close

Вход

Забыли?

вход по аккаунту

?

Die elektrodenlose Ringentladung.

код для вставкиСкачать
585
5 . D6e eZektvodemlose Ringen t Zaduny;
v o n R. W a c h s m w t h u n d B. W 6 m a w e r .
(Hiemo Tar. 111.)
0 1. In einer ersten Mitteilungl) wurde die Leitfiihigkeit
der Gase in elektrodenlosen Rohren behandelt. Die Untersuchung zeigte, dab, wenn man eine elektrodenlose Rohre
in ein elektrisches Wechselfeld bringt und den Gasdruck allmhhlich vermindert, schon lange vor dem Einsetzen der sogenannten Ringentladung das Gas in der Rohre starke Ionisation zeigt und sich hierbei (was die relative Zahl der produzierten Ionen bei verschiedenen Drucken, ihre Geschwindigkeiten usw. anbetrifft) so verhalt, als ob es der Einwirkungirgend
einer konstanten ionisierenden Kraft (z. B. den Strahlen einer
Rontgenrohre) ausgesetzt wiire. Nimmt man eine Leitfahigkeitskurve auf, indem man zwei Sonden seitlich in die Rohre einfiihrt , eine konstante
Spannung anlegt und
die Ausschliige eines
zwischengeschalteten
Galvanometers beobach- tet, so bekommt man 'g
bei wachsender Verdiin- $
nung zuerst einen Ant
stieg und dann einen
mmDruck
relativ steilen WiederFig 1.
abfall mit einem deutlich ausgepriigten Maximum der Leitfabigkeit dazwischen.
Bei einigermaIjen kraftiger Erregung sinkt die Leitfahigkeit
aber nicht auf Null, sondern nur bis auf einen Minimumwert,
auf welchen ein plotzlicher und schneller zweiter Anstieg folgt.
Die Kurve ist schematisch in Fig. 1 dargestellt. Dabei
sind unter p , und prI diejenigen Drucke verstanden, bei
v,
1)
-
R. Wachsmuth, Ann. d. Phys. 89. p. 611. 1912.
Annalen der PhpsiL. IV. Folge. 42.
38
Tafel Ill.
Annalen der Physik, I V. Folge, Band 12.
Nr. 4. Stieksloff.
Nr. 3-6.
Nr. 6. &?lizcm-Neon.
Aufblitxen der Hg-Linien i n Gasen.
[Nr. 3 u. 4 : HI erst bei b (Anstieg) siehtbar; Nr. 5 u 6 : Hg schon bei a (I. Stadium) vorhandcn.]
a - vor dem Anstieg, b unmittelbar naeh dem Anstieg, c - bei starkem Anstieg uod sehr hellem Lenehten.
-
R. Wachsmnth u. B. Winawer.
586
R. Wuchsmuth
u.
B. Winawer.
welchen die erste Ionisation bew. die zweite durch den Wiederanstieg charakterisierte Ionisation (weiBer Ring) einsetzt.
p,,.
ist der Druck, bei welchem das Maximum der Leitfiihigkeit im ersten Gebiet erreicht ist.
In der ersten Mitteilung wurde versucht, den charakteristischen Gang der Kurve auf Grund der bekannten Gesetze
uber die Ionisierung durch Rontgenstrahlen zu erklaren. Es
wurde geeeigt, daB der Anstieg und Wiederabfall wohl zu
erwarten ist, wenn man annimmt, daB der Strom der Ionen
zwischen pII und pmax.bei der angelegten Spannung gesattigt,
dann aber zwischen pma. und pI ungesattigt ist. Diese Annahme ist experimentell gepruft und bestatigt worden. Die
genaueren Bestimmungen des Minimums und die Untersuchung
des Wiederanstiegs waren einer spateren Arbeit vorbehalten.
Nachzutragenware noch, daB auch,abgesehenvon jeder theoretischen Erklarung, die Kurve der Fig. 1 zwischenp, undpu vollstiindig analog derjenigen ist, welche S t o l e t o w , R i g h i und
neulich P a r t s c h ') fur den lichtelektrischen Strom zwischen parallelen Platten bei gleichbleibender elektromotorischer Kraft
erhalten haben. Die Kurven von P a r t s c h (1. c. p. 68) zeigen
eine besonders frappante &nlichkeit mit den Kurven, welche
wir bei verschiedenen Gasen in unseren Versuchen gefunden
haben. Es ist somit der SchluB durchaus gerechtfertigt, der
bereits damals gezogen wurde, daB namlich die Induktionsspule, mit welcher die Vakuumrohre angeregt wird, sich im
ersten Gebiet (ewischen p , und prI) wie ein beliebiger konstanter Ionisator verhalt.
Der Zweck der vorliegenden Arbeit war die Ausdehnung
der Untersuchung einerseits auf Edelgase (Argon, Helium,
Neon), bei deren Ionisierung sich gewisse Anomalien eeigenz),
sodann aber auch auf die kleineren Drucke ( p < p,,), bei
welchen die eigentliche Ringentladung und die intensive Lichtemission beginnt. Der zweite Punkt, das Einsetzen der hellen
Ringentladung, ist fur die elektrodenlosen Rohren charakteristisch und darf wohl das weitaus groBere Interesse beanspruchen. Der helle Ring bildet sich bei einem Druck, den
1) Verh. d. Deutsch. Phys. Ges. 14. p. 60. 1912.
2) Das Auftreten der freien Elektronen, vgl. J. Franck, Jahrb. d.
Rad. u. El. 9. p. 259. 1912.
Die elektrodenlose Ringentladuny.
587
wir in der schematischen Kurve als pa bezeichnet haben.
1st bei wachsender Verdiinnung der Druck pI1 erreicht, dann
leuchtet die Vakuumkugel, welche bis jetzt nur schwaches
diffuses Licht gab, langs der Induktionsspule hell auf, die
Linien des Gases und auch des Quecksilbers (falls die Kugel
mit einer Hg-Pumpe evakuiert wird), werden deutlich sichtbar und gleichzeitig steigt der Ionenstrom zwischen den beiden
Sonden wieder rapid an. LaBt man die Entladung langer vor
sioh gehen, so bemerkt man auch eine deutliche Erwarmung
der Kugel.
Wie spater noch gezeigt werden soll, absorbiert die Vakuumkugel in diesem Gebiet einen gut meBbaren und nicht geringm
G
'
zurPurnpe
J Induktor. F Funkenstrecke. L Leidener Flaschen. '5' Spule.
St Stanniolbelegung (geerdet). El E, Sonden. B Batterie (40 Volt).
W Widerstand. cf Galvanometer.
Fig. 2.
Teil der erregenden Energiel) (ca. 10 bis 20 Watt). Alle diese
Erscheinungen deuten darauf hin, daB die das Gas ionisierenden Teilchen hier einen neuen Stufenwert der Energie
erreicht haben. Der genaueren, vor allem spektroskopischen
Untersuchung dieses Stadiums der Rohre ist der groBere Teil
unserer Arbeit gewidmet. Es ist hierbei von Wichtigkeit gewesen, die Rolle des Quecksilberdampfes bei der Entladung
naher zu studieren. Wir haben deshalb eine Reihe von Versuchen mit ganz frischen Rohren, die niemals mit Hg in Beruhrung waren, und mit der neuen Molekularpumpe von
Gaede, welche j a ganz Hg-frei ist, ausgefuhrt. Uber die Versuche im Gebiet des Wiederanstieges (d. h. im Gebiet der
intensiven Lichtemission) wird weiter unten (Q 3ff.) berichtet.
Zuerst sollen die weiteren Beobachtungen im Gebiet des
1) Vgl. auch J. J. Thomson, Phil. Mag. (5) 82. p. 321 u. 445. 1891;
und Bergen Davis, Phys. Zeitschr. 4. p. 289. 1902.
38'
588
R. Wachmnuth u. B.
Winauter.
ersten Maximums, d. h. im Gebiet der schwachen Ionisierung,
welche auch mit schwachem, diffueem Licht begleitet wird,
beschrieben werden. Die Versuchsanordnung ist bis auf die
Verwendung der neuen Gaedepumpe fiir manche Versuche
und bis auf einige Details, die weiter unten erwahnt werden,
die altel) geblieben (vgl. Fig. 2).
Q 2. Das Gebiet des ersten Maximums. - Bereits in der
ersten Abhandlung (1912) ist der Verlauf der Leitfahigkeitskurve in verschiedenen Gasen eingehend besprochen worden.
Bei jenen Versuchen wurde die verwendete Kugelrohre mit
einer Quecksilberpumpe nach Gae d e evakuiert. Nachdem
wir uns uberzeugt haben, daB auch an der Molekularpumpe,
d. h. in Abwesenheit von Quecksilber und beim Gebrauch
einer frisch geblasenen Rohre von ganz anderer Gestalt der
A Rugel mit Edelgas.
B Stromspule sur Hebung eines
Eisenstiickes C, welches im
Herabfallen im Vakuum die
Glasblase D sertriimmert und
dadurch Kugel A Sffiet.
E VerschluShahn, an den Glasstutzen von A angeblasen,
aum AbschluS des Edelgases
wiihrend der Versuche.
F Dreiweghahn zum Zulassen
der AuSenluft.
Q Verbindungshahn rnit der elektrodenlosen RShre, dem Manometer und der Pumpe.
