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Die Gre der effektiven Ionisierungsspannung in der Quecksilberhochdruckentladung.

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ANNALEN DER PHYSIK
Die Griige der efektiven Ionisierangsspannung in der
QuecksiZberhochdruckenttadung
Von R. Borchert
(Mit BbAbbildungen)
Inhaltsiibersicht
Die durchgefiihrten Betrachtungen entsprechen den tatsiichlichen Vorgangen
im Bogen nur in guter Naherung; auch ist die Genauigkeit der Intensitats- und
Leitfahigkeitsmessungen nicht groB genug, urn die Ionisierungsspannung in der
Hg-Hochdruckentladung auf 0,1 Volt genau anzugeben. Das Ergebnis der Messungen kann aber dahin gedeutet werden, daB die Herabsetzung der Ionisierungsgrenze in normalen Hochdruckentladungen bis zu Drucken von 20-30 atm nur
etwa 0,2 Volt betragt und daB eine Herabsetzung bis zu 0,5 Volt erst bei Leistungskonzentration von > 100 kW/cmS erreicht wird, wie sie in den kugelformigen
Hochstdrucklampen mit uber 30 atm Druck vorliegen.
Auf die Folgerungen, die hieraus fur die Frage nach der Entstehung des Kontinuums und der GroDe ihrer mittleren ,,Anregungsspannung" gezogen werden
mussen, wird in einer weiteren Arbeit eingegangen.
Einleitung : Annahme der Herabsetzung der Ionisierungsgrenze aul Grund
der Unsiildschen Gleichung fur die kontinuierliche Strahlung
Fur die Quecksilberhochdruckentladung ist von Unsold') eine quantitative
Beziehung fiir die Intensitat der kontinuierlichen Strahlung aufgestellt worden.
Er weist darauf hin, daD neben den diskret-kontinuierlichenund den kontinuierlichkontinuierlichen tfbergangen bei hohen Drucken auch die stark verbreiterten
Terme dicht unterhalb der Ionisierungsgrenze noch einen Beitrag zur kontinuierlichen Absorption liefern. Um diesern Beitrag zur kontinuierlichen Absorption
Rechnung zu tragen, integriert Unsold von - cobis
+
, wobei U , die Ionik l
U.+AU
sierungsspannung des isolierten Atoms und d U der Bereich der verschmierten
Terme bedeuten. Fur die gesamte Emission pro cm3, Frequenzeinheit und Raumwinkel 4 n erhalt er somit :
_ e(_U_I - A-.U)
4n&,=Const.p.e
kT .
(1)
~
Ein Vergleich von experimentell gemessencn Intensitaten mit Werten, die sich
au8 der obigen Gleichung errechnen, ergibt gute obereinstimmung, sofern man fiir
( U , - A V )Werte von 9,5 Volt annimmt *). Aus dieser Tatsache wurde die Folgerung
I)
2)
A. Unsold, Ann. Physik 83, 607 (1938).
P. Schulz, Z. Physik 119, 167 (1942).
Ann. Physik. 6. FoW, Bd. 7
21
322
Annalen det Physik. 6. Fobe. Band 7. 1960
gezogen, daS die Ionisierungegrenze in der Quecksilberhochdruckentladung urn
den Wert d U herunterruckt; der Wert ( U i - d U ) wird als effektive Ionisierungsepannung bezeicbnet. Da in der Quecksilberhochdruckentladung noch Linien mit
der Anregungsspannung von 9,6 Volt festgestellt wurden3), nimmt man fur die
Ionisierungsspannung den Wert von 9," Volt als den wahrscheinlich richtigen an.
Das nurde bedeuten, daS die Elektronen der Terme bis herunter zu 9," Volt nicht
mehr an ein bestimmtes Atom gebunden sind, sondern dem elektrischen Feld
unterliegen und sich a n aer Leitfahigkeit beteiligen.
