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Die Sekundrstrahlung fester Elemente in Abhngigkeit vom Material des Strahlers und der Hrte der erregenden Rntgenstrahlen.

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ANNALEN DER PHYSIK
LFOLGE, 1930, BAND5, HEFT 8
D i e Sekunddlrstrahlucng fester Elememte Cn Abharzgiykeit v o m Material aes Strnhlers u n d der
Harte der erregenden Rontgensti*ahlen,
Von E d u a r d Pette
(Nit 33 Figuren)
Die Elektronenemission der Elemente nnter Eintvirkung
der Rontgenstrahlen ist Gegenstand zahlreicher Untersuchungen gewesen. Nach AbschluD des experimentellen Teiles dieser
Arbeit erschien diejenige ron E s p e (1). Diese enthalt eine
Zusammenstellung der wichtigsten bisherigen -4rbeiten dieses
Gebietes, so daB sich die Wiederliolung einer solchen an
dieser Stelle eriibrigen diirfte. Hinzuzufiigen v-are freilich
noch die wichtige Arbeit von Holt,husen und B s c h e r (a),
die E s p e nicht zitiert. Gerade ihre Untersuchung ist theoretisch so bedeutungsvoll, dafl es gebotm erscheint, experimentell umfangreicheres und genaueres Material zu liefern.
Dies ist der Zweck der vorliegenden Untersuchung. Sie soll
sich deshalb auf moglichst viele Elemente erstrecken, sie soll
moglichst homogene Strahlungen eines mijglichst gro6en Hartebereiches verwenden; sie soll eine inoglichst genaue Trennung
der sekundaren Elektronenemission von der sekundaren Wellenstrahlung durchfiihren, welch letztere aus charakteristischer
Sekundarstrahlung und aus Streustrahlung des bestrahlten
Elements bestehen kann; sie soll weiterhin die Geschwindigkeit der Sekundarelektronen durch deren Absorbierbarkeit
priifen und schliefllich die Dicke jener Grenzschichten im
Sinne L e n a r d s feststellen, aus denen bei verschiedenen Elementen und bei auffallenden Rontgenstrahlen verschiedener
Harte noch Elektronen stammen, die aus der Oberflache austreten. Die vorliegende Untersuchung wird sich allerdings
auf diejenige Oberflache der Elemente beschranken, durch die
die Rontgenstrahlen senkrecht in sie eintreten (Einfallsseite).
Annalen der Physik. 5.Folge. 5.
62
930
E. Vette
F u r die Messung der Elektronenemission kommen zwei
Methoden in Frage: erstens die Bestimmung der Aufladung
des im Vakuum bestrahlten Elements und zweitens die Ionisatioiismessung in einer Luftkammer.
'Die Vakuummethode erlaubt die Zahlung der unter der
Einwirkung der Rontgenstrahlen emittierten Elektronen. Zur
Messung gelangen sowohl die schnellen, von den Rontgenstrahlen befreiten Elektronen, als auch die langsamen, von
diesen im bestrahlten Element ausgelosten Elektronen, soweit
sie die Oberflache desselben zu verlassen vermogen. Beide
Arten lassen sich durch die Gegenfeldniethode trennen, wie
dies E s p e ausfuhrte. Die sekundiire Wellenstrahlung kommt
nicht zur Messung. Der Nachteil der Methode ist ihre hohe
Anforderung an die Intensitat der erzeugenden Rontgenstrahlung. So reichte nach S h e a r r e r ( 3 ) die Intensitat spektral
zerlegter Strahlung selbst bei den groBen Mitteln des R u t h e r fordschen Instituts nicht aus. Demnach bleibt zunachst kein
anderer Ausweg, als die charakteristische Strahlung der verschiedenen, als Sntikathode dienenden Elemente auszunutzen.
B ouwers (4) sowohl wie K u l e n k a m p f f (5) unterdriickten
dabei die unerwunschte Bremsstrahlung so weit als moglich
durch Wahl von Filtern geeigneter Atomnummer und Dicke,
deren Absorptionsbandkante nur wenig kurzwelliger war als
die lia-Linie der Antikathodenelemente. Trotzdem gelangte
B o u w e r s nur bis herab zu UTellenlangen von 0,71 AE,
X u l e n k a m p f f bis 0,56 AE. Bei Anwendung noch kurzwelligerer charakteristischer Strahlung tritt offenbar die immer
intensiver werdende Bremsstrahlung zu storend in Erscheinung. E s p e verwandte sogar nur die charakteristische Strahlung
der verhiiltnismaf3ig leichtatomigen Elemente Fe, Ni und Cu
mit den K-XTellenlangen yon 1,932, von 1,655 und 1,537 AE.
Nach den sehr eingehenden Untersuchungen K u l e n k a m p f f s
iiber die Homogenitat seiner gefilterten Strahlengemische betrug die Intensitat der Spektrallinien seiner zwischen F e und
Ag liegenden Antikathoden 30-60 Proz. der Gesamtintensitat, die das Filter verlieB. E s p e verzichtete auf Filterung.
V e n n er trotzdem behauptet, daB ,,bei Antikathoden niederer
Ordnungszahl das kontinuierliche Spektrum kaum noch Storungen hervorrufen kann'$, und daJ3 die von ihm ,,verwandte
Die Sekundarstrahlung fester Ebmente usw.
931
Strahlung praktisch aus zwei eng aneinander liegenden Linien,
der Ka-und KB-LinieL6bestehe, so scheint es im Hinblick
auf die oboa angefthrten Angaben von K u l e n k a m p f f doch
so, als ob E s p e die Homogenitat seiner Strahlungen zu giinstig
beurteilt habe. Zusammenfassend kann gesagt werden, daB
die Erzeugung einigermaBen monochromatischer Strahlungen
von hinreichender Intensitat fiir die Aufladungsmethode mit
Hilfe charakteristischer Strahlung geeigneter Antikathodenelemente unter Verwendung entsprechender, selektiv absorbierender Filter bis etwa 0,56 AE herab wohl moglich ist, daB
die Erzeugung noch harterer Strahlungen bis herab z u etwa
0,l AE indessen auf Schwierigkeiten stoat, wenn man nicht auf
einigerma8en monochromatische , Strahlung verzichten will.
Der gr6Bte Vorzug der Aufladungsmethode ist zweifellos
der, daB sie erlaubt, die Elektronenemission der verschiedenen
Elemente miteinander zu vergleichen, solange die auffallende
Rontgenstrahlung dieselbe Wellenlange besitzt. Leider wird
aber die MeBgenauigkeit dieser Abhangigkeit durch die Oberflachenbeschaffenheit der bestrahlten Elemente ungiinstig beeintlu8t. Gilt es demgegeniiber, die Elektronenemission fur
ein bestimmtes Element (von gegebener, unveranderter Oberflachenbeschaffenheit) in Abhangigkeit von der Wellenlange
der auffallenden Rontgenstrahlen zu bestimmen, so kann auch
die Aufladungsmethode nicht darauf verzichten, die Luftionisation als Ma8 fur die Intensitat der Rontgenstrahlen verschiedener Wellenlange heranzuziehen. Auch E s p e hat hierzu
eine Ionisationskammer verwendet. Diese Umstainde lassen
das Urteil E s p e s , daB ,,nur die Vakuummethode . . . als einwandfrei anzusprechenLLsei, nicht als gerechtfertigt erscheinen.
Die Ionisationsmethode miBt sowohl die Elektronenemission als auch die sekundare Wellenstrahlung. Dies kann
als ein Vorzug der Methode gelten, vorausgesetzt, da8 es gelingt, beide Strahlengattungen getrennt zu bestimmen. Hinsichtlich der Elektronenemission konnte das Bedenken bestehen, daB das Ergebnis entstellt werde durch Mitmessen der
langsamen Elektronen, die von den schnellen Rontgenelektronen im bestrahlten Element befreit Tverden und dessen
Oberflache zu verlassen vermogen. Dies trifft indessen nicht
zu, wie eine einfache Uberschlagsrechnung zeigt. Bei glatten
63 *
932
E. Vette
Oherfliichen der Sekundarstrahler, wie sie in der vorliegenden
Arbeit Verwendung finden, kommen nach den Entersuchungen
von E s p e (zusammengestellt in seiner Tab. 5) auf 100 schnelle
Elektronen weniger als 200 langsame. Weiter lehrt seine
Fig. ti, da8 der gro8te Teil aller langsamen Elektronen einer
beschleunigenden Spannung bedarf, um den Strahler verlassen
zu kijnnen. Ein etwas kleinerer Teil hat die Geschwindigkeit
Null. Diese Elektronen haben iiberhaupt nicht die Fahigkeit,
i n unserer Luftionisationskammer Trager zu bilden. Nehmen
wir an, da8 in Luft etwa 33 Volt zur Bildung eines Triigerpaares notig seien, so konnen iiberhaupt erst jene langsamen,
yon E s p e beobachteten Elektronen zur Luftionisation beitragen, deren Geschwindigkeit grofier ist als 33 Volt. Auf
100 schnelle Elektronen kommen von diesen nach Fig. 6 von
E s p e etwa 3; ferner kommen auf 100 schnelle Elektronen
etwa 2 von 65 Volt, 1 von 100 Volt und 1 von 130 Volt.