Sonden (es wurde eine Zylinderrohre mit groBen Platten als
Elektroden benutzt) der Gang der Kurven dem Sinne nach
unverandert bleibt, haben wir die Kurven fur Edelgase (Argon
und Helium-Neon) genau so wie fruher, d. h. mit der Kugelrohre und an der Quecksilber-Gaedepumpe aufgenommen,
urn nicht auf das Mac Leodmanometer verzichten zu mussen.
1) 1. c. p. 613.
Die elektrodenbse Ringentladung.
589
Die Edelgase wurden in der in Fig. 8 skizzierten Weise in die
Apparatur eingefuhrt. Der Ballon A mit dem Gas (welches
uns von der Chemischen Fabrik Griesheim-Elektron in dankenswerter Weise kostenlos uberlassen wurde) ist unter Zwischenschaltung zweier Hahne 3 und G direkt an die Apparatur angeblasen. Der Raum zwischen diesen Hahnen hat etwa 10 ccm
Inhalt und gibt die Moglichkeit, das seltene Gas in kleinen
Mengen in die Vakuumrohre einzulassen, welche ihrerseits
mit dem Mao Leodmanometer und mit der Pumpe verbunden ist.
Es standen uns zwei Kugeln mit Edelgasen zur Verfugung.
Die eine enthielt ein He-Neon-Gemisch, die andere Argon.
Fig. 4. Luft und Helium-Neon
bei gleicher Erregung.
Wie die spektroskopische Untersuchung zeigte, waren die
Gase bis auf deutliche Spuren von Wasserstoff und (wie weiter
unten erwahnt wird) von Quecksilber frei von fremden Beimischungen.
Mit jedem der Edelgase wurden in der angegebenen Weise
je drei Versuchsreihen ausgefuhrt und die Leitfahigkeitskurven aufgenommen. An den Sonden lag hierbei 40 Volt
Spannung; die Erregung ist wie 'bei fruheren Versuchen durch
einen Schwingungskreis gegeben, dessen Periode T =loF6 Sek.
bei einem Funkenpotential von ca. 20000 Volt ist.
Um den Vergleich zu ermoglichen, ist nach jeder Versuchsreihe mit dem Edelgas eine LeitfLhigkeitskurve fur Luft und
fur Wasserstoff unter genau gleichen Versuchsbedingungen
R. Wachsmuth u. B. Winawer.
590
aufgenommen. Die Beobachtungen mit He-Neon-Gemisch
sind in Fig. 4 graphisch wiedergegeben. Zum Vergleich ist
die Kurve fur Luft hinzugefugt. Die Kurven in Fig. 5 beziehen
sich auf Argon und Luft. Da es sich nur um die r e l a t i v e n
Lagen der Maxima und des Anstiegs handelt, haben wir als
Ordinaten einfach die Skalenteile gezeichnet.l) Die Strome
waren von der GroBenordnung
Ampere; sie waren bei
den Edelgasen durchweg wesentlich starker, entsprechend
dem hohen Werte von p , und der groBeren Beweglichkeit der
Ionen. Wie aus dem Vergleich der beiden Kurven in den
3
2i7
I
lmm
I
I
I
2
3
4
Fig. 5. Luft und Argon bei gleicher Erregung.
Figuren hervorgtht, ist die Form der Leitfahigkeitskurven
bei den Edelgasen eine andere als z. B. in Luft; der Anstieg
ist viel langsamer in den Edelgasen und viel steiler in der
Luft.
Noch auffallender ist aber die L a g e der Maxima. Der
Druck, bei welchem das erste Maximum in He-Neon auftritt,
ist rund lOmal groBer als der entsprechende Druck fur die
Luft. In Argon liegt das erste Maximum bei einem Druck,
der nahezu gleich demjenigen fiir Wasserstoff ist.
1) Dabei sei aber darauf aufmerksam gemacht, daB die absolute
Hohe der Ordinaten einen Vergleich nicht zulLBt, da die Empfindlichkeit
des Galvanometers durch Abzweigen jeweils so reguliert wurde, da5 die
MaximalausschlLge ungefilhr gleich blieben.
59 1
Die elektrodenlose Ringentladung.
Die zwei Tatsachen beweisen bereits vollstandig, daB die
Lage des Maximums nicht, wie man friiher anzunehmen geneigt war, direkt von dem Molekulargewicht des Gases abhangig ist.
In der Tabelle I sind die entsprechenden Drucke (durch
Vergleich mit pmax.fiir Luft auf dieselbe Erregung reduziert)
fiir einige Gase zusammengestellt :
T a b e l l e I.
Relative Lage der Maxima in Edelgasen uaw.
Mo1.-Gew.
PIllax.
-
He-Ne
H,. .
Ar .
Luft
. =. .9.-11
* 1
. .
. .
. .
. .
1,4
029
mm
4-20
(16)
(28,98)
39,9
Auch aus der Tabelle ist zu ersehen, daB im schweren
Argon (Mo1.-Gew. 39,9) das Maximum fast an derselben Stelle
liegt wie bei Wasserstoff (Mo1.-Gew. 2,016).
In den leichteren Gasen sollte, wenn das Mo1.-Gew. allein
groI3er als in schwereren sein. Nun ist
maBgebend ware, p,,.
aber, wie Tabelle I zeigt, im He-Neon-Gemisch (Mo1.-Gew.
zwischen 4 und 20, nach dem proz. Gehalt etwa = 16) p,,,.
nicht kleiner, sondern 7mal groBer als in Wasserstoff.
Auf Grund der in der Abhandlung 1912 entwickelten
Anschauung, der zufolge die Lage des Maximums durch den
Schnittpunkt zweier Kurven des gesattigten und ungesattigten
Stromes gegeben ist, lassen sich die erwahnten Anomalien
leicht erklaren und mit den bekannten Tatsachen in Zusammenhang bringen.
Die Lage des Maximums ist nach Abhandlung 1912, p. 621,
durch den Ausdruck gegeben :
wobei U,,. und Vat,. die positive und negative Geschwindigkeit der Ionen bei Atmospharendruck bedeuten, a der Rekombinationskoeffizient und q die Zahl der im Gase pro ccm
produzierten Ionen ist. X ist das Feld zwischen den Elektroden (bei unseren Versuchen ca. 6 Volt/cm).
R. Wachsmuth u. B. Winawer.
592
Die Formel zeigt, da% fur die relative Lage des Maximum
in verschiedenen Gasen (da X konstant bleibt) hauptsachlich
der Ausdruck ( Uatm.+ Vat,.)'/3, also die mittlere Geschwindigkeit der Ionen bei Atmospharendruck maBgebend ist. Je groBer
die Geschwindigkeit (die Beweglichkeit) der Ionen in einem
Gase ist, desto groBer wird pmax,sein.
Der relativ groBe Wert von pmax.,welchen wir fiir Edelgase
gefunden haben, bedeutet also, daB die Beweglichkeit der
Ionen in diesen Gasen anormal groB ist.
Bekanntlich sind die anormal groBen Beweglichkeiten
der Ionen in den Edelgasen von Hm.J. F ran ck l ) konstatiert
worden.
Er findet
'atm.
a
' t,.
. . .
. . . .
. . . . .
Wasserstoff
Helium .
6,02
Argon
1,37
5,09
7,68
6,31 verunreinigt
ca. 500
rein
206,3 rein
Wenn in Argon und Helium Geschwindigkeiten der negativen Ionen vorkommen, die 30 bis 70mal gro%er sind als
die im Wasserstoff beobachteten, so ist die Lage des Maxifur Argon und He-Ne nicht
mums (der groBe Wert von pm,,x.I.)
weiter verwunderlich. Nehmen wir z. B. in Helium die Leitfahigkeitskurve (wie immer mit der konstanten Spannung
von 40 Volt an den Elektroden) bei verschiedenen Drucken
auf, wobei wir annehmen wollen, daB der Druck von Null an
allm&hlich vergroljert wird, so bleibt der Ionenstrom wegen
der gro%en Beweglichkeit der Ionen verhaltnismaljig langer
gesattigt. Das Maximum, also der Punkt, wo der Strom ungesattigt wird, tritt erst bei relativ hohen Drucken ein. Die
Versuche mit den Edelgasen bestiitigen also uneere Auffassung
und man konnte auch umgekehrt nach der Lage des Maximums, wenigstens schatzungsweise, auf die Beweglichkeiten
der Ionen im betreffenden Gase schlieBen.
Von diesem Gesichtspunkte ausgehend, haben wir ver-1) Vgl. Bericht uber Ionenbewegliohkeit. Jahrb. der Rad. und El.
9. p. 250. 1912.
Die elektrodenlose Ringentladung.
503
sucht, die schnellen Ionen, welche J. F r a n c k im reinen Stickstoff gefunden hat, nachzuweisen. Der Bombenstickstoff
wurde durch Pyrogallussaure und uber gluhendes Kupfer
geleitet und so von Spuren von Sauerstoff gereinigt, dann
mit Schwefelsaure getrocknet und in die Apparatur eingefuhrt,
wo er nochmals mit P,O, getrocknet wurde. Die Leitfiihigkeitskurve zeigt jedoch nur eine unwesentliche Verschiebung
des Maximums gegenuber der Luft. Ob der Stickstoff trotz
sorgfaltiger Reinigung doch noch storende Beimischungen
enthielt, muB dahingestellt bleiben.