Theoretisehe Deutung der Zunahme der Elektronenkonzentration
aus Elehtronen der verschmierten Terme
R o m p e und S t e e n b e c k ' ) haben versucht, die eintretende Verringerung der
Ionisierungspannung durch die im Plasma wirkenden Mikrofelder zu erklaren und
quantitativ abzuschatzen. Um ein Elektron aus dem Atomverband vom Ion zu
entfernen, hatten wir im Vakuum die Kraft
e2
zu uberwinden. I m Plasma ist
die Kraft durch die sieh ausbildende Ladungswolke verkleinert. Dadurch ergibt
sich auch einc Verringerung der zu leistenden Ionisierungsarbeit. Die Differenz
der Ionisierungsspannung im Vakuum und im Plasma ist gleich der Summe der
,,Austrittsarbeiten" von Elektron und Ion aus dem Plasma. Fur ein quasi neuep
trales Plasma ist die Austrittsarbeit fur ein Elektron wie fiir ein Ion D . D bedeutet den Abstand, auDerhalb dessen die Feldstarke des zentralen Ions bereits
vollstandig abgeschirmt ist. Die sich EO ergebende Verniinderung der Ionisierungsarbeit errechnet sich zu -5 * 10-2.
Man kommt zu einer noch grooeren Erniedrigung um ctwa 0,2 bis 0,3 Volt,
wenn man nach R o m p e und S t e e n b e c k ein Elektron als praktisch frei ansieht
fur den Fall, daB die Fcldstarke des Zentralfeldes von derselben GroSe wird wie
das Mikrofeld. Der lineare Mittelwert der absoluten Betrage der Mikrofeldstarke ist
=A.e.N*.
Es gilt also die Beziehung:
Fur A werden Werte von 12,2, 13,7 und 20 gefunden. r ist der Abstand des Leuchtelektrons vom Atomrest. Setzt man fur den Radius eincr Bohrschen Bahn
ra = 0,528 . n2 . lo-* ein, wo n die Hauptquantenzahl des H-Atoms ist, so findet
man, dal) alle Elektronenzustande mit Hauptquantenzahlen groDer als
n = 0,7
. lo4 . N-t
(4)
als praktisch frei zu betrachten sind. I m Quecksilber-Plasma. wo die Elektronenkonzentration etwa
pro cm3 ist, waren demnach Ternie niit einer Laufzahl > 7
nicht mehr vorhanden. Die Ionisierungsspannung U i ware 0,2 bis 0,3 Volt geringer
als die des isolierteu Atoms; also 10,2-10,l Volt.
3)
')
P. S c h u l z U . W. Weizel, Z . Phyeik 128, 697 (1944).
R. R o m p e u. M. Steenbeck, Ergebn. exakt. h'aturw. 18, 257 (1939).
Experimentelle Bestlitigung der Zunahme der freien Elektroaen 8u8 den
versehmierten Termen dureh Temperatur-Betrachtung
Eine weitere Verminderung ist theoretisch nicht recht einzusehen. Eine
Herabsetzung bis 9,7 Volt setzt voraus, daB wesentlich mehr ,,Elektronen" frei
gemacht sind und an der Lcitfahigkeit t,eilnehmen, als sich aus der im Plasma herrschenden Temperatur ergibt. Niiherungsweise kann man den Bogen als zylinderformigen Kana1 vom Radius R ansetzen, in dem die Temperatur uberall konstant
ist. Fiir das Plasma einer Lichtbogensiiule liil3t eich dann eine einfache Beziehung
zwischen Leitfahigkeit und Elektronenkonzentration aufstellen, wenn man den
Anteil des Ionenstroms am Gesamtstrom vernachliissigt und berucksichtigt, daB
in Richtung der Achse der Entladung und aul3erhalb der Niihe der Elektroden ist:
l i l - e be ene.
u =-
l@l-
(5)
Die Elektronenkonzentration n, kann aus der Messung der Breite der 3D-Terme bestimmt werden, da dieEe Verbreiterung auf Elektronen bzw. Ionensto0 zuruckzufuhren ist. Die durch ElektronenstoB verursachte Verbreiterung ergibt sich zu :
6
N
Tin,.
(6)
Aus G1. (5) erhalten wir fiir konstant,en Druck:
-
0 - T - t n,,
(5a)
T-*ansetzen und die Herabsetzung der Elektronenbeweglichkit
wenn wir &,
durch den EinfluD der positiven Ionen vernachliissigen".