Diese konnen alle zusammen in Luft also etwa 15 Tragerpaare bilden. Deingegeniiber kiinnen die 100 schnellen Elektronen, wenn wir ihnen eine Geschwindigkeit von nur 5000 Volt
zuschreiben, etwa 15000 Tragerpaare bilden. Der Ionisationseffekt der langsamen Elektronen betrkgt also grofienordnungsmafiig nur etrra 1 Promille desjenigen durch die schnellen
Elektronen. Die Geschwindigkeit der schnellen Elektronen
ist mit 5000 Volt absichtlich sehr niedrig gegriffen; meist ist
sie vie1 grofier: bei einem leichtatoniigen Strahler wie -41 und
harter Erregerstrahlung von etwa 0,l AE betragt sie etwa
120000 Volt. Die langsamen Elektronen treten also bei der
Luftionisation iiberhaupt nicht nennenswert in Erscheinung.
Die Hauptaufgabe der vorliegenden Arbeit war es, unter
Ausdehnung auf moglichst viele Elemente die Elektronenemission jedes einzelnen Elements in Abhangigkeit von der
Htirte der erregenden Rontgenstrahlen xu inessen, und zwar
gerade fiir Rontgenstrahlen bis herab zu etwa 0,l AE, um die
Diskontinuitat der Elektronenemission an der K-L4bsorptionsbandkante der schweratomigen Elemente noch zu erfassen.
Da, wie oben aufgefuhrt, die Vakuummethode hierzu ebenfalls
auf die Luftionisationsmessung zuriickgreifen muB, so wnrde
iiberhaupt ganz nach der Ionisationsmethode gearbeitet. Hierdurch entstand die weitere Aufgabe, die Methodik zur exakten
Die Sekundarstrahlung fester Elenaente usw.
933
Trennung der Ionisation durch Elektronenemission und durch
sekundare Wellenstrahlung auszuarbeiten, um hierdurch die
Grundlagen fur die Untersuchung mit monochromatischer
Strahlnng zu schaffen. Leider standen die Mittel, rnit spektral zerlegter Strahlung zu arbeiten, nicht zur Verfiigung.
Wegen der oben erwahnten Schwierigkeiten in1 Bereiche hartester Strahlungen wurcle davon abgesehen , die entsprechend
gefilterte charakteristische Strahlung geeigneter Antikathodenelemente zu verwenden. Es wurde vielmehr die Bremsstrahlung einer Wolframantikathode bei verschiedenen Spannungen
zwischen 20 und 180 kV so stark gefiltert, daB der Spektralbereich der iibrig gebliebenen Strahlung auf ein Minimum zusammengedrangt war.
I. Die Strahlungen
Die Kilovoltwerte und Filterungen, die fur die vorliegende
Untersuchung gebraucht wurden, zeigt Tab. 1 in den Spalten 1
und 2. Sie waren so bemessen, daD bei den Milliamperezahlen
der Spalte 3 die Ionisation in einer Luftwandekammer inimer
nahezu gleich blieb. Die jeder Kilovoltzahl entsprechende
Grenzwellenlange gibt Spalte 3. Mit Hilfe einer Formel von
B e h n k e n (6) wurde der Verlauf des ungefilterten kontinuieran
)spektral
lichen Spektrums und mit Hilfe der voii A l l e n (i
zerlegter, monochromatischer Rontgenstrahlung ermittelten
Schwachungslroeffizienten wurde der Verlauf cles nach Spalte 2
gefilterten kont,inuierlichen Spektrums berechnet. Die so erhaltenen Spektra zeigt Fig. 1; die Hiihe jeder Ordinate im
Maximum ist dabei willkiirlich gleich 1 gesetzt. Man erkennt,
Tabelle I
1
kV
20
40
60
80
100
120
140
160
180
I
2
j Filter
__
'
~
~
~
I1
!
mm
0,6 A1
8,8 A1
0,575 Cu
1,575 Cu
3,85 c u
3,9 c u
7,o c u
9,175Cu
10,o c u
_
.
_
0,615
0,308
0,205
0,154
0,123
0,102
0,088
0,078
0,0684
_
~
0,72
0,37
0,263
0,198
0,160
0,140
0,120
0,105
0,098
934
E. Vette
daB, besonders bei den hohen I(ilovoltzahlen, der Spektralbereich stark zusammengedrangt und jedes Strahlengemisch
damit weitgehend homogenisiert ist. Die Spektra sind auf
der kurzwelligen Seite scharf begrenzt: nur Betriebsschwankungen konnen hier Ungenauigkeiten bedingen. Auf der langwelligen Seite sind die Spektra durch die mit der Wellen-
Fig. 1
lange sehr schnell ansteigende, durch A l l e n s Messungen
wohlbekannte Schwachung der Filter nahezu ebenso genau
begrenzt. Immerhin ist zu erwarten, daB diese langwellige
Grenze und in noch hoherem Grade die Intensitatsverteilung
innerhalb jedes in Fig. 1 dargestellten Spektrnms YOU dem
Verlaufe abhangt, den man fur das ungefilterte Spektrum an-
Die Sekunclarstrahlung fester Elemente usw.
935
nimmt. Bei der hier verwandten starken Filterung wird der
Verlauf der in Fig. 1 dargestellten Spektren indessen nur
durch den ersten Teil des von der Grenzwellenlange nach
dem Maximum ansteigenden ungefilterten Spektruins bestimmt:
die ganze Umgebung seines Maximums wircl durch die dicke
Filterung vollig ausgeloscht. Priifen wir nur am Beispiele
der 180-kV-Strahlung7 welchen EinfluB die Annahme uber die
spektrale Verteilung im ungefilterten Spektrum auf den Verlauf des gefilterten Spektrums ausubt. I n Fig. 2 a zeigt
Kurve a das nach A l l e n s Schwachungskoeffizienten berechnete, mit 10 mm Cu gefilterte Spektrum, wenn man annimmt,
I
I
I9
Fig. 2a
dab die Kurve A dem Verlaufe des ungefilterten Spektrums
entspricht. Setzt man statt dessen einen vollig linearen Anstieg des ungefilterten Spektrums voraus, wie das die Iiurve B
zeigt, so ergibt sich das gefilterte Spektrum b. Trotz der
vollig verschiedenen Annahmen iiber den Verlauf des ungefilterten Spektrums - bei 0,17 AE verhalten sich die Intensitaten wie 1: 1, bei 0,09 AE etwa wie 1 : 2 - ist die Intensitatsverteilung im gefilterten Spektrum fast dieselbe. Gleiches
gilt fiir unsere Strahlengemische bis herab zu 90 kV (Fig. 2b
und 2 c). Bei unserer starken Filterung werden ebensowohl
die Intensitatsverteilung wie das langwellige Ende des Spektrums im wesentlichen durch den Hartegang des Schwachungskoeffizienten bestimmt, nicht aber durch den Verlauf des ungefilterten Spektrums. Hieraus folgt, daB die Spektren der
936
E. Vette
Fig. 2b
Fig. 2c
?
Fig. 2d
Die Sekundarstrahlung fester Elemente usw.
937
Fig. 1 bis herunter zu 40 kV sogar die Energieverteilung ziemlich gut wiedergeben, obgleich die Energieverteilung der ungefilterten Spektra einen anderen Verlauf aufweisen mag als
die ionometrisch bestimmte Verteilung. F u r unser weichstes
Strahlengemisch gilt das Gesagte indessen, mie Fig. 2 d lehrt,
nicht mehr : bei der geringen Strahlungsintensitat war eine
hinreichend starke Filterung nicht moglich. Von EinfluB
kiinnte noch die Emission der K-Serie der Wolframantikathode sein. Die Lage ihrer Spektrallinien, sowie diejenige
ihrer Absorptionsbandkante ist ebenfalls in Fig. 1 eingetragen.
Wie man erkennt, wird sie bis zu der Strahlung von 60 kV
und 0,575 mm Cu uberhaupt nicht angeregt. Erst bei hoheren
Kilovoltzahlen tritt sie allmahlich hervor: bei SO kV und
1,57 mm Cu fallt die K-Serie mitten in das gefilterte Spektrum
hinein; sie ist nur schwach erregt und beeinflufit die Harte
dieses Strahlengemisches daher nur unwesentlich. Bei hoheren
Spannungen tritt die Linienstrahlung zwar intensiver hervor ;
aber durch die stsrkere Filterung wird sie auch starker geschwacht. Eine nberschlagsrechnung lehrt, daB sie durch die
verwendeten Filter bei 100 kV und 2,S5 mm Cu etwa $ma1
so stark, bei 120 kV und 3,9 mm Cu etwa 35mal so stark
geschwacht wird wie die Wellenlange im Maximum des ebenso
gefilterten kontinuierlichen Spektrums. Die Eigenstrahlung
der Wolframantikathode kann also kaum von nennenswertem
EinfluB sein.