In der Tabelle 11, p. 595, sind die relativen Lagen der ersten
Maxima fur alle untersuchten Gase zusammengestellt. Die
dort angegebenen Werte von pmax.wurden fur die vorliegende
Veroffentlichung alle neu bestimmt.
9 3. Der Wieaeranstieg der Leitfahigkeitslcurven bei kleinen
Drucken. - Wie bereits in $ 1 erwahnt ist und wie die zitierten
Leitfiihigkeitskurven deutlich zeigen, wird (bei passend gewahlter
Erregung) bei einem Druck pIr (fiir Luft ist z. B. pIr = 0,08 mm,
wahrend pI fur Luft = 3,4 mm ist) ein Umkehrpunkt und ein
rapides Anwachsen des Stromes zwischen den Sonden beobachtet. Dieser Anstieg kommt gleichzeitig mit der hellen Ringentladung (dem sog. weil3en Ring) zustande und deutet offenbar auf eine plotzlich eintretende Vermehrung der Ionen in der
Kugel hin. Da sich hierbei im Spektrum des Lichtes Hg-Linien
zeigen (bei Luftfullung fast gleichzeitig), so lag zuerst die Vermutung nahe, daB die Vermehrung der Ionen auf die Ionisierung des Quecksilberdampfes zuruckzufuhren sein konnte.
Neue Versuche uberzeugten uns aber, daB dies nicht der
Fall ist .
In Helium-Neon, Wasserstoff und besonders deutlich im
Argon konnten wir Hg-Linien bereits im ersten Gebiet, noch
lange vor dem Umkehrpunkt der Kurve beobachten und sogar
photographieren. Nr. l a der Tafel 111,welche mit Argon bei einem
Druck p = 0,76mm aufgenommen wurde, zeigt ganz deutlich,
daB im Spektrum der Rohre die Hg-Linien bei dem betreffenden
Druck alle gut sichtbar sind (bis auf die zwei gelben, fur die
die Expositionszeit von 45 Minuten noch zu klein war). Der
Anstieg aber (d. h. die Vermehrung der Ionen) tritt erst bei
p = 0,40mm ein, also vie1 spater. Auch eine andere Aufnahme
zeigte schon die Hg-Linien, obwohl man hier noch ganz weit
594
R. Wachsmuth u. B. Winawer.
vom Anstieg war ( p = 0,88 mm). Das gleiche ist fur Wasserstoff (Nr. 5 ) zu konstatieren (Hg-Linien sind vor dem Anstieg
zu sehen). Die Figg. 3 bis 6 zeigen das Aufblitzen der Quecksilberlinien in verschiedenen Gasen. Bei He-Neon-Fiillung
waren die Hg-Linien schon bei p = 12 mm deutlich sichtbar,
wahrend hier p,, erst bei 0,9mm erreicht wurde.
Der Wiederanstieg ist also nicht auf Ionisierung des Quecksilbers zuruckfuhrbar. Den endgultigen Beweis hierfur haben
uns die Versuche geliefert, die wir an der,Molekularpumpe in
Abwesenheit von Quecksilberdampf ausgefuhrt haben. Um
jede Spur von Hg zu vermeiden, haben wir bei diesen Beobaohtungen eine frisch geblasene Kugel benutzen mussen. Es
hat sich namlioh im Laufe der Arbeit gezeigt, daB jedes GefaB,
welches jemals an der Quecksilberpumpe gewesen ist, noch
monatelmg nachher mit Hg infiziert ist, welches dann bei
elektrodenloser Ringentladung deutlich sichtbar wird. Durch
langeres Auspumpen mit der Molekularpumpe 1aBt das HgSpektrum nur zeitweise abschwachen. Man muBte also auch
auf die Verwendung eines Vakuummeters nach P i r a n i l) bei
den Versuchen an der Molekularpumpe schlieBlich verzichten,
da es nur rnit dem Mac Leodmanometer an cEer gewohnlichen
Gaedepumpe geeicht werden konnte. Die Edelgase waren,
weil an einer Quecksilberpumpe abgefullt, niemals frei von
Quecksilberdampf .
Man beobachtete daher nur den Gang der Leitfahigkeitskurve bei fortschreitendem langsamen Evakuieren, ohne den
Druok zu messen. Das Resultat der Beobachtungen an der
Molekularpumpe war, daB auch in vollstandiger Abwesenheit
des Hg-Dampfes (die Hg-Linien waren bei hellstem Licht der
Rohre nicht sichtbar) der Gang der Leitfahigkeitskurven sich
nicht andert und daB auch hier bei passender Verdiinnung
gleichzeitig mit der hellen Ringentladung ein Wiederanstieg zu
beobachten ist , als Zeichen einer plotzlich einsetzenden Ver mehrung der Ionenzahl.
Der Druck, bei welchem diese verstarkte Ionisierung in
der Rohre auftrat, wurde fur alle untersuchten Gase von neuem
rnit der Hg-Pumpe und dem Mac Leodmanometer bestimmt.
Die Zahlen sind in Tab. 11, Kolumne 4,wiedergegeben. Sie sind
1) M. v. P i r a n i , Verh. d. Deutsch. Phys. Ges. 8. p. 686. 1906.
Die elektrodenlose Bingentladung.
595
alle auf dieselbe Erregung (durch Vergleich mit den betreffenden Kurven fur Luft) umgerechnet.
T a b e l l e 11.
(Drucke, bei welchen in verschiedenen Casen der erste Ausschlag, des
erste Maximum und der Wiederanstieg zu beobachten ist.)
0,
Luft
3,7 mm
3,4 9 1
Wie die Kolumne 4 der Tabelle zeigt, andern sich die pII
beim Ubergang von Gas zu Gas ganz deutlich. ') Eine besonders
sorgfaltig ausgefuhrte Versuchsreihe, welche bei moglichst konstanter Erregiing mit drei verschiedenen Fullungen der Rohre
in periodischer Vertauschung unternommen wurde, ergab folgende Zahlen :
1. Luft . . . . . . 0,070mm
2. H,. . . . . . . 0,130 ,,
3. He-Ne
. . . . 1,05 ,1
Um von der Bedeutung der fur p , ermittelten Zahlen ein
Bild zu bekommen, kann man sie mit den bekannten Daten
uber die Ionisierung der Gase in folgender Weise vergleichen.
Hr. E. B o u t y , ) hat wohl am sorgfaltigsten die sog. kritische
Spannung der Ionisierung, d. h. die Spannung, welche notig
ist, um das Gas zu ionisieren, bestimmt (in Volt/cm) und auch
ihre Abhangigkeit vom Drucke untersucht. Er findet, da13 die
GroBe d y / d p (y die kritische Spannung, p der Druck) eine bestimmte spezifische Konstante fur jedes Gas ist, welche er ,,cohhsion dihlectrique" nennt. Aus seinen Daten uber diese kann
man, sobald der Druck des Gases in cm Quecksilber gegeben ist,
1) Im Gegensatz zu der vorlkufigen Mitteilung der ersten Arbeit
(1. c. p. 623).
2) E. Bouty, Journ. de phys. (4) 2. p. 401. 1903; vgl. auch Constantes physiques, p. 567. Paris 1913.
596
R. Wachmuth u. B. Vinawer.
auch die Spannung (in Volt/cm) ermitteln, welche dieses Gas
zu ionisieren vermag.
Man kann aber auch umgekehrt, falls mit konstanter, genugend groBer Spmnung gearbeitet wird, den Druck angeben,
bei welchem die Ionisation einsetzen muB.
Wir wollen annehmen, daB, wie es bei unseren Versuchen
jedenfalls angenahert der Fall ist, in der elektrodenlosen Rohre
ein Feld von 145 Volt/cm vorhanden ist (dieses Feld ist BUS
dem Wert pI fur Luft und den Daten von B o u t y berechnet)')
und wollen aus der bekannten ,,coh6sion di6lectrique" den kritischen Druck, bei welchem die Ionisierung beginnt, d. h. u s e r
p , bestimmen.,)
Die Werte fur die nach B o u t y bereohneten p , sind mit
den Zahlen fur pII in Tabelle I11 zusammengestellt. Fiir die
drei Gase Luft, 0, und H, sind die pI direkt von uns bestimmt
worden.
Wie die Tabelle zeigt, variiert in den Gasen der Druck pIr
(wir wollen ihn den ,,zweiten kritischen Druck" der Ionisation
nennen) in demselben Sinne wie der erste ( p , ) , der fiir die
,,coh&ion" des Gases maBgebend ist.
1) Das konstante Glied a der zuniichst fur Funkenpotentiale aufgestellten Formel von Bouty: F = a + b p findet sich bei J. J. Thomson,
deutsche Ausgabe p. 395, in der Weise umgeformt, daB eine neue Konstante A, dividiert durch die Funkenlilnge I eingefuhrt wird. Bei den Versuchen mit der elektodenlosen Rohre tritt der Ring an Stelle des Funkens,
der Nenner I wird also als sehr groB gegeniiber der gewohnlichen Funkenliinge anzusehen sein und das Glied nahezu verschwinden, so daB fur die
vorliegende Berechnung die abgekurzte Formel Verwendung finden durfte.