Mit 01. (5a) und (6) erhiilt man
T
-
Wir haben damit eine einfache Gleichung fur die Temperaturanderung, die sich
bei einer h d e r u n g der Leitfahigkeit aus der Erhohung der EleNronenkonzentration ergibt. Die sich hieraus errechnenden Temperaturwerte werden nur dann
mit den im Bogen herrschenden Temperaturen ubereinstimmen, wenn die verschmiertan Terme keinen Beitrag zur Elektronenkonzentration liefern.
Die im Bogen vorliegenden Temperaturen lassen sich mit ausreichender Genauigkeit aus der Gesamtstrahlung berechnen, die proportional der aufgenommenen
I
Leistung L = XRB. Q Watt/cms ist. Fur die gesamte Strahlung gilt:
wobei N die Anzahl der Atome und Urndie mittlere Anregungsspannung bedeuten.
Urn kann fiir den Fall, da13 die Strahlung im wesentlichen durch Temperaturanregung entsteht, zu 8 Volt angenomnien werden.
Bei bekannter Leistungsanderung J%ergibt sich fur konstanten Druck fur das
Verbltnis. der Temperaturen
6)
P. Schulz, Ann. Physik, 6. Folge 1, 318 (1947).
Annah der Phydk 6. F o b . Band 7. 1950
324
Der Ausdruck In TI kann wegen der geringen Anderung von
werden.
T
vernachlassigt
Tl
Das Temperaturverhaltnis labt sich bestimmen, wenn eine der beiden Temperaturen
bekannt ist, jedoch braucht dieser Wert nur grobenordnungsmabig richtig zu sein.
In Abb. 1 ist die Breite der 3 D-Terme in Abhangigkeit von der Leitfahigkeit
aufgetragen, wie sie sich aus Messungen von R o m p e und S c h u l z an Bogen
mit einem Druck von 30 atm ergibt. Da bei den Aufnahmen zur Bestimmung der
Linienbreiten die Mitte des Entladungsbogens auf den Spalt des Gitterspektrographen abgebildet wurde, die Temperatur aber von der Bogenachse zum Rande
abfallt. erhalt man Elektroetwa nach der Funktion y = UC** (Glockenkurve)
, nendichten, die etwas hoher liegen als die
uber den ganzen Querschnitt gemittelten
Werte. Wenn man obige Funktion uber
den Verlauf der Elektronendichten bzw. der
Temperatur annimmt, ergibt sich fur einen
Kanaldurchmesser von 2 mm und eine Spaltbreite von 0,02 mm ein Fehler von nur
etwa 3%. Das liegt innerhalb der MeBgenauigkeit, die zwischen 10-200/, liegt.
Bei den zur Messung benutzten Bogen
hoher Leistungskonzentration handelt es
sich um elektrodenstabilisierte Bogen, auf
die die Beziehungen der zylindrischen Bogen18 40 22 49 46 ZJ saule ebenfalls in guter Naherung angewandt
LeiyrihigkeitA" cm-'
werdbn konnen, wie R o m p e und Weizell)
Abh. 1. Breite der 3D-Terme
gezeigt haben. In die Bestimmung der
Leitfahigkeitsanderung bei StromstarkeErhohung geht die Verbreiterung des Bogenkanals quadratisch ein. Das Verhalten des fur die Leitfahigkeit mabgebenden Kanaldurchmessers muB daher
moglichst genau festgestellt werden.
R o m p e und Schulz') haben die Kanalbreite aus der Leuchtdichteverteilung
quer zur Bogenachse bestimmt. Streng genommen entspricht der hieraus gewonnene Querschnitt nicht dem fur die Leitfahigkeit mabgeblichen, da in die Leitfahigkeitsbeziehung nicht die Strahlung, sondern die Elektronendichte eingeht und
e Urn
- e-.01
die Temperatur in beide nach dem Boltzmann-Faktor e E T bzw. e k T verschieden eingeht entsprechend dem Unterschied zwischen Urn= 8 Volt und U i =
10 Volt 6 ) .
Fur die Bestimmung der Leuchtdichteverteilung gilt noch Folgendes : Die ge-.