Trotz der verhaltnismaBig guten Homogenitat der Strahlengemische wird es im Laufe der Untersuchungen notig sein,
die spektrale Breite zu beriicksichtigen. F u r manche gberlegungen geniigt es, das ganze Spektrum durch seine mittlere
TiJellenlange zu ersetzen; als solche wurde diejenige im
Naximum gewahlt, die Tab. 1 in Spalte 5 wiedergibt.
Von Interesse durfte noch ein Vergleich mit einem Spektrum sein, wie es K u l e n k a m p f f fiir die von seiner Silberantikathode mit Palladiumfilterung ausgesandte Strahlung angibt; es ist dies die harteste der von ihm verwandten Strahlungen. Das kontinuierliche Silberspektrum erstreckt sich hier
von der Palladiumbandkante bei 0,507 AE bis etwa 0,95 AE.
Die K-Linie des Silbers liegt bei 0,558 BE und ihre Intensitat ist nach seinen Angaben noch nicht halb so grolS wie
938
E. Vette
diejenige der kontinuierlichen Strahlung nach Durchsetzen des
Palladiumfilters. Hierbei wurde jener Anteil des Spektrums,
der kurzwelliger ist als die Palladiumbandkante, noch nicht
einmai beriicksichtigt. Der Vergieich lehrt, daB die gefilterte
Strahlung E u l e n k a m p f f s sich uber einen etwa ebenso breiten
Spektralbereich verteilt wie unsere Strahlung, die bei 20 kV
und 0,6 mm Al-Filter erzeugt wurde (Fig. 1).
Uber dem oberen Rande von Fig. 1 sind noch die X-Ahsorptionsbandkanten, unter dem oberen Rande die L,-Absorptionsbandkanten der bestrahlten Elemente eingetragen,
soweit sie in den in Fig. 1 dargestellten Spektralbereich
fallen.
11. Die Verauchsanordnung
Eine Stabilivoltanlage yon Siemens & Halske speiste eine
Gluhkathodenrohre, die senkrecht in einem Schrank aus 5 mm
Blei hing. Durch eine Blende B , (Fig. 3) an diesem trat ein
Fig. 3
horizontales Strahlenbundel aus, durchsetzte die Filter F und
fie1 in 60 cm Foknsabstand auf die Blende B,, die unmittelbar vor der Ionisationskammer J , mit Ein- und Austrittsfenstern aus graphitiertem Seidenpapier stand. Als Elektrode E,
diente ein ebenfalls mit graphitiertem Seidenpapier bespannter
Messingrahmen. Er stand mit dem Elektrometer e, in Verbindung. Etwa 30 ern hinter J1 befand sich die MeBkammer J,,
in die durch die kleinere Blende B, der mittlere Teil desselben Strahlenbundels EinIaB fand wie durch B, in J,. Sie
besaB, ebenso wie das mit ihrer T-formigen Elektrode E, verbundene Elektrometer e,, einen 5 mm starken Bleipanzer.
Die Sekundarstrahlung fester Elemente 'usw.
939
Beide Elektrometer waren W ulf sche Einfadenelektrometer.
Zur Aufrechterhaltung der Schneidenspannungen und der Sattigungsspannung dienten Trockenbatterien. Durch Heben und
Senken einer Bleifallklappe bei R, wurde dafiir gesorgt, daB
beide Kammern stets gleichzeitig und gleich lange bestrahlt
wurden. Hierdurch wurden Einfliisse von Netzschwankungen
weitgehendst ausgeschaltet. Das Elektroineter durchlief wiihrend einer MeBreihe stets denselben Skalenbereich. Die vom
Elektrometer e2 jeweils durchlaufenen MeBbereiche wurden
stets un ter Einwirkung eines 7-Strahlnormalpraparats abgestoppt, das uber der Kammer J , in einen fest an ihr angebrachten Halter geschraubt werden konnte. Die in J , gemessenen Ionisationseffekte waren deshalb den gestoppten
Radiumsekunden proportional und wurden stets in diesen gemessen.
Die lichte Lange der zylindrischen MeBkammer Ja betrug
8,5 cm, ihr Innendurchmesser 16 cm. Ihre Innenwandungen
bestanden aus graphitiertem Zellon. Die auswechselbaren
Vorderblenden B3 bestimmten den Ausschnitt des Strahlenbiindels, das die zu bestrahlenden Praparate auf der Austrittsseite der Kammer traf. Ihrer Form muBte der Querschnitt der Blende B, angepal3t werden. Um zu verhiiten,
daB Elektronen, die von den Rontgenstrahlen an den Randern
der Blende B, ansgelost wurden, ins Kammerinnere gelangen
konnten, befand sich auf der Kammerseite von B, stets eine
Scheibe aus 0,2 mm dickem graphitierten Zellon. Dieses erwies sich auch bei den hartesten verwandten Strahlungen als
hierfiir ausreichend stark.
Auf der Austrittsseite der Rontgenstrahlen besaB die
MeBkammer J , in ihrer Mitte ein kreisrundes Loch von 7,s cm
Durchmesser (Fig. 4), der Innenbelag aus graphitiertem Zellon 2
ein jenem konzentrisches von 4 cm Durchmesser. Das erstere
diente als Fiihrung fiir die Halter der Praparate. Uiese
Halter wurden durch einen massiven Pappring R gebildet,
der mit einer graphitierten Zellonscheibe x fest verbunden
war. In ihrer Mitte trng diese ein rundes Loch L von 19 mm
Durchmesser, und hinter dieses waren die Praparate P geklebt. Durch eine Feder F wurden die Praparate samt ihren
Haltern leicht gegen Z gedriickt. Durch diese Anordnung
940
E. Vette
wurde gewahrleistet, da6 die der Strahlenquelle zugekehrte
OberRache aller PrLpaxate, sowie der Cellophanscheiben stets
an dieselbe Stelle am Ende der MeBkammer zu liegen kam.
Uin die Elektronenemission des Praparates mit der Luftionisation in der Kammer vergleichen zu konnen, war Vorbedingung, daB kein Teil des von der Blende B, (Fig. 3) ausgebleudeten Strahlenbiindels an dem Praparat P vorbei ging.
d u s diesem Grunde wurde unmittelbar vor
der Rohre eine Halbblende B, (Fig. 3) aus
Bleigummi aufgehangt, die die Stielstrahlung
zuriickhielt. Dadurch wurde vermieden, daB
das Bild der Blende B, auf einem Fluoreszenzschirm, der an Stelle des Praparathalters gebracht wurde, nach unten zu eine lichthofartige Verlangerung zeigte. AuBerdem wurden
aber zwei Kontrollmethoden angewandt:
1. Die photographische Kontrolle: an
Stelle des Praparathalters wurde ein Film
gebracht. Die dufnahme muBte bestatigen,
daB das auftreffende Strahlenbiindel konzentrisch zu dem Loche L (Fig. 4) saB und
I
einen kleineren Durchmesser hatte als dieses.
2. Die Emissionsniethode.
Es wurde
Fig. 4
zunachst die Ionisation gemessen, nachdem
an Stelle des Praparates P (Fig. 4) graphitiertes Zellon gebracht worden war (,,Kammerwert"). Dann
wurde die Messung wiederholt, wobei aber der Zellonring x
durch einen Bleiring gleicher GroBe ersetzt war. Da, wie gezeigt
werden mird, die Ionisation bei Bestrahlung von Blei etwa das
9 fache des Kammerwertes ergibt, so hiitte sich auf diesem Wege
die geringste Spur Riintgenstrahlung nachweisen lassen miissen,
die am Loche L vorbeigegangen ware. Es wurde aber niemals
der geringste Effekt beobachtet.
F u r die GroBe der MeBkammer war folgende Oberlegung
ausschlaggebend. Sollten alle durch die Rontgenstrahlen an
der Luft und am Sekundarstrahler ausgelosten Primarelektronen
frei im Luftraum verlaufen, so hatte der Radius der Kammer
nach Untersuchungen von K i i s t n e r (8) f u r die hier verwendeten,
hartesten Strahlungen 17,5 cm betragen miissen. Um die vom
Die Sekundarsrstrahlung fester Elemente usw.
941
Sekundarstrahler nach allen Richtungen ausgehenden Primarelektronen voll auszuniitzen, hatte die Kammer ebenso lang sein
miissen. Nun ist aber die Ionisation durch die primare
Rontgenstrahlung in einer Luftkammer bei axialer Durchstrahlung ihrer Lange proportional, wahrend bei VergroBerung
der Kammerdimensionen die Ionisation durch die Tom Praparate
ausgehenden Elektronen nur insoweit wachst, als ein vorzeitiges
Ende der Elektronenbahnen durch die Kammervergro5erung
vermieden wird. Deshalb ware bei einer Kammer von
1 7 cm Lange und 35 cm Durchmesser die Ionisation durch die
Elektronen, relativ zur Kammerionisation nllein, nur etwa hall-,
so gro5 gewesen, wie bei den hier verwandten KammermaAen;
die Schwierigkeiten genauer Messung waren damit etwa doppelt
so groB geworden. Andererseits wird junter Q.) gezeigt werden,
da5 die Ionisation durch Elektronenemission nur bei hartesten
Strahlungen mit einem Fehler von einigen Prozenten behaftet
ist, wenn die Lange der Kammer 8,5 em uncl ihr Durchmesser
16 cm betragen. Aus diesen Griinden wurden diese MaBe fur
die Kammer gewahlt.