Hat man also die Ionisierungsspannung bei Atmosphirendruck, so er-
gibt sie sich fur jeden anderen Druck als Xpl= X.t,..
a
-% - Die
rela-
patm.
tiven Werte von pr fur verschiedene Gase werden jedenfalls die richtige
Reihenfolge besitzen.
2) Bergen Davis hat 1. c. eine Methode angegeben, welche gestattet,
das mittlere Feld in der Rohre zu bestimmen, sobald die Spannung an der
Funkenstrecke bekannt ist. Nach seiner Methode berechnet sich dieses
Feld zu 38 Volt/cm. Fiir die Ionisierung ist aber (etwa wie bei Funkenentladung) das maximzle Feld maBgebend. Dur& Messungen direkt an der
Funkenstrecke haben wir gefunden, daB das Verhiltnis der beiden Felder
Xmsx./Xmittel 3,1 ist. Die mittlere Spannung wurde mit einem Elektrometer bestimmt, die maximale direkt aus der Funkenliinge. Das ionisierende Feld ergibt sich aber hieraus zu 3,l x 38 = 118 Volt/cm, also
ein Feld gleicher GroBenordnung, wie das auslBou t y s Daten errechnete.
Die elektrodenlose Ringentladung.
591
T a b e l l e 111.
PI1
. . . .
. . .
0, . . . .
H, . . . .
Ar . . . .
He-Ne . .
N,
0,085
Luft
0,090
0,115
0,150
0,350
1,OO
Dieses Resultat steht mit der Vorstellung, daW beim Druck
plI ein neuer, fiir das Gas charakteristischer Stufenwert der
Energie erreicht wird, im Einklang. Es erscheint plausibel,
daB in den Gasen die beiden kritischen Spannungen, also auch
die beiden kritischen Drucke, sich beim Ubergang von Gas zu
Gas in demselben Sinne andern.
$ 4. Die spektroskopische Untersuchung. - Die im vorigen
$ 3 entwickelte Anschauung, wonach bei dem Druck p , ein
neuer fur das Gas charakteristischer Stufenwert der StoBenergie erreicht wird, llBt sofort die Frage eufkommen) ob
das Uberschreiten dieses zweiten kritischen Wertes auch durch
andere Veranderungen im Gase als die bereits angegebenen
(verstarkte Ionenabspaltung, intensiveres Licht der ionisierten
Teilchen, ErwSirmung) gekennzeichnet ist, vor allem, ob auch
die Lichtemission des ionisierten Gases einen qualitativen
Unterschied aufweist, wenn der Druck pe passiert wird.
Um die Frage zu beantworten, haben wir mit einem groBen
Hilgerschen Quarzspektrographen, den wir allerdings nur bis
in das Gebiet des Glasviolett benutzen konnten, eine spektroskopische Untersuchung der Lichtemission der sechs oben angefiihrten Gase vorgenommen. Es sind ca. 150 Aufnahmen
(50 Platten) erhalten worden. Jedes der Gase wurde zweimal
(an der gewohnlichen und an der Molekular-Gaedepumpe) und
dabei in verschiedenen Stadien der Entladung (vor und nach
dem Anstieg der Kurve) photographiert.
Es ist hierbei zu bemerken, daB, wie bereits ofters hervorgehoben wurde, das Licht des Gases im ersten Stadium (also
vor dem Anstieg) im allgemeinen auBerst schwach ist, und daS
es nur nach stundenlanger Exposition gelingt, ein brauchbares
598
R. Wachsmuth
u.
B. Winawer.
Spektrogramm in diesem Gebiet zu bekommen. In den meisten
Frillen muBte man dicht vor dem Anstieg, also an der Grenze
der beiden Gebiete, photographieren, um uberhaupt eine deutliche Aufnahme zu bekommen.
Nmh dem Anstieg ist das Licht des Gases so stark, da6
2 bis 3 Minuten vollstandig fur die Exposition ausreichen.
Die Hauptresultate der spektroskopischen Untersuchung
sind aus den beiden Aufnahmen des Wasserstoffs (Taf. I11
Nr. 2a und b) zu ersehen, der besonders sorgfaltig an der Molekularpumpe un tersucht wurde.
Der Unterschied tritt am
besten bei subjektiver Beobachtung mit dem Handspektroskop
hervor. Im ersten Stadium (schwaches blauliches Licht) sieht
man deutlich im Spektrum nur den schwachen, fast kontinuierlichen Hintergrund, welcher auch bei genugender Exposition
in den gewohnlichen Wasserstoffrohren vorkommt, vermutlich
das sog. Viellinienspektrum. Die bekannten H,-Linienl) sind
nicht sichtbar.
Achtet man auf eine bestimmte von ihnen, z.B. auf die
helle rote Linie 656, so uberzeugt man sich, da13 sie fast gleichzeitig mit dem Anstieg erscheint.
Die photographischen Aufnahmen bestatigen diese Beobachtung. Das erste Stadium konnte zwar (wegen der Lichtschwache) nur an der Grenze des Anstiegs aufgenommen werden,
vergleicht man aber die zwei Aufnahmen (Nr. 2 der Taf. 111)
vor und nach dem Anstieg, so uberzeugt man sich, daB auf
dem Spektrogramm a die Hauptlinien des Wasserstoffs entweder nur ganz schwach (im Verhaltnis zum Hintergrund) oder
gar nicht vorhanden sind. So fehlen die Linie 410 ganz, die
Linie 434 ist schwacher als die nebenstehende Kante der Bande,
die Linie 486 (die starkste H,-Linie, Intensitat 20) ist nur spurenweise auf dem Original zu sehen. Nach dem Anstieg (Aufnahme b)
sind alle Linien mit ihren richtigen Intensitaten vorhanden.
Dieser Unterschied lafit sich auf allen 7 Aufnahmen nachweisen, die wir mit hochst empfindlichen, meistens besonders
fur rot und griin sensibilisierten Platten2) gemacht haben.
1) Die erste Balmersche Serie oder das erste Wasserstoffspektrum.
2) Rezept von Hrn. Dr. Konig in Hochst:
. . . 3 ccm 1: loo0
Orthochrom
F’inaoyanol . . .
2 ,, 1:lOOO
Alkohol.
. . . 100 ,,
Wasser dest. . .
200 ,,
..
.
..
. .
..
599
Die elektrodenlose Rinyentladung.
Weniger deutlich als fur H, ist der Unterschied fur das
He-Ne- Gemisch, welches wir auch an der Molekularpumpe
untersucht haben. Bereits im ersten Stadium sind die Linien
des Neons (rote Gruppe) vorhanden. Aber auch hier zeigt der
Vergleich, daB viele in der ersten Aufnahme als verwaschene
Banden vorkommende Teile des Spektrums sich nach dem Anstieg in Liniengruppen auflosen.
Die Aufnahmen fur Argon ersieht man aus Taf. I11 Nr. 1.
Aufnahme a zeigt das Spektrum, bevor der zweite kritische
Druck erreicht ist, also vor dem Anstieg. Abgesehen von den
Hg-Linien, die, weil diese Aufnahme an der gewohnlichen Gaedepumpe gemacht ist, recht deutlich sichtbar sindl), sieht man
im Spektrum des Gases nur schwache Banden, welche dem
Stickstoff angehoren und durch die lange Expositionszeit
zum Vorschein gekommen sind. Auf dem Original sind
Spuren von Linien vorhanden, doch ist keine einzige der
Hauptlinien des Argon zu sehen.2) Der Druck ist hier noch
recht hoch (0,76 mm), wir befinden uns in der Nahe des
Maximums.
Verdiinnt man das Gas weiter, so kommt bei p = 0,35 mm
der rapide Anstieg der Leitfahigkeit. Aufnahme b, ist im Gebiet des Anstiegs gemacht; im Spektrum sind (auBer den HgLinien) auch die Argonlinien sichtbar und zwar mit ihren richtigen Intensitaten. Man findet hier alle wichtigsten Linien,
die in Tabellen3) ausgefuhrt werden, z. B. :
349 mm
359
373 Y ,
410
,f
9,
(Intensitat
1,
(
,,
(
(
99
15)
15)
15)
14)
423 mm
435 9 ,
443
481 9 ,
Y,
(Intensitat
(
(
(
9,
99
1,
20)
20)
10)
10)
Die Platten werden 3 4 Minuten gebadet, n i c h t gewaschen, sondern
nur einfach getrocknet. Alle Operationen naturlich bei volligem Lichtabschlul.
1) Es wurde bereits hervorgehoben, d a l das H g die Ersoheinungen
nicht stort.
2) Subjektiv konnte man mit einem Randspektroskop einige Linien
der roten Gruppe beobachten. Sie waren jedenfalls iiulerst schwach im
Vergleich zu den auf der Platte sichtbaren Stickstoffbanden.
3) ,,Constantes", p. 438.
600
R. Wachsmuth
u.
B. finawct.
Interessant ist, da6 die Linien zu dem sog. blauen Spektrum
des Argons gehoren.
Da6 ein deutlicher Unterschied in der Lichtemission des
Gases beim Uberschreiten der zweiten Energiestufe m konstatieren ist, beweist ein Vergleich der zwei Aufnahmen b,
und b,.
Letztere ist namlich zwar im Wiederanstieg, aber
au6erhalb des Ringes aufgenommen, wo das Feld und demnach
die Erregung schwlcher ist.