messenen Intensitatswerte in den verschiedenen Abstauden von der Achse der Entladung stellen Mittelwerte uber die Verteilung in parallel zur Achse gelegenen Ebenen
dar. Man mu0 also die gemessene Intensitatsverteilung quer zum Kanaldurchmesser umrechnen. Dieses Verfabren ist nur dann moglich, wenn die Reabsorption vernachlassigbar ist. Fiir die Gesamtstrahlung einer Hg-Hiichstdruckent-
-
6)
R. Rompe, W. Thouret u. W. Weizel, Z. Physik 192, 1 (1944).
ladung ist das zutreffend. R o m p e und S c h u l z 7 )haben diese Umrechnung durchgefuhrt und festgestellt, daI3 gemessene und wahre Intensitatsverteilung fur den
vorliegenden Fall praktisch gleich sind. In Tabelle 1 sind neben diesen Ergebnissen
Tabelle 1
Halbwertsbreite, Feldstiirke, Leistungskonzentration bei HgHochdru c k b ogen
~
U
atm
30
>
Amp.
6
8
10
Volt
Kanal-
Q
V/cm
Radius
10-1 cm
Leiatung
pro cm8
kWlcrn8
80,6
130
137
145
32,5
39,5
51,2
73,5
76,8
35
396
6
36
70
74,6
77,3
80,3
129
138,5
144,5
161,5
17,5
26
36,6
44,6
45
3,26
6,26
5,75
693
795
74,5
80,5
81,5
82,6
84
146,5
160
162,5
164,5
168,s
39
69,6
76,5
80
98
60
2
3
4
5
53,3
65,9
57,3
69,5
173
184
169
198
LeitBreite der
Zhigkeit I D-Terme
2 1 cm-1
cm-1
.27,8
36,9
44,O
5w
90,6
119
150
MeBwerte an Bogen noch hoherer Leistungskonzentration aufgefuhrt. Sie zeigen,
daB der fiir die Strahlung mal3gebliche Kanaldurchmesser bei elektrodenstabilisierten Bogen hoher Konzintration praktisch unabhangig
von der Leistung ist. Dasselbe kann mit ausreichender
IW
Genauigkeit von dem fur die
735
Leitfahigkeit maBgebenden
Durchmesser angenommen
werden.
Aus dem oben ausfuhrlich
Gesagten ersieht man, daB
es sich bei einem Vergleich
der sich aus G1. (7)und (9a)
ergebenden Werte fur die
Temperaturerhohung durch
Leistungserhohung bei konstantem Druck nur um eine
L eistungsdinderung
Abschatzung handeln kann. Abb. 2. Temperaturanderung ah Funktion der
Die aus beiden Beziehungen Leistungsiinderung. a ) Berechnet BUB der Beziehung
fiir die Geaamtstrahlung, b ) berechnet aus der Blektronenkonzentration, die aus der Breite der 3 D 7, R.Rompeu.P.Schulz,
Z. Physik 112, 69t(1939).
Terme bestimmt wurde
-
-
326
Annulen der Phymk. 6. F o b . Band 7. 1950
errechneten Werte sind in Abb. 2 als Funktion der Leistungsanderung aufgetragen.
Es ist ein deutlicher Unterschied vorhanden : Die aus der Elektronenkonzentration geschatzte Temperaturerhohung ist weit grol3er als die, die sich aus der
Gesamtstrahlung berechnet. Dieser Unterschied ist reell und liegt aul3erhalb der
Ungenauigkeit der Abschatzung. Daraus kann der SchluB gezogen werden,
daB neben der Erhohung der Elektronenkonzentration durch den Anstieg der
Temperatur noch ein zusatzlicher Anteil an Elektronen hinzukommt, der aus
den oberen verschmierten Termen kommen mul3. Die Ionisierungsspannung
wird also - wie angenommen - kleiner. Die Abschatzung ist aber nicht so
exakt, daB man daraus den Wert der effektiven Ionisierungsspannung angeben
konnte.
