kohlenstoff
bis Neon allein eine starker geneigte Gerade anzunehmen ware
T a b e l l e 14
Wellenliinge
3,5 i E .
9,5 nE.
I
Mittelwert von x'
K-Ast
1 L-Ast
502
B. Woernle
(s‘ = 4,0 bis 4,l). Man konnte dann weiter eine Abhangigkeit
im Sinne des periodischen Systems der Elemente vermuten
insofern, als von Neon ab die Kurve flacher verlauft. Die vorliegenden Beobachtungen sind aber noch nicht reichhaltig genug,
80 da13 hieruber nichts Naheres auszusagen ist.
Fig. 11
Fur die Wellenlange 2. = 9,5 BE bilden die Elemente
Kohlenstoff bis Neon allein den li-Ast mit der geringeren
Neigung 5’ = 3,7. Die Neigung des L-Astes ist hier nur unsicher
anzugeben, da meine MeSwerte bei Schwefel, Chlor und Argon
sehr nahe beieinander liegen und da die JGnssonschen Messungen an Aluminium ziemlich ungenau sind. Es schien deshalb
zweckma13ig zu sein, die Neigung auf Grund der folgenden Oberlegung festzulegen: Wie im nachsten Abschnitt gezeigt wird, ist
die von JBnsson nufgestellte empirische Beziehung f ~ die
r
Die Absorption langwelliger Rontgenstrahlen usw.
503
GroBe des K-Absorptionssprunges dK gut erfullt. Man kann also
daraus 8 1 fur ein hypothetisches Element mit der K-Absorptionskante bei 9,5 BE (es ist dies sehr ngenahert Mg) bestimmen
und bei der betreffenden Abszisse urn diesen Betrag vom K-Ast
heruntergehen. Wie Fig. 11 zeigt, parjt sich die so bestimmte
Gerade auch meinen Merjpunkten sehr gut an. x' ist hier also
sicher merklich groBer als 4.
I
b) D i e Absorptionssprunge
In der vorliegenden Untersuchung wurde der K-Absorptionssprung fur drei Elemente, Schwefel, Chlor und Argon, bestimmt.
J o n s s o n hat gefunden, darj die GroBe des K-Sprunges gleich
dem Verhaltnis der Energiewerte des K - und L,-Niveaus sein
soll, so darj die Gleichung gilt:
Um diese Beziehung nachzuprufen, murjten die Werte der
L,-Niveaus von Schwe€el, Chlor und Argon, die experimentell
noch nicht direkt bestimmt sind, aus den bekannten Werten
der L,,-Niveaus berechnet werden, unter der Annahme eines
konstanten A
Sie sind neben den Werten fur E K in Einheiten v / R in Tab. 15 angegeben und ferner das Verhaltnis beider
den experimentell gefundencn Werten fur 6, gegenubergestellt.
Die ubereinstimmung zwischen den beiden Reihen ist auffallend gut.
1;.
Tabelle 15
16 Schwefel
17 Chlor
18 Argon
1
181.8
207,8
235,7
1
16,7
I
10,9
10,3
9,8
I
1l,o
10,4
10,O
c) M e S e r g e b n i s s e u n d J 6 n s s o n s c h e s G e s e t z
Wie schon in der Einleitung erwahnt wurde, ist es von
groBem Interesse, zu untersuchen, wie weit sich die vorliegenden
Ergebnisse mit dem von J o n s s o n angegebenen Absorptions-
504
B. Woem1e
gesetz in Einklang bringen lassen. Aus diesem Grunde wurden
bei allen Kurven, welche die Abhangigkeit des Absorptionskoeffizienten von der Wellenlange zeigen, auch der Verlauf eingezeichnet , wie er sich nach J o n s s o n rechnerisch ergeben
miiBte.
Dabei hat sich gezeigt, daB bei den hier zur Messung benutzten leichten Elementen die Abweichung durchaus systematisch ist. I n allen Fallen verlaufen die durch die MeBpunkte
gelegten Kurven steiler als es nach dem Jijnssonschen Gesetz
zu erwarten ware. Bei Kohlenstoff, Stickstoff, Sauerstoff und
Neon verschiebt sich der Schnittpunkt der Kurven (Fig. 6
und 10) gegen hohere Ordnungszahlen hin systematisch nach
kiirzeren Wellen. Wahrend also bei den leichtesten Elementen
auch im kurzwelligen Gebiet Differenzen gegenuber der Formel
vorhanden sind, werden diese fur schwerere Elemente geringer
merden, in ubereinstimmung mit der Tatsache, da5 die J o n s sonschen Tabellen vorzugsweise aus derartigen Daten abgeleitet sind. Bei Schwefel, Chlor und Srgon ist keine ahnliche
Betrachtung moglich, weil die hier festgestellten verschiedenen
Neigungen des K - und L-Astes in der Jonssonschen Formel
nicht berucksichtigt sind.