Am sohwierigssten ist naturgemaB der Unterschied in &n
Gasen zu konstatieren, deren endgultiges Spektrum BUS Banden
besteht (also in Stickstoff, Kohlensiiure, Luft und auch in
Sauerstoff). Es gibt bier nur Intensitatsunterschiede, auf die
wir spater zuruckkommen (5 5).
Kurs zusammengefaI3t ergibt sich also folgendes Resultat :
Auch die spektroskopische Untersuchung zeigt, da6 in den
Gasen auf3er der ersten kritischen Spannung (oder Energie des
StoDes), bei weloher das Gas ionisiert wird, eine wohMefinierte
zweite kritische Ewgiestufe vorhanden ist, bei deren Uberschreiten auDer der ventarkten Ionenabspaltung auoh daa endgiiltige Spektrum ausgesandt wird. Diese Energiestufe wird
bei dem von uns als p,, bezeichneten Druck erreicht.
8 5. Das Verhaltnis der b d e n Stufenwerte der E w g i e .
Der Farbenumschlag bei pII.- Der im vorigen 8 4 von uns eingefuhrte Begriff der zweiten kritischen Spannung findet sich
bereits in einer interessanten Arbeit der Herren E. Gehrcke
und R. Seeliger'), welche das Leuchten der Gase unter dem
EinfluS der Kathodenstrahlen untersucht haben. Sie lieBen
einen langsamen Kath~denstrahl~),dessen Geschwindigkeit
zwischen den Grenzen 70 bis 240 Volt variierte, in einen Gaeraum eintreten, wo d m durch passend gewahltes Gegenfeld die
Geschwindigkeit der Strahlen wieder bis Null abnahm. Dabei
stellten sie fest, daS die Lichtemission des Gases gleichzeitig
mit der Geschwindigkeit des Kathodenstrahles (also mit der
Anprallenergie der Elektronen) sich hnderte, und da6 das Gas
liings des Kathodenstrahles einen Farbenumschlag zeigte. Sie
sprechen bereits von zwei Grenzgeschwindigkeiten der Elektronen, welche sie V@und Vu nennen. Wenn der Schwellenwert
1) E.Qehroke und R. Beeliger, Verh. d. Deutsoh. Phys. Oes. 14.
p. 336. 1912.
2) En wurde eine Wehneltksthode banutet.
601
Die elektrodenlose Ringentladuny.
V a erreicht ist, wird das Gas ionisiert und leuchtet, wenn wir
Luft als Beispiel nehmen, rot ; bei dem Schwellenwert V a schliigt
die Farbe des Strahles um (die Gesamtfarbe verschiebt sich
nach den kleineren Wellenlangen), gleichzeitig treten bestimmte
Veranderungen!im Spektrum auf und die Intensitiit wird groBer.
V a und V g sind dann zahlenmaBig angegeben und es erweist
sich, daB z. B. fur Argon V a = 67 Volt, Vg = 35 Voit ist.
Wie man sieht, ist eine deutliche Analogie zwischen den
beiden Grenzgeschwindigkeiten Vg und Vcz und den von uns
beobachteten Grenzdrucken p , und pI1vorhanden. Besonders
deutlich wird die Analogie, wenn wir unsere spektroskopischen
Beobachtungen an Wasserstoff mit denen der beiden Autoren
vergleichen.
Die Herren G e h r c k e und Seeliger haben das Spektrum
des verzogerten Kathodenstrahles nach der Methode von
L o c k y e r untersucht und finden, daB in H, die Linien 6501),
483,434,410, 395,390 usw. kurzer waren als die ubrigen, welche
dem sog. zweiten Wasserstoffspektrum (Viellinienspektrum) angehoren, daI3 sie also durch langsame Elektronen nicht mehr
angeregt werden.
Bereits aus unserer Aufnahme Taf. 111 Nr. 2 ist das Fehlen
der Linien 395, 410, 434 (schwach), 486 im ersten Stadium
deutlich zu konstatieren. Das Fehlen der Linie 656 (rot) ist
auf anderen Aufnahmen (Platte 38, die sich jedoch nicht zur
Reproduktion eignet), sowie subjektiv festgestellt worden. Es
fehlt also auch bei uns (vgl. oben p. 698) das erste Wasserstoffspektrum.
ZahlenmiiBig ist die Analogie allerdings nicht zu kons tatieren. Denn das Verhaltnis der beiden Energien Vj?/Va ist
nach G e h r c k e und Seeliger fur die meisten Gase = 2 bis 3.
Das Verhiiltnis der beiden Drucke pI und pII, welches, wenn
man von der Formel E = n X e A2) ausgeht, dem Verhaltnis
der beiden Energien wenigstens in der ersten Annaherung
gleich sein sollte, ist fur die meisten Gase 30 bis 40 (Tabelle 111).
Eine Reihe von direkten Bestimmungen ergab fur die Luft
PI/PII = 2 5 .
1) 6569 NB. Erstes Wasserstoffspektrum (nach Kayser 6. p, 493)
656,486, 434, 410, 397, 390 USW.
2) X = Peld der Rohre, e = Ladung, I = freie Wegliinge des
Ions = nmal freie Wegliinge des Molekiils.
Annalen der Physilr. IV. Folge. 42.
39
R. Wachsmuth u. B. Winawer.
602
Der groBe Unterschied zwischen unseren und dem nach
G e h r c k e und S e e l i g e r berechneten Werte des Verhaltnisses
beider Energien laBt sich teilweise dadurch erklaren, daB das
V g von den genannten Autoren wohl zu groD gefunden ist.
Es 1aBt sich namlich sehr schwer die Anfangsspannung aus dem
Anfang des Leuchtens im Gase bestimmen; die meisten Gase
leuchten sogar in unseren Versuchen (obgleich wir nicht einen
Strahl, sondern die ganze Rohre von 600 ccm Inhalt ionisieren)
im Anfang so schwach, daB das p , nicht nach dem Leuchten,
sondern nach dem Ausschlag des Galvanometers bestimmt
werden muBte.
Die Zahlen, welche neulich die Herren
J. F r a n c k und G. H e r t z 1 ) fur die Anfangsspannung nach
einer elektrometrischen Methode gefunden haben, sind auch
drei- bis viermal kleiner als die Werte von V g nach G e h r c k e
und S e e l i g e r .
Sodann aber laBt sich in unseren Versuchen der zweite
Stufenwert der Energie nicht genau bestimmen. Man kann
aus den Beobachtungen uber Selbstionisation der Gase diesen
Wert nur schatzungsweise angeben. Man ist namlich bei der
Berechnung auf die Formel
.
E (Energie des StoBes) = n e . X
(4
-1
angewiesen. Alle GroBen dieser Gleichung sind nur naherungsweise zu ermitteln, das n insbesondere - die Zahl, mit welcher
man die freie Weglange der Molekule des Gases multiplizieren
muB, um die freie Weglange der Elektronen zu bekommen laBt sich aus Griinden, auf die wir hier nicht naher eingehen
wollen, kaum einwandfrei angeben. Das kann man schon aus
den in der Literatur vorhandenen Daten ersehen. Nach F r a n c k
und H e r t z ist die Energie der ersten Ionisierung fur N, gleich
7,5 e Watt. Bei Atmosphiirendruck sollte sich nach der Formel
(A) der Stickstoff im Felde
-
X=
‘)2 *
7,5
8,6 X 10-6
- --9rt x
lo6 Volt/cm
ionisieren. Nach B o u t y genugt aber zur Ionisierung das
Feld 3,5. 104Volt/cm. Das n ist also ca. 30 (theoretisch 4 IF!).
Fiir Argon wurde die Rechnung n = 510 ergeben und fur He
n = 600. Offenbar ist die Voraussetzung, auf welcher die For1)
J.Frank u. G.Hertz,Verli. d. Deutsch. Phys. Ges. 16.p. 34.1913.
603
Die elelitrodenlose Ringentladung.
me1 (A) basiert, daB namlich das Ion gleich im ersten Anprall
das Teilchen ionisiert, indem es ihm seine ganze Energie abgibt,
nicht richtig.1) Es scheint auf den ersten Blick, als ob sich der
Wert der StoBenergie bei p , am zuverliissigsten in der Weise
berechnen lieBe, daB man die StoBenergie bei p , (einfache
Ionisierung) als bekannt ansieht. Dann ist
EI=n-e.X.l, = A .
Die GroBe A ist die ,,Ionisierungsarbeit" nach F r a n c k und
H e r t z . Ferner ist
En= n e X . 1,
ocler
- = - 'I
E~
Daraus EI1= iI1 A .
EI
'I
1
'
.
-
Es ergibt sich hiernach z. B. fur Luft (dasselbe wurde sich
fiir Stickstoff ergeben):
.
PI
EII = A
PI1
= 25
*
-
7,5 e Watt z,
-
= 188 e Watt.