Um die Netzschwankungen moglichst gut auszuschalten,
lag zwischen Gleichstromnetz und Umformer ein Regulierwiderstand, mit dessen Hilfe die Klemmenspannung des Umformers konstant gehalten wurde. - Die Kilovoltwerte des
hochgespannten Gleichstroms wurden mit einer Kugelfunkenstrecke gemessen, deren Kugeln 12,5 cin Durchmesser besaBen
und iiber hochohmige Wasserwiderstande mit den beiden Polen
der Rontgenrohre verbunden waren.
111. Der EinfluB der Oberfliichenbeschaffenheit
B e r g und E l l i n g e r (9) folgerten ails der von ihnen nachgewiesenen Abhangigkeit der Elektronenemission vom Einfallswinkel des Rontgenstrahlenbiindels, daB derselbe Wandstrahler
bei rauher Oberflache eine groBere Elektronenemission zeigen
miisse als bei glatter. Die in Tab. 2 wiedergegebenen Beobachtungsergebnisse des Verfassers an Blei bestatigen das. Das rauhe
Blei war dabei stark durch grobes Schmirgelpapier aufgerauht.
Nicht eindeutig sind demgegenuber die Ergebnisse E s p e s fur
schnelle Elektronen, auf die es hier ankommt,. So verhalt sich
nach E s p e die Emission bei ,,Hochglanz" zu ,,aufgerauht" an
E. Velte
942
Tabelle 2
Filter mm
Kupfer
180
Blei als Strahler
rauh
1 glatt
10,o
Unterschied
in O/,
59,9
A1 wie 1 :1,25, an Cu aber wie 1 :0,79, also gerade umgekehrt;
fur feinstes, gepre6tes Kupferpulver ergibt sich entsprechend 1,25
im gleichen Sinne wie bei Al.
IV. Die Praparate
Es wurde die Sekundaremission auf der Einfallsseite der
Rgntgenstrahlen an den Elementen Al, S, Cr, E'e, Ni, Cu, Zn,
Se, Mo, Rh, Pd, Ag, Cd, Sn, Sb, Ce, Ta, W, Jr, Pt, Au, Pb und
Bi sowie an Bariumsulfid untersucht. Letzteres sowie Se waren
nur in Form von Pulver bzw. von Spanen zu erhalten und
wurden mit Hilfe einer Spindelpresse in einer Stahlform mit
hochglanzpoliertem Stempel unter so hohem Druck au Scheiben
gepreBt, daB sie eine glatte, glanzende Oberflache und ziemliche
Festigkeit erhielten. Der Schwefel muBte, um eine hinreichende
Oberflachenleitfahigkeit zu erhalten, mit Graphit bestrichen
werden. Alle Stoffe besagen moglichst glatte Oberflachen; wo
es a.nging, wurden diese durch Abreiben mit einem weichen
Lappen und Alkohol kurz Tor der Messung frisch hergestellt.
F u r die Beschaffung der Elemente bin ich Hrn. Dr. K i i s t n e r
sowie dem Chemischen Institut der Universitat zu Dank verpflichtet. Das Ce war Hrn. Dr. K u s t n e r durch die Firma
Kalle & Co. geschenkt worden, wofiir ihr besonders gedankt sei.
V. Die Trennung sekundiarer Korpuskular- und Wellenstrahlung
VerschlieBt man die MeBkammer auf der Austrittsseite mit
einem Fenster aus Luftwandematerial, so liefert die gemessene
Ionisation den ,,Kammerwert". Graphitiertes Cellophan hat sich
nach B r a u n und K u s t n e r (10) als ideales Luftwandematerial
erwiesen. Aus diesem Grunde muBte man, unabhangig von der
Dicke dieses L4ustrittsfensters aus Cellophan , fur Rontgenstrahlung derselben Harte auch stets denselben Xammerwert
erhalten, was durch Sonderversuche bestatigt wurde: in Fig. 5
Die Sekundarstrahlung fester Elernente usw.
943
ist daher die Ionisation k' in Abhangigkeit von der Dicke des
Cell.ophan-Austrittsfensters eine horizontale Gerade. Hinterlegt
man nun das Cellophan-Austrittsfenster mit einem Sekundarstrahler, oder ersetzt man es durch einen solchen, so werden
von diesem drei Strahlenarten ausgehen, die in die Kammer
I
CWophmuMe
-
Fig. 5
gelangen, und jede derselben wird zu der alsdann beoloachteten
Ionisation beitragen. Diese Strahlenarten sind:
1. sekundare Streustrahlung;
2. ch,arakteristische Sekundarstrahlung;
3. sekundare Elektronenstrahlung.
Falls sekundare Streustrahlung von nennenswerter Intensitat
uberhaupt auftritt, so wird sie so hart sein, da8 sie durch die
hier in Frage kommenden Cellophandicken von hochstens 0,6 mm
nicht merklich geschwgcht wird. Ware es moglich, ihre Ionisation allein wirksam werdea zu lassen, so wurde deshalb fur
alle ilem Strahler vorgelagerten Cellophandicken von 0-0,6 mm
stets dieselbe Ionisation gemessen werden, die in Fig. 5 wiederum
durch eine horizontale Gerade X dargestellt isit, wobei S-K die
Ionisation durch Streustrahlung ist.
Die eharakteristische Xekundarstrahlung ist stets weicher als
die auffallende Rontgenstrahlung. Sie kann durch die hier
944
E. Vette
verwendeten Cellophandicken merklich geschwacht werden. Vi'are
es moglich, ihre Ionisation allein wirksam werden zu lassen,
so wiirde sich f u r die verschiedenen, dem Strahler Yorgelagerten
C_lellophandicken eine Exponentialkurve ergeben, wie dies in
Fig. 5 durch Kurve C dargestellt ist, wobei (7-1;die Jonisation
durch charakteristische Sekundarstrahlung allein ist.
Die sekundare Elektronenstrahlung schlieBlich nird wegen
ihrer Inhomogenitat durch die Cellophanfilter nicht nach einem
reinen Exponentialgesetz absorbiert werden. Ware es moglich,
ihre ionisation allein zu messen, so wiirde sich eine etwa der
Kurve E in Fig. 5 entsprechende Kurve ergeben, wobei E-fi die
Ionisation durch sekundare Elektronenstrahlung allein darstellt.
Ir Fig. 5 ist die Elektronenstrahlung absorbierbarer angenommen als die charakteristische Strahlung. Die Versuchsergebnisse werden lehren, daB auch das Umgekehrte eintreten
kann.
Da sich bei der Messung alle drei Strahlenarten uberlagern,
so wird die Beobachtung als Resultierende eine Kurre B liefern.
E s gilt, aus dieser die einzelnen Strahlenarten zu analysieren.
Die Analyse murde mit Hilfe von Filterung in Cellophan
ausgefuhrt. - Ware fu r jeden Strahler und f u r jede Strahlung
eine Filterkurve aufgenommen worden, so waren f iir die neun
verwandten Strshlengemische und f u r die 24 untersuchten
Strahler 216 MeBreihen erforderlich gewesen. Um zu prufen,
ob diese kostspielige Untersuchung nicht vereinfacht merden
kann, wurden die Messungen zunachst nur an vier Strahlern
ansgefuhrt, und zwar an A1 (13), C h (291, Sn (50) und Pb (82).
Ganz allgemein gilt hierbei folgendes :
Hinsichtlich der charakteristischen Sekundarstrahlung:
1. J e hoher die Atomnummer Z des Strahlers ist, desto
harter ist die charakteristische Sekundarstrahlung; desto flacher
wird die Kurve C in Fig. 5 verlaufen, und desto weiter wird
Punkt C, nach rechts riicken.
2. J e intensiver die charakteristische Sekundarstrahlung
ist, desto hoher wird Punkt C, in Fig. 5 liegen, und desto steiler
wird die Kurve c! verlaufen.
3. 1st die auffallende Rontgenstrahlung weicher als die
charakteristische Sekundarstrahlung, so wird die letztere gar nicht
Die Sekundarstrahlzg fester Elemeltte urn.
945
erregt. Punkt C, in Fig. 5 fallt dann auf die Gerade K. 1st
aber die auffallende RSntgenstrahlung nur wenig harter als die
Absorptionsbandkante der charakteristischen Sekundarstrahlung,
so wird diese maximal angeregt: Punkt C, liegt dann besonders
hoch uber der Geraden K. J e mehr aber bei zunehmender
Harte der Primarstrahlung deren Harte diejenige der charakteristischen Strahlung ubersteigt, desto weniger wird die charakteristische Sekundarstrahlung angeregt, und desto mehr ruckt der
Punkt C , auf die Gerade k' zu.