Bestimmung der eflektiven Ionisierungsspannung aus der Linionstrahlung
Eine weitere Beziehung ,fur die Elektronenkonzentration ist uns durch die
Saha-Gleichung gegeben. Fhr konstanten Druck ist :
Unter Benutzung van G1. (5a) erhalt man:
--6
2
Fur die Emission der Linienstrahlung ergibt sich aus der B o l t zmann-Verteilung die Beziehung:
a
Also wird mit G1. ( l l a ) :
G1. (14) gibt una die Moglichkeit, die effektive Ionisierungsspannung
Messungen der Intensitiit bestimmter Linien des Spektrums zu bestimmen, bei
denen UA genau bekannt ist.
Einflul? der Reabsorption au! die Anregungsspsnnung der Linien
Hierbei mull jedoch der EinfluB der Reabsorption und Selbstumkehr der
Linien beachtet werden. Wir wollen auf den EinfluB der Reabsorption niiher
eingehen. Es lafit sich zeigen, daB fur eine durch Reabsorption beeinfluate LinienUA
strahlung nicht die Beziehung der G1. (13) gilt, sondern da13 e-=
#U(X.I )
-__
iibergeht in
e k T ,wobei U(g. < U , ist. K * 1 ist das Produkt aus Absorptionskoeffizienten K
und Schichtdicke I , innerhalb deren die Reabsorption stattfindet. I m allgemeinen
wird die Absorption bzw. Emission eines Atoms durch benachbarte Atome oder
Molekiile gestort. Wir wollen jedoch unsere Betrachtung auf ungestorte Atome
beschranken.
Fiir die in der Spektrallinie absorbierte Energie pro sec und cm8 erhalt man8)
EV
v
=c
*
U,= 472 J,.
v
Das ist eine der Kirchhoffschen ahnliche Beziehung, die hier nur noch fiir die
gesamte Strahlung einer Spektrallinie gilt und nieht, wie im Fall der schwarzen
Strahlung, fiir jedes beliebige Frequenzgebiet. Dies ist auch verstandlich, denn
ein Strahlungsgleichgewichtist mit der Existenz von Spektrallinien unvertraglich.
Wir erhalten die gesamte Emission von einer Spektrallinie der Frequenz Y
aus einer Schicht der Lange 1, indem wir die in der gleichen Schicht stattfindende
Absorption berechnen. Diese ist
Fiir K, * I << 1 wird 1- e-=,
einheit bezogen
-+
Kv * 1 und wir erhalten auf die Volumen-
C .U,.K v -1 = E, * 1.
(17)
Unter er ist die pro sec erfolgende Ausstrahlung der Volumeneinheit verstanden.
Unter Vernachlassigung der erzwungenen ubergange erhalten wir nach E insteing)
fur die spontane Emission
eV = h * Y,, * A,, * N,,
(18)
wobei A,,
der Koeffizient fiir die ubergangswahrscheinlichkeitm +n und
--kLf
N, =-.No.e
Bm
gm
Bo
die Anzahl der Atome im oberen Zustand ist. m und n sind Symbole fur samtliche Quantenzahlen.
Die gesamte Strahlung einer Spektrallinie der Frequenz
der Lange I wird fiir den Fall
1. & * Z <
1
Y
aus einer Schicht
--u.4
6
S,=const-e
6)
0)
kT,
Vgl. A. Unsbld, Physik dcr Sternatmospharen IX.46, Berlin 1938.
A. Einstein, Physik. 2. 18, 121 (1917).
(20)
328
Atanalen der Phyeik. 6.Folge. Band7. 1960
fur den Fall
2. K , . I
>> 1 wird
(1 - e - g v * z ) -+ 1, also
--h V
8, = e . U , = const. e
kT
gleich der Strahlung dcs schwarzen Korpers entsprechend dem Wienschen Strahlungsgesetz.
I ) durch den fur beliebige
Definieren wir jetzt ein @(K,. 2) = e U(IC,,.
K , e l geltenden Ansatz :
I
e
_ -hY
kT
(1 ---gy*l)
so ist
hv
-
=e
[u~Ry.l)l
~
kp
< e U(E,.~)
< e UA.
Der sich crgebende Wert fur die ,,Anregungsspannung" wird, wie hieraus deutlich
wird, uni so kleiner, je groSer die Reabsorption ist.