1) Gerade die sehr sorgfiiltig ausgefiihrte Arbeit von B e r g e n D a v i s
(Phys. Review 8. p. 129. 1905) zeigt am besten, daD die Ionisierungsarbeit (die Energie, welche notig ist, um ein Gasteilchen zu ionisieren)
nach der Formel E = n . e X Z (A) sich nicht ohne weiteres berechnen
liiBt. B e r g e n D a v i s findet annahernd richtige Werte fur die Ionisierungsarbeit, die er naoh der angefuhrten Formel berechnet. Als Ionisierungsarbeit wird aber in seiner Untersuchung die GroBe betrachtet, welche
notig ist, um die weiBe Ringentladung auszulosen. Sie sollte also 3 bis
2Eimal groDer als die von den Herren F r a n o k und H e r t z gefunden sein
(und nicht ebenso groB). Auch P a r t s c h findet unter Benutzung einer
ahnlichen Formel Werte, die nicht nur absolut etwa 4mal grol3er als die
von F r a n c k und H e r t z sind, sondern auch relativ in Widerspruch mit
den direkten Messungen stehen. So z. B. findet er fur die mittlere Ionisierungsspannung
in Hs 27,s Volt ( F r a n c k u. H e r t z 11 Volt)
Ns 2799
,,
795
Es mu13 speziellen Untersuchungen vorbehalten bleiben, die Verhiiltnisse
niiher aufzuklaren. Einen interemnten Beitrag hierzu liefert die Arbeit
von F r a n c k u. H e r t z : , , h x ZusammenstijBe von Gasmolekulen"
(Verh. d. Deutach Phys. Ges. 9. 387. 1913). Sie finden, daB die Hypothese des unelastischen Stohs, auf dem die Formel (A) basiert, nicht mit
den Tatsachen ubereinstimmt.
2) Die Zahl 7,6 ist der Arbeit von F r a n o k u. H e r t z , das Verhiiltnis der Drucke unseren direkten Messungen (vgl. oben), entnommen.
-
9,
9)
$9
39 *
R. Wachsmuth u. B. Winawer.
604
Die Herren G e h r c k e und S e e l i g e r finden fiir Stickstoff
E -=. e
-
V a = 46 e Watt,
also eine viermal kleinere Energie.1)
Die aus dem Verhaltnis der Drucke berechnete StoBenergie
ergibt die obere Grenze fur die gesuchte GroBe. Sie ist namlich
unter der Voraussetzung, daB n konstant bleibt, berechnet.
Nun bleibt aber n bei den niederen Drucken nicht konstant,
sondern wird, wie die Versuche uber Funkenpotential zeigen,
kleiner (vgl. den SchluB der FuBnote).
Die untere Grenze bekommt man, wenn man die mittlere
kinetische Energie der Elektronen nach der theoretischen
Formel EII = 4 13.X -1'e berechnet und fur X die mittlere
Feldstarke einsetzt, wie es z. B. B e r g e n D a v i s in seiner
Arbeit tut.
Setzt man fur 1 die freie Weglange der Gasmolekule bei
pII, so bekommt man fur die Luft:
E,,
= 4flx
8,5
x
*
760
x o,09
x
-
40. e = 16 e Watt.
Trotz etwaiger zahlenmaBiger Differenzen mussen wir aber
nach den Analogien, welche die spektroskopische Untersuchung
bietet, die durch V a definierte Energie als diejenige ansehen,
welche bei dem Druck p,, erreicht wird.
Was den Farbenumschlag, von dem die beiden Autoren
sprechen, anbetrifft, so ist er in den elektrodenlosen Rijhren
fur manche Gase eigentlich schon Iangst konstatiert worden.
1st die Fullung der Rohre Luft oder Stickstoff, so tritt, bei
langsamem Auspumpen, zuerst ein rosa Ring auf, der dann bei
weiterer Verdiinnung (gleichzeitig mit dem Anstieg) blau wird.
Das ist aber gensu derselbe Farbenwechsel, den die Verfasser
1) Der frappante Unterschied liiBt sich folgendermaBen zwanglos
erkliiren. Unsere Messung des Verhaltnisses der beiden Energien wiirde
ganz einwandfrei sein (weil dabei alle GroBen bis auf die beiden freien
Wegliingen 111 und 1.1 ausfallen), wenn man annehmen diirfte, daB n zwar
nicht den theoretischen Wert 4
hat, aber doch fur ein bestimmtes
Gas bei allen Drucken konstant bliebe. Nicht einmal das ist der Fall.
n bleibt (wie eine einfache oberlegung zeigt) so lange konstant, als die
Proportionalitiit zwischen Druck und der ersten kritischen Spannung
besteht (Bouty). Wie aus den Daten uber Funkenentladung hervorgeht,
hort aber die Proportionalitat bei kleinen Drucken auf ; X wachst rapid
und n wird dementsprechend kleiner.
vx
Die elektrodenlose Ringentladuny.
606
beim Ubergang von der Geschwindigkeit (Energie) V/? zu V a
festgestellt haben.
Auch in den anderen Gasen, die bei unseren Versuchen
beobachtet wurden, tritt beim Uberschreiten des Druckes p,,
ein Farbenwechsel (gleichzeitig mi t rapider Intensitatsanderung)
im Lichte des Gases auf, doch konnten wir die GesetzmaBigkeit,
wonach der Wechsel immer von groBeren zu kleineren WellenIangen geschieht, nicht allgemein bestatigt finden.
Wasserstoff, um ein Beispiel herauszugreifen, leuchtet vor
dem Anstieg blaulich, nach dem Anstieg ebenso, nur intensiver
(manchmal findet sogar in diesem Gebiet ein merkwurdiges
Flackern statt, das Gas leuchtet bald rosa, bald blau).
Auch eine neue Arbeit von Hrn. F u l c h e r l ) stellt derartige Unterschiede fur das Wasserspektrum fest, je nach der
Energie der Erregung.
He-Neon-Gemisch gab vor dem Anstieg das rotlich gelbe
(orangefarbige) Licht, welches G e h r c k e und Seeliger angeben,
nach dem Anstieg wurde das Licht zwar mehr weiBlich, doch
mit deutlich roter Nuance.
Da wir bei unseren Versuchen niemals eine einheitliche
Geschwindigkeit der Elektronen, sondern immer nur ein Gernisch vor uns haben, so erscheint der Mange1 an Ubereinstimmung in diesem Punkte nicht weiter verwunderlich.
Es erscheint uns jedenfalls nach den angefuhrten Analogien der SchluB als berechtigt, daB der Stufenwert der StoBenergie der Ionen, welchen wir bei dem Anstieg beobachten,
mit der zweiten Grenzgeschwindigkeit der Elektronen (Va)
von G e h r c k e und S e e l i g e r identisch ist.
DaB das Spektrum von der Energie abhangt, zeigt sich
am einfachsten bei einem Vergleich zwischen dem Spektrum
des Ringes und demjenigen des inneren Kerns. Bei passender
Verdiinnung kurz nach dem Eintreten des Wiederanstiegs kann
man diesen Unterschied deutlich feststellen. Als Lichtquelle
fur die mitgeteilten Spektrogramme diente stets der Ring selbst.
$ 6 . Die Energieabsorption in der Rohre. - Schaltet man ein
Hitzdrahtamperemeter in den erregenden Schwingungskreis, so
uberzeugt man sich, daB gleichzeitig mit dem Einsetzen der
hellen Ringentladung der Strom im Flaschenkreis geschwacht
- _.
1) G. S. Fuloher, Phys. Zeitschr. 18. p. 1137. 1912.
R. Wachsmuth u. B. Winawer.
606
wird.1) Die Rohre absorbiert in diesem Stadium einen gut
meBbaren Teil der erregenden Energie. Man darf wohl als
Erklarung die Annahme machen, daB die helle Ringentladung
den Strom dampft, etwa wie es ein Widerstand tun wurde.
Der Ruckgang des Stromes wurde in unseren Versuchen
bei Luftfullung der Rohre auf drei verschiedene Weisen konstatiert :
1. Es wurde im Sekundarkreis ein Hitzdrahtamperemeter A
(vgl.Fig. 6) von Hartmann &Braun, welches fiir hohe Frequenzen
geeicht ist, eingeschaltet. Die Spule
konnte mit Hilfe einer besonderen
_._..
Schlitteneinrichtung uber die Rohre
geschoben bzw. von ihr entfernt
werden. Die Rohre wurde hierbei
mit der Molekularpumpe so weit Busgepumpt, daB das Gebiet des Wiederanstiegs erreicht war, und daB die
helle Ringentladung beim Uberschieben
der Spule ( S p ) einsetzte.
Bleibt die Rohre zuerst auBerhalb
der Spule, so zeigt das Amperemeter A
cinen Strom i, = 4,O Ampere, schiebt
man die Rohre ein, so geht der Zeiger des hstrumentes sofort zuruck
und man bekommt den
Strom
Fig. 6.
i, = 3,75 Ampere. Der Ruckgang betragt also i, = 0,25 Ampere.
2. Auch irn primaren Kreis (Primar d. Fig. 6) muB, wie
das aus der Theorie der Wechselstromtransformatoren zu erschen ist, der effektive Strom schwacher werden, wenn er im
Sekundarkreis geschwacht wird. Auch das konnten wir deutlich konstatieren. Die Messung wurde hier mit einem Elektroineter in idiostatischer Schaltung nach Orlichz) ausgefiihrt.
Die Schaltung ist in der Figur skizziert. Im Primarkreis
befindet sich ein induktionsloser Widerstand W (er bestand aus
einem breiten Manganinband, welches bifilar gewickelt wurde).
An das eine Ende (a) des Widerstandes (welcher bei diesem
-Pump
;"
W'
S*."ndl.