4. Es ist die Moglichkeit zu berucksichtigen, da6 die
sekundare K-Strahlung noch nicht, wohl aber noch die
sekundare L - Strahlung auftritt.
Hinsichtlich der sekundaren Elektronenstrahlung gilt:
1. J e harter die auf einen bestimmten Strahler auffallende
Rontgenstrahlung ist, desto grofiere Geschwindigkeit werden die
aus dem Strahler austretenden Bekundarelektronen besitzen, und
desto weiter wird der Punkt E, in Fig. 5 nach rechts rucken.
2. J e hoher die Atomnummer 2 des von Rontgenstrahlung
derselben Harte getroffenen Elements ist , desto geringer wird
die Austrittsgeschwindigkeit der Sekundarelektronen sein, da
die Abtrennungsarbeit mit der Atomnummer zunimmt [(de Brog1 i e (1 l), (Wh i d d i n g t o n (12)].
3. Aus den weiter unten (VIII.) zu besprechenden MeBergebnissen sei vorweggenommen , daB die Elektronenemission
jedes Strahlers fur Rontgenstrahlen mittleren Hartegrades ein
Maximum besitzt. Ganz allgemein wird deshalb der Punkt E,
in Fig. 5 fur Strahlungen mittlerer Harte hoher liegen als fur
weiche und harte Rontgenstrahlen.
4. Weiter sei vorweggenommen, da6 die Elektronenemission, wenigstens im grol3en ganzen, mit der Stellenzahl
des Strahlers anstejgt. (Genaueres hieruber vgl. unter VIII.)
Deshalb wird der Punkt E , in Fig. 5 im allgemeinen um so
hoher liegen, je hoher die Atomnummer des Strahlers ist.
Hinsichtlich der sekundaren Streustrahlung gilt:
Sie nimmt mit der Harte der auffallenden Rontgenstrahlen an Intensitat zu. Bei den weichsten hier verwandten
Strahlnngen ist sie verschwindend klein und liegt auch bei
den harteren oft an der Wahrnehmbarkeitsgrenze.
Annalen der Physik. 5 . Folge. 5 .
63
946
E. Vette
Folgende Sonderfalle sind fur die Trennung der drei Sekundiirstrahlungsarten von Interesse:
Nicht ohne meiteres trennbar sind charakteristische Sekundarstrahlung und Elektronenstrahlung, wenn beide Strahlenarten
a) entweder bereits von e i n e y Cellophanschicht ganz absorbiert sincl,
b) oder nahezu denselben mittleren Absorptionskoeffizienten haben. so daD die Eurven C und E in Fig. 5, abgesehen
von einem Proportionalitatsfaktor, angenahert denselben Verlauf besitzen.
Nicht ohne weiteres trennbar sind die sekundare Streustrahlung und die charalrteristische Sekundarstrahlung, wenn
die letztere so hart ist, daB die Kriimmung der Eurve C in
Fig. 5 nicht mehr erkennbar ist.
Trotzdem la& sich im Einzelfall bisweilen unter Heranziehung weiterer Erscheinungen eine Entscheidung treffen.
Die MeBergebnisse der Cellophanfilterung an 81, Cu, Sn
11nd P b zeigt Tab. 3. Zur Verfolgung der typischen Erscheinungen sind fur jedes Element einige MeBkurven in den
Figg. 6-9 dargestellt.
1. dluminium. Die mittlere Wellenliinge seiner charakteristischen I<-Strahlung betragt etwa S,2 .&E. Die weichsten
Komponenten unseres weichsten Strahlengemisches liegen bei
1 AE (Fig. 1). Die cliarakteristische Strahlung des A1 wird
daher so wenig erregt werden, daB sie zu den gemessenen
Ionisationen keinen Beitrag liefern kann. Bei A1 wird also
der reine Elektroneneffekt beobachtet.
a) 40 kV (Fig. 6). Die Ionisation durch die ungefilterte
Elektronenstrahlung ist gering; sie betragt etwa S Proz. des
Kammerwertes. Durch 1 Blatt Cellophan von 0,025 mm
Dicke ist sie bereits restlos weggefiltert, denn von 1 bis zu
25 Blatt Cellophan Bndert sich die gemessene Ionisation nicht.
Die Elek tronen haben also sehr geringe Geschwindigkeit.
1)) SO kV (Fig. 6). Infolge der harteren auffallenden
Rontgenstrahlung ist einerseits die Ionisation durch die ungefilterte Elektronenstrahlung gestiegen: sie betragt etwa
21 Proz. des Kammerwertes; andererseits ist die Geschwindigkeit der Elektronen groBer: die Eiurve geht erst bei etwa
4 Rlatt Cellophan in die Horizontale iiber.
Die Sekumiarstrahluq fester Elemente usw.
947
c) 180 kV (Fig. 6). Die Ionisation durch die Elektrohenstrahlen ist wieder geringer geworden (etwa 6 Proz. des
Kammerwertes). Wann die Kurve in die Horizontale uber-
geht, ist bei dem kleinen Elektronenemissionseffekt nicht zu
erkennen.
2. Kupfer. Die niittlere Welledange seiner charakteristischen I<-Strahlung betragt etwa 1,54 BE. Ihre _4nregung durch unser weichstes Strahlengemisch bei 20 kV ist
63 *
I!
3,Z
7,9
479
15,l
21,o
11,9
22,s
1,9
8,5
~ _ _ _ _ _
0,OO mm/ 0,025 mn
20 kV
0,6mm A1
31,l
40 kV
8.8mm A1 II 79.2
kV-Filter
20,5
-
Tabelle 3
7,O
7,6
1
10,4
10,s
;,9
4,7
'
I
3,8
I
7,0
S,9
7,9
790
770
7,4
'I
9,9
23,2
23,7
"?,9
3,l
3,0
7,1
5,s
21,7
18,G
a?,l
'
14,04
1I
1
I
1
1
3,0
3,l
2,9
6,8
6,9
$0
3,1
2,9
6,Ci
4,5
5,02
9,5
19,2
19,6
,'
I
,
1
3,O
3,l
2,9
6,6
3,s
, 17,s
12,59
2,4
2,4
2,4
"ellophan vor Kupfer
15,2
3,O
17,2
3,O
370
3,0
Y,4
3,5
0,oo
3,2
1,9
1
2,4
3,0
3,O
395
0,oo
3,2
1,9
34)
$1
2,9
S,ti
2,3
16,8
1
3,O
3,l
2,9
6,ti
0,6
14,l
9,37
2,4
3,0
3,O
33
0,oo
Y,2
1,9
______
11,4
._
.~
~
_
3,O
0,oo
3,2
179
0,2 mm
3,5
18,9
s,7
-
3,5
0,oo
3,2
1,9
0,l mm
Cellophan vor Aluminium
1
3,9
3,OO
4,6
$1)
3,05
4,6
25,o
28,O
41,l
48,!)
83,O
I04,Y
222,o
246,3
229,l
219,8
793,5
739,O
497,5
435,4
66,2
51,8
13,9
27,s
22,2
979
21,o
19,o
9,75
7,4
108,O
7,5
705,O
7,o
24,O
625,6
11,3
11,3
14,O
14,l
341,5
12,5
12,9
14,2
14,4
16,l
17,6
15,7
16,9
16,l
17,5
17,9
16,3
8,9
9,6
6,l
11,l
11,2
6,9
11,2
11,5
Cellophrtn vor B ?i
10,4
7,ti
3,9
162 3
21,o
59,l
129,9
1,24
12,4
12,4
20,l
20,o
204
I
40 kV I!
8.8 mm A1 I1
‘ 60 kV
0,575mm Cu
80 kV
1,575 mm Cu
100 kV
2,85mm Cu
120 kV
3,9mm Cn
140 kV
7,Omm Cu
160 kV
9,175mm Cu
180 kV
10,Omm Cu ,
14,05
!1,1
242
115,6
36,4
14,O
20,9
78,0
1Y0,O
20,o
20,5
53,6
31,75
31,75
32,2
14,4
14,O
14,l
14,8
15,2
16,O
16,6
68
14,7
14,l
16,O
15,05
6,3
475
11,04
qo.5
4,8
9,9
4,6
$0
3,9
10,03
4,6
310
14,2
16,O
17,l
7,9
5,O
11,05
10,7
4,6
3,0
3,9
$9
12,4
12,4
12,4
20,o
20,l
20,o
31,7
37,9
31,7
37,9
14,O
31,7
37,9
14,O
__
’160 kV
9.175 mm Cut; 303.0
’ 18OkV
1 ’
10,Omm Cu // 261,3
34,l
35,6
45,o
~
I
39,O
40,l
41,O
433
44,l
14,s
39,8
15,9
16,O
17,2
18,5
_.
.
80 kV
40 kV
Cellophan v i x Zinn
14,7
14,l
16,O
14,9
6,O
471
11,03
995
4,6
3,O
319
12,4
80,O.
31,7
37,9
14,O
14,7
14,l
16,O
14,6
5,s
49
11,03
8,05
476
3,0
34
12,4
20,o
31,7
37,9
14,o
Die Sekzcl2diir&rcshlung fester Elemelzte usw.