I n yuantitativer Hinsicht sind die Abweichungen bei allen
untersuchten Gasen und Dampfen von ahnlicher GroBenordnung .
I n Luft a. B. (Fig. 5) nimmt zwischen 3, = 10 AE der Exponent II;
tatsachlich etwavon 3,O auf 2,8, nach J o n s s o n dagegen von 2,9
auf 2,7 ab. Die beiden Kurven schneiden sich bei etwa 3,5 AE;
die Unterschiede der Einzelwerte betragen ungefahr 12 Proz.
bei 3, = 1,5 BE und 15 Proz. bei A = 10 AE. Genauere Angaben uber die quantitativen Unterschiede sind aber dadurch
erschwert , daB die von J o n s s o n angegebenen Tabellen nur
mit mii5iger Genauigkeit berechnet sind.
Was die von J o n s s o n selbst ausgef uhrten Absorptionsmessungen mit langwelliger Strahlung in schu1ere.n Elementen
anbetrifft, so ist es meines Erachtens mindestens fraglich, ob
die dabei gemessenen Werte der L-Absorption ohne weiteres
durch Multiplikation mit dem Sprungfaktor auf den K-Ast
zuruckgef uhrt werden durfen.
Aus dem Gesagten kann man wohl den SchluB ziehen, dafi
die von J o n s s o n angegebene Formel nicht als Gesetz im strengen
Die Absorption la ngwel liger Rorbtgenstrah leri usu!.
505
Ginn aufgefafit werden darf, wohl aber diirfte sie als Faustregel
zur angenaherten Vorausberechnung der Absorption gute Dienste
leisten. Die in dieser Arbeit erhaltenen Ergebnisse bestatigen
die theoretische Annahme, daB der Absorptionsvorgang der
Rontgenstrahlen zu kompliziert ist, als daB er durch eine einfache, allgemein und streng gultige Formel beschrieben werden
kijnnte.
Zusammenfassung
Mitt ~ 1 eines
s
Vakuum-1anisatiorisspektromet.ers werde,n Absorptionsmessungen im langwelligen Rontgengebiet, an Gasen
und Dampfen ausgefuhrt. Zur Erzielung einer moglichst groBen
Genauigkeit wird eine Nullmethode angegeben.
Die Absorptionskoeffizienten von Luft, Stickstoff, Sauerstoff, Neon, Argon, Schwefeldioxyd und den Dampfen von
Pentan und Tetrachlorkohlenstoff wurden im Wellenlangeninterval1 von 2,3 bis 9,9 AE bestimmt. Aus den an Verbindungen
gemessenen Werten wurden ferner die Absorptionskoeffiaienten
von Kohlenstoff, Schwefel und Chlor berechnet.
Es zeigt sich, daB das von J o n s s o n angegebene Gesetz,
wonach der Elektronenabsorptionskoeffizient eine reine Funktion
des Produktes ( 2 . A ) sein 5011, bei leichten Elementen keine
strenge Gultigkeit besitat, sondern dafi hier systematische Abweichungen auftreten.
Bei Schwefel, Chlor und Argon wurde der K-Absorptionssprung bestimmt. I n Ubereinstimmung mit einer von J o n s s o n
aufgestellten empirischen Beziehung wurde seine GroSe in sehr
guter Annaherung gleich dem Verhiiltnis der Energiewerte des
K- und I,,,-Niveaus gefunden.
Die vorliegende Untersuchung wurde auf Anregung von
Hrn. Privatdoxent Dr. H. K u l e n k a m p f f im Physikalischen
Institut der Technischen Hochschule Miinchen ausgefuhrt. Es
ist mir eine angenehme Pflicht, dem Vorstand des Instituts,
Ern. Geheimrat Dr. J. Z e n n e c k , fur sein stetes Interesse am
Fortgang der Arbeit und die Bereitstellung aller erforderlichen
Mittel
einen herzlichsten Dank auszusprechen. Hrn. Dr.
H. K u l e n k a m p f f bin ich fur seine mir in so reichem MaSe
gewiihrte Unterstutzung und Hilfe in allen theoretischen und
506
B. Woernle. Absorption langwelliger Rontgenstrahlen usw.
praktischen Fragen zu gmz besonderem Danke verpflichtet .
Ferner danke ich der Gesellschaft fur Lindes Eismaschinen fur
kostenlose Oberlassung samtlicher Gase, und insbesondere Hrn.
Dr. P o l l i t z e r fur niannigfache Ratschlage und Auskunfte.
Dank gebuhrt auch der Notgemeinschaft der Deutschen Wissenschaft, welche zu dieser Arbeit notwendige Apparate zur Verfugung gestellt hat.
Miinchen, Physikalisches lnstitut der Technischen Hochschule, Janusr 1930.
(Eingegangen 13. April 1930)
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