Die GroDe der Reabsorption hangt von mchrercn Faktoren ab. Vor allem ist
sie abhangig von den Besctzungszahlen der Ausgangsniveaus. Wir mussen also
fur unsere Messungcn die auf den niedrigen ZSP2-,
aspl-und 23P,,-Niveaus endenden
Linien, die durch Selbstumkehr gestort sind, von vornherein ausscheiden. Aber
auch bei auf oberen Niveaus endenden Linien wird der EinfluD dcr Reabsorption
nicht ohne weiteres zu vernachlassigen sein, da bei dem groBcn Druck von etwa
60 a t m (5 . 104 Torr.) die Besctzungszahlen auch der hoheren Terme grode Werte
erreichen lo).
Das Absorptionsvermogen ist abhangig von der Intensitatsverteilung, also
von dcr Art der Verbreiterung der Linie 11). Dic Eiaendruckverbreiteruiia ist
iinabharigig von der Leitfahigkeit, jedoch ergibt sich fur die Elektronen- bzw.
IonenstoDverbreiterung cine Stromstarkeabh.6ngigkcit.
Messungcn an Linien ohne Reabsorption
Will man das Verhiiltnis der Anregungssparinung zur Ionisierungsspaniiung
fur die Linien auf Grund von Intcnsitats- und Leitfahigkeitsmessungen bestimnicn,
so konnen hierfur in1 wesentlichen nur die ultraroten Linien, insbesondere die
Linie 10140 A, herangezogen werdeh.
Die Messungen wurden fur die Linien 10140 A, 11287 A, 12070 A und 13673 A
durchgefuhrt. Die Trennung dcr Linien erfolgte niittels Doppclmonochroniator
r o n H a l l e Nachfolger, Berlin-Steglitz, mit Quarzprismen. Dcr EinfluB des Kontinuums, der bei der geringen Dispersion des Doppelmonochroniators in diescni
Gebiet sehr groD ist, wurde nach der von R o s s l e r I 2 )angegebenen Methode (Messungen bei verschiedenen Spaltbreiten des Monochromators) bestimmt und entsprechend eliminiert. Es wurde mit einem Eintrittsspalt von 0,15 mm und eineni
Mittelspalt von 0,3 mm gearbeitet. Zur Messung wurde ein Vakuum-Thernioelement von M u l l e r mit 0,5 mm Breite benutzt. Die Thermostrome wurden mit
lo)
l')
12)
K . H. Riewe u. R. Rompo, Z. Physik 111, 79 (1938).
R . Ladenburg u. F. Reiche, Z. Physik 65, 200 (1930).
P.RBs s l er , Z. Physik 110, 495 (1938).
R. Bo~cheri?:
Ionhng.wpannung in der QueckailberhmhdrucMuq
329
einem schnell schwingenden Spiegelgalvanometer von R u h s t r a t -Gottingen Stromempfindlichkeit 5 * 10-B Amp. - in willkiirlichen Einheiten bestimmt.
Die Messungen wurden a n Quecksilberhochstdrucklampen der Typen HBO 500.
und HBO 2 0 0 1 3 ) durchgefiihrt. Der Druck in der Lampe betrug etwa 35 a t m bei
der HBO 500 und etwa 60 a t m bei der HBO 200. Die Messungen erfolgten, indem
die bei Sollast brennenden Lampen so kurzzeitig unter- bzw. iiberlastet wurden,
8
c
37
$6
65
34
3 3
$2
'2
9
oj
zo
T5
2p
22
9-fcm-l
Abb. 3. Strablungsintensitiit der vier ultraroten Linien in Abhiingigkeit von der
Leitfiihigkeit bei einem Druck von p cu 36 atm.
Ab'). 4. Strahlungsintensitiit der vier ultraroten Linien in Abhiingigkeit von der
Leitfahigkeit bei einem Druck von p N 60 atm.
daB der Druck wahrend der MeDreihe als konstant angenommen werden konnte.
Dies zeigt auch die der Charakteristik entsprechende geringe Zunahme der FeIdstarke. Samtliche Messungen wurden fiinfmal durchgefiihrt ; die Einzelwerte
zeigten sehr gute ubereinstimniung. Die elektrischen Daten sind aus Tabelle 1
zu ersehen. I n den Abb. 3 und 4 sind die geniesscnen Intcnsitaten in Abhiingigkeit von der Leitfahigkeit, aufgetragen. Die sich liicraus errechnenden Werte fur
das Verhaltnis 5 und die sich daraus ergebenden Werte fur U isind in Tabelle 2
aufgefiihrt.