949
950
E. Vette
also ziemlich intensiv, niuB aber init steigender Harte der erregenden Strahlung abnehmen.
a) 20 kV (Fig. i). Man erkennt Ton 2 Cellophanschichten
bis Zuni Ende der Abbildung deutlich den monotonen Abfall
der Kurve, der von der Schwachung der charakteristischefi
Strahlung im Cellophan herriihrt. Der steile ,4bfall zwischen
0 und 2 Cellophanschichten berubt auf der Absorption der
Elektronen durch diese. Die Geschwindigkeit der Elektronen
ist ziemlich gering : Vollabsorption durch 2 Cellophanblattchen.
b) 80 k T (Fig. i).Infolge der harteren erregenden
Rontgenstrahlung ist die Intensitat der ungefilterten Elektronenstrahlung vie1 hoher, die Intensitat der charalrteristischen Sekundarstrahlung aber geringer, welch letzteres einerseits in der geringeren Erhebung der mit mehr als 2 Cellophanblattchen gefilterten Kurve iiber den Kaminerwert, andererseits
in ihrer geringeren Neigung zuin Ausdruck kommt.
c) 120 kV (Fig. 7). Die erregende Rontgenstrahlung ist
noch harter : die Intensitat der ungefilterten Elektronenstrahlung nimmt wieder ab; ebenso die Intensitat der charakteristischen Strahlung. Demgegeniiber ist aber die Geschwindigkeit der Elektronen groBer geworden: Tollabsorption durch
etwa 3 Cellophanblattchen.'
d) 180 kV (Fig. 7). Charakteristische Strahlung ist nicht
nachweisbar, denn von 8 Cellophanblattchen ab verlguft die
friiher geneigte Kurve vollig horizontal. Die Intensitat der
ungefilterten Elektronenstrahlung ist zwar noch geringer geworden, aber noch betrachtlich. Ihre Geschwincligkeit ist
noch weiter gestiegen : Vollabsorption durch etwa S Cellophanblattchen.
3. Zinn. Die inittlere Wellenlhge seiner charakteristischen Iio-Strahlung betragt etwa 0,492 AE. Durch unser
weichstes Strahlengeiiiisch von 20 kV, dessen Grenzwellenlange bei 0,615 BE liegt, wircl sie also garnicht angeregt.
wohl aber durch unsere harteren Strahlengeniische, uncl zwar
von diesen an1 starksten bei 60 kV, Ton den harteren entsprechend weniger. Die Harte der charakteristischen Zinnstrahlung ist bereits so gro8. daB sie dnrch 25 Cellophanschichten Ton 0,025 iiini Dicke nur uin einige Prozent ge-
Die Sekundarstrahlung fester Eleniente usw.
951
schwacht wird. Hier tritt also der oben besprochene Fall
ein: daB die C-Kurve der Fig. 5 nahezu horizontal verliiuft.
a) 40 kV (Fig. 8). Die charakteristische Strahlung ist
bier angeregt, aber, wie Fir unter VII. uaher bespreehen
werden, nicht voll, da nur ein Teil des erregenden Spektruws
kurzwelliger ist als die Absorptionsbandkante des Zinns pgl.
Fig. 1). Die Ionisatioii durch die charakteristische Strahlung
il
Fig. 8
betragt
- etwa 20 Proz. des Kammerwertes. Iin iibrigen zeigt
die Kurve fur mehr als 2 Cellophanblattchen die iioch ehen
wahrnehmbare, durch Schwachung der charakteristischen
Strahlung im Cellophan verursachte Neigung. Die Ionisation
durch Elektronenstrahlung betriigt etwa I 10 Proz. des Kaminerwertes.
b) 60 kV (Fig. 8). Dank der hiirteren Erregerstrahlung
ist die Elektronenemission hier auf etwa 250 Proz. des
952
E. Vette
Kammerwertes gestiegen. Aber auch die Ionisation durch die
charakteristische Strahlung ist auf mehr als 40 Proz. gestiegen, da hier, wie Fig. l lehrt, das ganze Spektrum der
auffallenden Strahlung harter ist als die Absorptionsbandkante
des Zinns. Wegen der grBBeren Intensitat der charakteristischen Strahlung tritt hier die geringe Neigung der Kurve
von 3 Cellophanblattchen ab noch deutlicher hervor als bei
40 kV.
c) 120 kV (Fig. 8). Nachdem die Elektronenemission bei
etwa 80 kV ihr Maximum uberschritten hat, macht sie hier
nur noch etwa 420 Proz. des Kammerwertes aus. Die Geschwindigkeit der Elektronen ist indessen merklich gestiegen
(3 Cellophanblattchen). Aber auch die Intensitat der charakteristischen Strahlung ist auf etwa 14 Proz. gesunken, da die
erregende Strahlung wesentlich kurzwelliger ist als die Absorptionsbandkante der K-Strahlung des Zinns.
d) 180 kV (Fig. 8). Die Elektronenernission ist weiter
auf etwa 260 Proz. gefallen, die Elektronengeschwindigkeit
ist weiter gestiegen (6 Cellophanschichten). Der horizontale
Teil der Kurve fallt, ebenso wie bei den nicht in Kurvendarstellungen wiedergegebenen MeBreihen bei 140 kV und
160 kV, fast mit dem Kammerwert zusammen. Dieser U m stand beweist, daB, wenn uberhaupt eine Wellenstrahlung
vorhanden ist, ihre Intensitat nur sehr gering sein kann. Ob
dies charakteristische Strahlung oder Streustrahlung ist, laBt
sich nicht entscheiden. Dieser Umstand beweist aber, daB
die bei den niedrigen Kilovoltzahlen gemessene Wellenstrahlung reine charakteristische Strahlung sein muB. Denn wenn
man die bei harten Erregerstrahlungen beobachtete, an der
Wahrnehmbarkeitsgrenze liegende Wellenstrahlung ganz als
Streustrahlung deutet, so mu8 diese bei den weichen, oben
besprochenen Strahlungen eine weit geringere Intensitat besitzen, die gegeniiber der dort recht intensiven charakteiistischen Sekundarstrahlung vdlig in den Hintergrund tritt,
4. Blei (Fig. 9). Hinsichtlich der Elektronenstrahlung gilt
hier im wesentlichen dasselbe wie beirn Zinn; nur ist sie fur
dieselbe Erregerstrahlung beim Blei stets intensiver als beim Zinn.
Besonders interessant liegen hier die Verhaltnisse fur die
charakteristische Strahlung. Die Wellenlange der K-Strah-
Die Sekundarstrahlung fester Elemente usw.
953
lung des Bleies miBt etwa 0,17 AE, diejenige seiner L-Strahlung etwa 1,17 AE. Durch 25 Cellophanblattchen von 0,025 mrn
Dicke wiirde groBenordnungsmaBig die K-Strahlung urn 2,5 Proz.,
die L-Strahlung urn 29 Proz. geschwacht werden. Wiihrend
also die Schwachung der H-Strahlung an der Wahmehmbar-
Fig. 9
keitsgrenze liegt, miiBte diejenige der L-Strahlung deutlich in
Erscheinung treten.
Wie Fig. 1 lehrt. kann die 1;-Strahlung des Bleies erst
bei 100 kV angeregt werden, bei weicheren Strahlungen nicht.
Wohl aber wird schon bei 30 kV die L-Strahlung des Bleies
angeregt. Tatsschlich zeigen Fig. 9 und Tab. 3 fur 40 kV eine
sowohl ihrer Intensitat wie ihrer Bbsorbierbarkeit nach deutlich
erkennbare Wellenstrahlung: es kann sich hier nur um die
charakteristische L-Strahlung des Bleies handeln. Bei der
harteren Erregerstrahlung von SO kV (Fig. 9) ist ihre Intensitat
bereits merklich gesunken, urn bei noch harteren Strahlungen
ganz zu verschwinden. Demgegenuber ist die Differenz zwischen
E. Vette
954
der MeBkurve und dem Kammerwert bei hoheren Kilovoltzahlen
als 100 kV nls eine Wellenstrahlung anzusprechen, die, entsprechend den Beobachtungen am Zinn, nur zu einein ganz
kleinen Teile aus Streustrahlung, zum wesentlichen Teile ah&
aus der charakteristischen I<-Strahlung des Bleies bestehen aiid.
Von Interesse ist es noch, die Geschli indigkeit der Elektronen an Hand ihrer Absorption in C'ellophan fur denselben
Sekundarstrahler, aber versehieden harte Erregerstrahlungen
miteinander zu vergleichen. Dies geschah in den Figg. 10-12
fur Cu, Sn und Pb. Die reine Elektronenstrahlung nurde dahei
durch dbzug der charakteristischen Strahlung aus den ?Terten
der Tab. 3 entnoininen und fur die Filterdicke S u ll stets gleich
100 Proz. gelaetzt. I n jedem Fall tritt die niit der Harte der
cu
Fig. 10
SO
Fig. 11
Pb
Fig. 12
Erregerstrahlung abueliinende Elelitronenabsorptioll deutlich
hervor. Der Tergleich zwischen Cu uiid Sn laBt auch deutlich
erkennen , daM fu r gleiche Erregerstrahlungen die dbsorptiou
der Elektronen beim Cu geringer ist als beini Sn, da bei
ersterein die Abtrennungsarbeit geringer ist. uncl die Elektronen
deshalb griiBere Geschm-indigkeit besitzen.