.
1) Vgl. die oben erwiihnten Arbeiten von J. J. Thomson und
Bergen Davis.
2) E. Orlioh, Elektroteohn. Zeitschr. 80. p. 436. 1909.
Die elelltrodenlose Bingentladung.
607
Versuch ca. 2 Ohm betrug) ist das eine Quadrantenpaar angeschlossen, das andere Ende (b) ist mit der Nadel und mit
dem anderen Quadrantenpaar verbunden.
Wird der Strom geschlossen, so gibt das Elektrometer
einen Ausschlag, welcher dem Quadrat des in W flieBenden
Stromes proportional ist.
Der Ausschlag, den wir bei nichtleuchtender Rohre beobachtet haben, war a, = 66 Skt. Wird die Rohre ausgepumpt
und zum hellen Leuchten gebracht, so geht der Ausschlag auf
a, = 62 Skt. zuruck.
Die Differenz a, = 4 Skt. entspricht
einem Ruckgang des Stromes um
seines Anfangswertes,
was rnit der Beobachtung nach 1. annahernd ubereinstimmt.
3. In derselben Weise. wie bei 2. kann man das Elektrometer auch im Sekundarkreis einschalten, und auch hierbei
wurde der Ruckgang des Stromes konstatiert. - Die endgultige
Messung geschah nach 1. mit dem Hochfrequenz-Amperemeter,
welches den Stromruckgang am schnellsten und gleichzeitig
zahlenmaBig in Ampere angibt. Wie bereits erwahnt wurde,
betragt er bei hellem Licht der Rohre und Luftfullung
0,25 Amp.
Nachdem die Stromschwachung gemessen war, suchte man
zu ermitteln, in welcher Weise dieselbe mit dem Energieverbrauch in der Rohre zusammenhangt. Die Messung ist nicht
ohne zahlreiche Kontrollversuche moglich, weil man von vornherein nicht weiB, wie sich die Verhaltnisse (Phasenverschiebung,
Verbrauch in der Funkenstrecke usw.) beim Einschieben der
Rohre andern.
Nach einigen Vorversuchen wurde als die zuverlassigste
eine Methode gewahlt, bei welcher die leuchtende Rohre durch
einen Bquivalenten Widerstand ersetzt wird.
Zuerst wird der Strom (i,) abgelesen, der im Sekundarkreis flieBt, wenn sich die helleuchtende Rohre in der Spule
befindet. Er betragt 3,75 Ampere. Dann wird die Luft in die
Rohre eingelassen. Dabei steigt der Strom auf seinen Anfangswert i, = 4,OO Ampere. Nun wird ein variabler indukfionsloser Widerstand W , (vgl. Fig. 6) in den Sekundarkreis eingeschaltet und W xso lange variiert, bis der Strom wieder auf den
Wert i, = 3,75 Amp. sinkt. Es zeigte sich, daS der Widerstand
W , auch tatsachlich der leuchtenden Rohre aquivalent ist. Das
R. Wachsmuth u. 23. Winawer.
608
Elektrometer E , welches im Primarkreis auf Leistungl) eingeschaltet ist, zeigt namlich, daB das ganze System ebensoviel
Energie rnit W , wie rnit der leuchtenden Rohre verbraucht.
Eine Messung der Wellenlange des Flaschenkreises lehrt,
da13 innerhalb der Genauigkeit der MeBmethode (Wellenstab)
die Periode, also auch die Phasenverschiebung merklich dieselbe bleibt. Der Energieverbrauch in der leuchtenden Rohre
ist also innerhalb der Versuchsfehler dem Energieverbrauch im
induktionslosen Widerstand W , gleich zu setzen.
Der Energieverbrauch in W , 1aBt sich aber ohne weiteres
nach der Formel
E,
=i 2
.W,
bestimmen. Dabei ist i der oben erwahnte effektive Strom
von 3,75 Amp.; W , wurde zu 0,7f Ohm bestimmt.
Es ergibt sich daraus, daB der Energieverbrauch in der
Rohre
Ex = E, = 10 Watt
ist.
Man konnte die beiden hier gewonnenen Werte (Gegenstrom in der Rohre = 0,25 Amp. und Energieabsorption =
10 Watt = 10.107 Erg/seo. zur theoretischen Deutung der Vorgange in der Rohre benutzen. Es ist dies aber nur rnit Anwendung weitgehender Hilfshypothesen moglich.2)
Wir begniigen uns vorlaufig mit der Feststellung, daB der
Anstieg (das zweite Stadium) auch durch merkliche Energie1) Auch diese Schaltung ist von Orlich angegeben. Die Quadranten
werden, wie friiher, an die beiden Enden des Widerstandes W angeschlossen,
die Nadel (Stellung 2 der Figur) mit dem entgegengesetzten Ende des
Stromkreises verbunden. Der Ausschlag des Galvanometers ist der
Leistung M (ei) proportional.
2) Man konnte z. B. unter der Voraussetzung, daB ein Elektron
im Mittel n e X I in jedem StromstoB von der erregenden Energie absorbiert, in der Sekunde also N n e . X I (wo N die Wechselsahl des
Stromes bedeutet) die Zahl der Ionen berechnen, welche in der Rohre
vorhanden sind. Sie ergibt sich zu 5.10'2. Auch der verhiiltnismiiBig
groBe Riickgang des Stromes beweist, daB in der Rohre nach dem Anstieg eine groBe Anzahl von Ionen, die dabei auch groBe Geschwindigkeiten
(also auch kinetische Energie) besitzen, vorhanden sein muB. Die genauere Durchfiihng der Rechnung ist einer Arbeit vorbehalten, die
im hiesigen Institut in Angriff genommen ist.
- - -
- -
Die elekfrodenlose Ringentladung.
€09
absorption gekennzeichnet ist, wahrend im ganzen Gebiet dtir
ersten Ionisierung (Gebiet des ersten Maximums) die Energieabsorption unmeBbar klein bleibt.
Auch in dieser Beziehung sind die beiden Stadien (vor und
nach dem Anstieg) deutlich getrennt.
5 7. Die Rolle des Quecksilberdampfes bei der Entladung.
Die xweite Ionisierungsspannung des Quecksilbers. - Das Quecksilber stort den Gang der Erscheinungen nicht, obwohl seine
Linien in einigen Stadien der Entladung glanzend und stark
zu sehen sind. Die Versuche an der Molekularpumpe haben
gezeigt, daB der Charakter der Leitfahigkeitskurven sich in Abwesenheit von Hg nicht andert.
Das Aufblitzen der Hg-Linien bei der Entladung kann im
Gegenteil, ohne storend zu wirken, sehr interessante Aufschlusse
uber die Energie des StoBes im Gase ergeben und gestattet
z. B. auch, zwar nur qualitativ aber frei von irgend welcher
unzuverlassigen Berechnung, sich ein Bild uber die bei p,, in
verschiedenen Gasen erreichten Energien zu machen.
Wir wollen das an einem Beispiel zeigen. Bei den Versuchen mit He-Ne-Gemisch z. B. haben wir Hg-Linien bereits
bei 12 mm Druck konstatiert. Es ist also in diesem Gemisch
schon bei 12 mm die Energie des IonenstoDes so groD, daB das
Hg leuchtet, der Anstieg aber tritt erst bei 1 mm Druck ein,
also bei 12mal so hoher Verdiinnung. Bei Luftfullung dagegeri
blitzte Hg bei 0,13 mm auf, wahrend der Anstieg bei 0,11 mm
eintrat, also fast gleichzeitig wird hier die zum Hg-Aufleuchten
und zum Anstieg notige Energie erreicht.
Der SchluB ist also, daB EII (oder V a nach G e h r c k e und
S e e l i ge r ) , d. h. die Energie, welche notig ist, um den Anstieg
auszulosen, in He-Ne-Gemisch vie1 groBer als in 1,uf.t ist.
In Argon ist Hg bereits bei 0,88 mm sichtbar (der Anstieg
kommt erst bei 0,35). Es ist also klar, dab auch in Argon E,,
grofler als in der Luft ist. Auch bei H,-Fullung konnte mar1
die Hg-Linien vor dem Anstieg sehen.
Den Unterschied, welchen man in den drei Gasen (He-Ne,
Ar, H,) einerseits und Luft, 0,, N,, CO, andererseits in bezug
auf Hg-Aufleuchten beobachtet, zeigt sich am besten beim Vergleich der spektroskopischm Aufnahmen, z. B. von Nr. 3 der
Taf. I11 (Luft) mit Nr. 5 (Wasserstoff).
Nr. 3 zeigt drei Aufnahmen :
610
R. Wachsmuth
u.
B. WinaweT.
Aufnahme a ist zwar nahe an der Grenze des Anstiegs,
aber noch im ersten Stadium beim Auftreten des Rosaringes
gemacht worden. Auf der Aufnahme sind die Banden des
Gases ganz deutlich, aber keine Spur von Hg-Linien.
Aufnahme b. Der Anstieg beginnt. AuSer der starkeren Intensitat des Lichtes des Gases sieht man auch (fast gleichzeitig)
die Hg-Linien zum Vorschein kommen.
Aufnahme c ist mitten im Gebiet des Anstiegs erfolgt.