13)
ui
R. Rompe u. W. Thouret, Das Licht, 7-10,
1944.
A n n a h der Phyaik. 6.Folge. B a n d y . 1960
330
Tabelle 2
u* fiir die ultraroten HgLinien
Werte fur us
Werte f iir die cffektive Ionisierungsspannung
I HBO 500 p 35 atm
N
Wellenlange
Anregungsspannung
17-22
A
Volt
1,O-1,2
LoistungskonzentrationkW/cnP
I 22-29
I 29-38
I 38-51
Leitfiihigkeitf2-l cm-l
I 1,2-1,45 1 1.45-1,75 1 1,75-2,l
u*
Werte fur 10140
11287
12070
13653
10140
11287
12070
13653
I1
799
8.8
7;7
8,65
I
ui
0,77
0,84
0,76
0,86
11
1
7,7
8,65
I
10,l
2-y:-
43-54
A
Volt
1,6-1,8
I
7.9
8,65
8,65
10,4
998
10.1
98
10,4
10,l
8,8
Wenenliinge
11287
12070
13673
.
i
7,9
I)
-
60 atm
LeistungskonzentrationkW/cms
64-65 1 65-85 1 85-106 I 106-140
Leitfahigkeitl2-1 cm-1
I1,8-2,15 I 2,15-2,61 2,6-3,l 1 3 , 1 3 , 7
I
Wertetiir5
Ud
0.77 I 0.78
0;86
0;86
0,78
0,78
0,84
0,81
Werte fur U d
1
9,9
10,3
10,z
10,2
I1 HBO 200
10140
11287
12070
13673
0,85
Werta f i i r U i
I
0,76
0,90
0,76
0,88
0,85
0,76
10.3
0,78
0,78
0,87
0,78
0,85
0,86
0,78
0,85
10,l
10,25
999
10,2
10,l
10.1
939
10,z
0,79
0,89
098
0,86
10.0
999
9,6
10,l
Werte iiir dio eifektive Ionisierungsspannung
Die Streuung der Einzelwerte fur die effektive Ionisierungsspannung ist sehr
groS, jedoch liegen die gefundenen Werte bis auf einen Wert bei der Linie 12070
bei 60 s t m oberhalb 9,7 Volt. Die MeBergebnisse dieser Linie bei 60 atm liegen
allgemein an der unteren Streugrenze. Wegen der geringen Intensitat dieser Linie
ist die Fehlermoglichkeit groSer. Triigt man die Ergebnisse beider MeSreihen in
A6hangigkeit von der Leistungskonzentration auf, wie es Abb. 5 zeigt, so erkennt
man eine Abnahme der Ionisierungsspannung mit wachsender Leistung. Die
Herabsetzung der Ionisierungsgrenze .ist im allgemeinen gering, sie ist bestimmt
kleiner als 1 Volt, wie sie auf Grund der Unsoldschen Gleichung fur &e kontinuierliche Strahlung angenommen wurde. Cfbereinstimmend mit den eingangs
angefuhrten theoretischen Uberlegungen erhalten wir fur die Ionisierungsspannung
in der Hochdruckentladung fur Leistungskonzentrationen < 50 kW/cms einen
Wert von 10,2 Volt. Dieser Wert nimmt mit wachsender Leistung (Temperstur)
weiterhin ab und erreicht bei einer Leistungskonzentration von 150 kW/cma
etwa den Wert 9,9 Volt.
Yolk
7q4
7q2
?P
98
$6
20
90
60
80
?OO
XZO
740kW/cm3
Abb. 6. Effektive Ionieierungmpannung der Hg-Hochdruckenthdung in Abbngigkeit
von der Leistungskonzentration
Berlin-Buch, Institut fur Festkorperforschung der Deutschen Akademie der
Wissenschaften zu Berlin.
(Bei der Redaktion eingegangenam 1. Febrnar 1960.)
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die, ionisierungsspannung, der, effektiv, gre, quecksilberhochdruckentladung
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