Eine nichtige Folgerung la& sich aus den Figg. 10-12
noch hinsichtlich des Fehlers ziehen, der etwa durch zu geringe
AusmaBe der Ionisationskammer bedingt wurde. Da Cellophan
nach B r a u n und K i i s t n e r (10) ein ideales Luftwandeinaterial
ist, so wird dieReichweite einesElektrons bestimrnter Geschaindigkeit in Cellophan und Luft der Dichte beider Medien umgekehrt
proportional sein. Die Dichte der Luft ist gleich 0,001293.
die des Cellophans murde zu 1,52 bestimmt. Hieraus ergibt
sich, daB eine Luftstrecke. die dein Radius der MeBkainmei6
von 8 cm gleicht, etv a drei ('ellophanschichten entspricht. h u s
Die Sekundarstrahluq fesfer Elentenie usw.
955
den Figg. 10-12 geht nun aber henor, daB fur unsere 120-kVStrahlung die Elektronen keine groBere Reichweite als drei Cellophanschichten haben. Fu r diese uncl weichere Strahlungen kann
durch die MaBe der Kammer also kaum ein Pehler verursacht
worden sein. Bei unserer 180-kV-Strahlung wird indessen die
Ionisation zu gering gemessen, und zwar um etwa 10 Proz. bei
Cu, um etwa 6 Proz. bei Sn und etwa 7 Proz. bei Blei. Man
darf aber nicht vergessen, daB bei den hnrten Rontgenstrahlen
auch die Luftionisation in der Iiammer zu gering gemessen
wird, da die von den Rontgenstrahlen an der Luft befreiten
schnellen Elektronen ebenfalls an den Kanimerwandungen ein
vorzeitiges Ende finden. Der MeWfehler wirkt sich also auf
die Luftionisation, auf die jedes Meflergebnis bezogen wurde,
und auf die Ionisation durch die schnellen Elektronen des
Strahlers im gleichen Sinne aus und hebt sich daher ini
wesentlichen aus dem Ergebnis Ireraus. Ein nennenswerter
Fehler kann also durch etwa zu geringe AusinaBe der Kammer
kaum rerursacht worden sein.
Es ergibt sich nun die Frage, ob es an Hand des besprochenen Materials moglich ist , auf die Ausinessung der
ganzen Cellophanfilterungskurven zu verzichten. statt dessen aber
in jedem Falle auBer dem Kammerwert nur bei unbedecktem
Strahler sowie bei zwei ganz bestiinmten Gellophanfiltern ror
diesem die Ionisation zu messen und auf Grund dieser vier Dateii
die Strahlengattungen zu analysieren. Voraussetzung hiei-fur
ist, daB das diinnere der beiden Cellophanfilter die Elektronen
vollkommen absorbiert. Wie aus den Figg. 10-12 herrorgeht,
ist das bereits bei fiinf Cellophanblattchen Ton insgesamt
0,125 mm Dicke erreicht. Wahlen wir das dunnere Filter
gleich 0,145 mm und das starkere nahezu doppelt so stark zu
0,270 mm, so wird bestimmt reine Wellenstrahlung gemessen.
Aus den bei den beiden Filterstiirken gemessenen Ionisationen
kann man dann extrapolierend auf die Intensitat der Wellenstrahlung bei unbedecktein Strahler schlieBen. Zulassig ist dieses
Verfahren iiberall dort, wo die C-Kurre der Fig. 5 so geringe
Kriimmung aufweist, daB der Fehler bei cler Extrapolation nicht
ins Gewicht fallt. Es mare also dieser Fehler fu r die verschiedenen, in Frage kommenden charakteristischen Strahlungen
zu ermitteln.
956
E. Vette
Hierzu mu8 zunachst die Schwachung der verschiedenen
wellenlangen dureh Cellophan bekannt sein. Sls ideales Luftwandematerial kann ihm dieselbe effektive Atomnummer wie der
Luft zugesprochen werden. F u r den Schwachungskoeffizienten
der Luft Ton der Dichte 0,001293 gibt K i i s t n e r (13) an:
p = 0,00331 * A3
+ 0,00022,
wobei h die Wellenlange der geschwachten Strahlung in AngstromKinheiten bedeutet. Die Dichte des Cellophans wurde zu 1,52
bestimmt. Der Schwachungskoeffizient f a r Cellophan kann d a m
1,52 :0,001293 ma1 so groB angenommen werden und ergibt sich
damit zu
p = 3.90 ii3+ 0.26.
-
Diese Forrnel triigt dem Comptoneffekt zwar nicht Rechnung;
da es sich im vorliegenden aber nur um leicht absorbierbare,
weiche Strahlungen handelt, so ist dies ohne Bedeutung.
Es moge zunachst die Gultigkeit dieser Formel gepriift
werden. Hierfiir ist die Cellophanfilterungskurve an Cu bei
20 kV (Fig. '7) am geeignetsten, da die charakteristische Strahlung bei ihr verhaltnismafiig intensiv auftritt. Rechnen wir,
um alle Elektronen sicher ausgeschaltet zu when! den Intensitatsabfall zwischen 6 und 25 Cellophanblattchen, so ergibt
sich aus dem Sbfall der Ionisation nach Tab. 3 der Wert
6,94 : 17,2 = 0,40. Setzen wir die charakteristische K-Strahlung
des Cu im Mittel gleich 1,54AE, so folgt fur 25--8= 19 Cellophanfolien von je 0,0025 cm Dicke nach obiger Forrnel pd =0,690
und e - t c d = 0,50. Wenn sich somit aus den ziemlich kleinen,
beobachteten Effekten und nach der Formel nur ein Unterschied von 20 Proz. ergibt, so diirfte obige Formel geniigen,
um mit ihrer Hilfe den Wert des gesuchten, als Iiorrektur einzusetzendenExtrapolationsfehlers hinreichend genau abzuschatzen.
I n Tab. 4 sind die Schwachungswerte der charakteristischen
Strahlungen mehrerer Elemente fur verschiedene Cellophanschichtdicken nach obiger Formel berechnet. TVie eine einfache
Proportionalrechnung lehrt, ergeben sich dann bei Extrapolation
a m den Filterdicken 0,145 und 0,270 mm Cellophan die in
Tab. 4 berechneten Fehler, die als Korrekturen am MeBergebnis
nnzubringen waren. Von Selen an aufwarts ist die lineare
Extrapolation vollkommen genan genug ; fur die Elemente von
__
Element
-.
I
I 1 I
1 1
1 1
Cr Fe Ni Cu Zn Se iMo Rh Pd / A g Cd Sn
...
. .. .. . .
.
Atomnummer
24 26 28 29 30 34 42 45 46 47 48 150
Schwschungskoeffizient
41,O 28,6 18,O 14,s 11,9 5,53 1,70 1,17 1,06 0,95 0,86 0,72
=~~
Korrektur in
30,2 12,O 5,2 3,l 2,5
0,64,0,060,04 0,03 0,OZ 0,01 0,OO
VI. Die Meesungen
Fur jeden einzelnen Strahler und fur jedes einzelne
Strahlengemisch wurden, entsprechend den vorstehenden Ausfuhrungen! vier Werte bestimmt? deren jeder das Mittel aus
E. Vetk
958
einer groReren dnzahl von in zyklischem Wechsel vorgenoinmenen
Einzelbeobachtungen darstellt. Die vier Werte waren die folgenden (Fig. 14):
1. Wert I: die Ionisation bei unbedecktem Strahler.
2. U-ert IS: die Ionisation ohiie Strahler (Karnmerwert).
4 . U'ert 111: die Ionisation bei mit 0,145 mm Cellophan
bedecktem Strahler, und
4. R e r t IV: die Ionisation bei mit 0,270 mm Cellophan
bedecktem Strahler.
'R
I
I
i
tI
I
l
&k mm
ce///ahan
&To
Fig. 14
$us den gegebenen Filterdicken berechnet sich cler Extrapolationswert V zu
Mit seiner Hilfe findet man die stets auf den Karnmerwert I1
bezogenen, gesnchten GroBen:
1. die reine Elektronenstrahlung
und
2. die reine Wellenstrahlung
J,=
V - I1
IV
-- =
I1
- I1 + (111 - IV) * -.
2,16
I1
Die Sekundarstrahlung fester Ebmente usw.
959
Hieran wurden noch die Korrekturen entsprechend Tab. 4 angebracht (durch Addition bei Jw und durch Subtraktion bei JE’.