Hier sind alle Hauptlinien des Quecksilbers stark und deutlich
zu sehen, wie der Vergleich mit dem daruber aufgenommenen
Hg-Spektrum lehrt.
Diese Platte zeigt, daI3 die Hg-Linien in Luft gleichzeitig
mit dem Anstieg eintreten.
Nr. 5 zeigt das Verhalten der Hg-Linien im Wasserstoff.
Schon im ersten Stadium (vor dem Anstieg), wo das Gasspektrum
nur auflerst schwach ist und trotz 40 Minuten Expositionseeit
iiicht auf der Aufnahme zu seheii ist, zeigen sich Hg-Linien.
Das Gasspektrum wird erst bei weiterem Auspumpen nach dem
Anstieg (Aufnahme b und c) sichtbar.
Nr.4 lehrt fur N,, und cbenso eine nicht wiedergegebene
Aufnahme fur CO,, daB auch in N, und CO, die Hg-Linien
gleichzeitig mit dem Anstieg in diesen Gasen erscheinen.
Es ist das ein Beweis, daB die zweite Ionisierungsspannung
dcs Quecksilbers (Va) annahernd ebenso groB ist wie die betreffende Spannung fur N, und 0,, dagegen vie1 kleiner als
fur He-Ne, Ar, H, (vgl. Nr. 6 der Tafel).
Nach dem verhaltnismaflig friihen Aufblitzen des Hg in
He-Ne, dem spateren Auftreten in Ar und H, kann man bereits
eine Reihe bilden, in der die Gase je nach der GroBe der zweiten
Ionisierungsenergie folgendermallen gcordnet sind :
He-Ne-Ar-HH,-0,
Luft
beinahe dieselbe GrOBe.
Diese Reihe stimmt sehr gut mit einer anderen iiberein,
welche man auf Grund der Zahlen der Tabelle I11 aufstellen
konnte. Geht man namlich von den Beobachtungen des 9 5
aus und nimmt an, daB das Verhaltnis p , / p , , uns auch das
Verhaltnis der zweiten zur ersten Energiestufe gibt (wobei die
Die ele ktrodenlose Ring en tladun.9.
611
Zahlen fiir die erste Energiestufe aus den Messungen von
Y r a n c k und H e r t z entnommen wurden), so bekommt man:
fur Helium-Neon E
Argon
Wasserstoff
,,
Sauerstoff
Stickstoff
3)
(Luft)
,,
Die Reihe ware also:
9,
9,
240 x
100 x
,, 33 x
32 x
36 x
,, 37 x
= ca.
-
1,
9,
9,
He-Ne-Ar-H,-0,-N2
16 x e Watt
12 ,,
,,
11
9
9,
795 9 ,
,,
795 7 ,
9,
9,
99
1,
.
Sir verlauft genau so wie die Reihe fiir die erste Ionisierungsurbeit, mit anderen Worten, ein Gas (wie z. B. Argon), welches
niehr Energie als H, braucht, um ionisiert zu werden, hraucht
auch verhaltnismaBig mehr Energie, um zum Aussenden seines
cnclgultigen Linienspektrums (zweite Ionisation) gebracht zu
werden.
Wir haben hier von der zweiten Ionisierungsarbeit in Hg
grsprochen, wobei wir den Begriff, welchen wir fiir die anderen
Gase einfuhren muBten, auch fur Quecksilber angewandt haben.
Interessant ist es, daB auBer der zitierten Arbeit von
G e h r c k e und S e e l i g e r , welche auch fur Hg zwei Grenzgeschwindigkeiten der Ionen finden (Vg und V a ) , bereits
andere Versuche vorliegen, die auf zwei Energiestufen bei der
Ionisierung von Hg deutlich hinwcisen.
In einer neulich erschienenen Arbeit von L a n d a u und
P i w n i k i e w i c z l ) wird Quecksilberdampf den Rontgenstrahlen
ausgesetzt und dadurch ionisiert. Das von Hg ausgesandte
Spektrum ist kontinuierlich.
Auch fruher war ein kontiriuierliches Spektrum des HgDanipfes bereits bekannt.2) Es tritt, wie aus den Arbeiten zu
ersehen ist, bei schwacher Ionisierung auf.
Das Quecksilber verhalt sich also ganz analog den meisteii
von uns untersuchten Gasen und zeigt, wie wir es z.B. im Wasserstoff ganz deutlich festgestellt haben, zwei Ionisierungsstadien.
1) Landau u. P i w n i k i e w i c z , Phys. Zeitschr. 9. p. 381. 1913.
2) E. Warburg, W i d . Ann. 40. p. 1. 1890; E. Wiedemann u.
G.C. Schmidt.1.c. 57. p. 454.1896; J.Stark, Ann. d.Phys.16.p.490.1906;
A. Kaliihne, W i d . Ann. 66. p. 816. 1898 usw.; neuerdings J. Stark U.
G. Wendt, Phys. Zeitschr. 14. p. 562. 1913.
612
R. Wachsmuth
u.
B. Winawer.
0 8. Zusammenfassung. - Es sind in der vorliegenden
Arbeit die Erscheinungen, welche in elektrodenlosen Rohren
bei fortschreitender Verdiinnung des Gases auftreten, studiert
und vom Standpunkte der geltenden Anschauungen uber die
StoBionisation betrachtet worden. Die Resultate lassen sich
wie folgt kurz zusammenfassen :
1 . 1st die Erregung passend gewahlt, so wird bei fortschreitender Verdiinnung ein Druck (pI) erreicht, bei welchem
die Energie des StoBes genugend groB ist, um das Gas zu ionisieren (die erste Energiestufe). Der Druck p , hangt bei konstant bleibender Erregung von der Fullung der Rohre ab und
1aBt sich aus den bereits vorhandenen Daten (z. B. denen von
B o u t y ) mit guter Annaherung angeben.
2. Bei weiterer Verdiinnung verhalt sich das Gas zunachst
genau so, als ob es der Einwirkung eines konstanten Ionisators
(z. B. einer Rontgenrohre oder lichtelektrisch erregten Platte)
ausgesetzt ware. Die Zahl der produzierten Ionen und ihre Geschwindigkeiten variieren in derselben Weise hier wie dort mit
dem Druck, und es lassen sich ganze analoge Leitfahigkeitskurven aufnehmen.
Das Licht des Gases ist hierbei sehr schwach und es fehlen
meistens die starksten Linien des endgiiltigen Spektrums, bei
Wasserstoff z. B. das ganze erste Spektrum (vgl. Q 4).
3. Wird das Gas noch weiter verdiinnt, d. h. die Kraft
des Anpralls oder die Geschwindiglreit der Ionen vergroBert, so
gelangt man zu einem Drucke pIr,der, bei gegebener Erregung,
fur das Gas ebenso charakteristisch ist, wie der Druck p , . Bei
diesem Drucke erreicht die Energie des StoBes einen zweiten
Stufenwert, der durch stiirkere Ionenabspaltung, intensiveres
Licht, vor allem aber dadurch gekennzeichnet ist, daB erst hier
das endgultige Linienspektrum des Gases ausgelost wird.
4. Der zweite Stufenwert der Energie laBt sich zahlenmaBig
aus unseren Versuchen schwer angeben. Schatzungsweise (nach
dem Verhaltnis der Drucke berechnet) ist seine obere Grenze
etwa 25 bis 3Omal groBer als der erste Energiewert. Die untere
Grenze berechnet man nach der Townsendschen Formel zu
2 x EI,wobei E, die erste Energiestufe bedeutet. Feststellen
laBt sich jedenfalls, daB der zweite Wert, beim Ubergang von
G a zu Gas, in demselben Sinne wie der erste variiert (d. h. er
Die elektrodenlose Rinyentladung.
61 3
ist z. B. groBer in Argon wie in Luft, was fur die erste Ionisierungsarbeit von F r a n c k und H e r t z festgestellt wurde).
5. Der zweite Stufenwert der Energie entspricht demjenigen, welcher bei Versuchen uber das Leuchten der Gase
und den EinfluB von Kathodenstrahlen von den Herren
G e h r c k e und S e e l i g e r gefunden worden ist (ru).
Die untersuchten Gase lassen sich nach der GroBe dieses
Wertes in einer Reihe gruppieren:
He-Ne-Ar-H,-0,-N,
.
6. Hg ist, wie nach dem Aufleuchten seiner Linien deutlich
zu konstatieren ist, in der Reihe an nahezu gleiche Stelle wie 0,
zu setzen. Gerade bei Quecksilber sind die zwei Energiestufen,
wie aus der Literatur zu ersehen ist, am deutlichsten getrennt.
Bei schwacher Ionisierung gibt das H g ein kontinuierliches
Sprktrum, bei starkerer Linienspektrum.
7. Die den beiden Stufenwerten entsprechenden Spektra der
Gase wurden photographiert. Der spektroskopische Unterschied ist in H, am deutlichsten.
8. AuBer den spektroskopischen Untersuchungen deutet
aiich die bei p , , einsetzende Vermehrung der Energieabsorption
suf die Existenz des zweiten Stufenwertes hin.
F r a n k f u r t a. M., Physikalisches Institut.
(Eingegangen am 14. Juli 1913.)
Документ
Категория
Без категории
Просмотров
0
Размер файла
1 548 Кб
Теги
ringentladung, die, elektrodenlose
1/--страниц
Пожаловаться на содержимое документа