Die ganzen Messungen wurden zweimal unabhangig voneinnnder durchgefuhrt. Und zwar wurde bei der ersten Serie
das Material des Strahlers bei konstanter Strahlenqualifat geBndert, wahrend bei der zweiten Serie die Strahlenqualitat bei
demselben Strahler geiindert wurde. Die Ergebnisse fur die
Elektronenstrahlung und die Wellenstrahlung als Vielfaches des
Iiammerwertes sind in den Tabb. 5 und 6 enthalten. In beiden
Fallen ergeben sich glatte Kurven fur die Emission in Abhangigkeit von der Strahlenharte. Das wesentliche ist, clafi sich
sowohl fiir die Elektronenstrahlung wie fur die charakteristische
Sekundarstrahlung alle Einzelheiten im Verlauf der Iiurven
gleichen. Trotzdem weisen die absoluten Betrage der in beiden
Fallen beobachteten Ionisationen bisweilen merkliche Unterschiede auf. Da indessen wiederholt darauf hingewiesen wurde
[Berg und E l l i n g e r (9), E s p e (111, dafi cler Bbsolutbetrag der
Elektronenemission durch die Oberflachenbeschaffenheit des
Strahlers stark beeinflufit wird, mas auch durch die weiter oben
geschilderten Versuche bestatigt wurde , so diirfte hierauf
weniger K e r t zu legen sein als anf den Verlauf cler Emission
beider Strahlenarten in dbhangigkrit von der H k t e der Erregerstrahlung. 1st doch gerade bei der hier angewandten Ionisationsmethode der ,4bsolutbetrag der Emission auf die Luftionisation
in der Kammer bezogen, und diese ist der Kammerlange proportional. Bei anderer Kammerlange hdtte sich daher auch
ein anderer Relativwert ergeben. Gerade der Umstand, daB bei
der ersten Mefireihe, bei der das Material des Strahlers gewechselt und die Strahlung konstant gehalten murde, die
Emission eines bestimmten Strahlers in Abhangigkeit von der
Strahlenharte in jedem Falle glatte Iiurven liefert, die in allen
Einzelheiten ihres Verlaufes mit den Ergebnissen der zweiten
MeBserie iibereinstimmen, spricht fur die Zuverlassigkeit der
Ergebnisse hinsichtlich der Harteabhangigkeit der Emission
beider Strahlenarten.
VII. Die Emission charakterietiecher Strahlnng
Wie schon oben ausgefiihrt wurde, war die Ionisation
durch Streustrahlung uberall sehr gering und lag meist an
der Grenze der Wahrnehmbarkeit. Deuten wir daher alle
13A1
16s
24Cr
26Fe
28Ni
29 Cu
30Zn
34Se
42Mo
46Rh
20kV
1
0,104
0,242
0,349
0,335
0,367
0,395
0,448
0,423
-
-
40kV
0,0351 - 0,1421
0,071 - 0,208
0,172 0,147 0,627
0,121 0,281 0,660
'0,156 0,33010,721
10,117 0,29310,675
0,166 0,2811 0,740
10,177 0,229 0,752
0,144 0,017 0,845
0,018 0,024 1,463
1
0,239 0,390 1.122 0,108
1,292 0,187
1,495 0,226
1,316 0,252
1,476,0,302
1,833 0,362
1,850 0,558
3,Ol 0,473
cu
0,575 mm
60kV
~
~
0,250 0,506 1,389 0,100
1,652 0,119
1,959 0,123
2,006 0,131
2,236 0,170
2,919 0,243
3,72 0,342
5,18 0,370
i
1
0,212
0,457
1,388
1,684
2,038
2,060
2,239
3,139
4,410
6,16
-
1
1
1
0,064
0,018
0,034
0,076
0,071
0,097
0,138
0,796
0,932
1,206
1,342
1,564
2,318
3,370
1
I
0,079
0,021
0,045
0,009
0,030
0,040
0,061
0,576
0,642
0,843
1,018
1,199
1,753
2,778
0,075
0,037
0,017
0,036
0,033
0,079
0,055
cu
9,175mm
160 kV
0,090
1 /0,236
7,O mrn
140kV
- 0,131
- 10,296
3,(jC%rn
12OkV
0,164
0,373
0,098 1,163
0.051 1,383
0,067 1,673
0,096 1,833
0,107 2,115
0,144 2,762
0,210 4,15
0,244 6,13
0,262 6,49
0,267 6,012
0,298 5,73
0,270 5,778
0,281 6,525
0,346 5,165
0,365 7,03
0,340 8,173
0,350 10,8
0,253 12,OH
0,196 10,33
0,205 10,925
0,097 8,949
0,034 9,28
cu
2,85 mm
100 kV
Tnbelle 5
1,5Fumm
8OkV
t
0,074
0,235
0,45C
0,512
0,662
0,83C
0,984
1,432
2,39
0,087
0,031
0,016
0,040
0,033
0,076
0,085
0,075
0,071
0,082
0,090
0,090
0,090
0,095
0,154
0,247
0,264
0,282
0,368
0,319
0,348
0,389
i
-
AB
2%
".e
sz
-_
180kV
3
co
o
Q,
Die Sekurtdtirstrahlurzg fester Elevnertte usw.
Annalen der Physik. 5. Folge. 5.
64
961
963
E. Vette
beobaclitete M'ellenstrahlung als charakteristische Sekundarstrahlung, so diirften wir damit cler Wirklichkeit verhaltnismai3ig nahe kommen.
I n den Figg. 15- 16 zeigt die Xonisation durch die charakteristische Strahlung einen in1 allgemeinen wellenformigen
Verlauf, wobei die Maxima und Minima sich rnit der Atoin-
Die Sekundarstrahlung fester Elernente
USUI.
963
Die Wellenstrahlung TV wurde in doppeltem MaBstabe eingetragen
Fig. IG
63 *
964
E. Vette
nummer des Strahlers verschieben. Die Deutung dieses Tatbestandes ergibt sich leicht, wenn man, wie dies in Fig. 1 7
geschehen ist, die Emission der charakteristischen Strahlung
fur Erregerstrahlung konstanter Harte in Abhiingigkeit von
der Atomnummer des Strahlers darstellt. Betrachten wir zunachst die so fur unsere weichste Strahlung von 20 kV erhaltene liurve. F u r niedere Atomnummern (Al, S) ist die
Intensitat der charakteristischen Strahlung verschwindend
klein. I n Dbereinstimmung mit der weiter oben gegebenen
Deutung kommt das daher, daR die charakteristische Strahlung von A1 und S zu langwellig ist, um Ton unserer 20 kVStrahlung noch zu merklicher Intensitat erregt zu werden.
J e hijher aber die Atomnummer eines Strahlers ist, desto
naher liegt die Absorptionsbandkante seiner charakteristischen
I<-Strahlung der mittleren Wellenlange unserer Erregerstrahlung von 20 kV, und desto intensiver muB er seine charakteristische Strahlung emittieren , wodurch der Anstie.g in
Fig. 17 bis zur Atomnummer 30 zu erklaren ist. Vergleichen
wir nun die Absorptionsbandkanten der schweratomigen Elemente, die am oberen Rande der Fig. 1 eingetragen sind, mit
dem Spektrum unserer 20 kV-Strahlung, so zeigt sich, daB
beim Se (34) nur noch ein Teil des ganzen Spektrums, dessen
samtliche Wellenlangen die liammerwert-Ionisation bedingen,
zur Erregung der charakteristischen Selenstrahlung beitragen
kann, da dessen I<-Absorptionsbandkante bereits in dieses
Spektrum hineinfallt. Die in Fig. 1 7 fur Selen erhaltene Intensitat muBte deshalb eigentlich mit einem Bruch multipliziert werden, in dessen Nenner der Flacheninhalt unseres
20 kV-Spektrums von seinem kurzwelligen Ende bei 0,615 AE
bis zur Absorptionsbandkante der Selen -K-Strahlung bei
0,98 AE steht, wahrend der Zahler den ganzen Flacheninhalt
dieses Spektrums enthalt. Da der Wert dieses Bruches
groBer als 1 sein muB, so wiirde dadurch die von Se erhaltene Emission charakteristischer Strahlung im richtigen Sinne
vergroBert. Bei Mo (42) erweist sich die charakteristische
K-Strahlung in Fig. 1 7 als verschwindend klein. Ein Blick
auf Fig. 1 lehrt, daB seine Ii-Absorptionsbandkante durch das
kurzwellige Ende unserer 20 kV-Strahlung noch nicht erregt
wird. Dasselbe gilt fur alle Elemente hoherer Atomnummera.
Die Sdcundarstrahlung fester Elemelzte usw.
Q6
115
674
43
672
07
0
Fig. 17
965
966
E. Vefte
Trotzdeiii zeigt die 20 kV-Kurve der Fig. 1 7 fur schweratomige Elemente wieder einen Anstieg. Er riihrt daher, daW
die unter dem oberen Rsnde von Fig. 1 ebenfalls eingetragenen L-Absorptionsbandkanten der mittleren Wellenlange
unserer 20 kV-Erregerstrahlung um so niiher riicken, je schweratomiger das bestrahlte Element ist, wodurch die Emission
seiner charakteristischen Strahlung immer intensiver angeregt
wird. K i hr e nd also das Maximum links bei der unteren
Kurve der Pig. 1 7 der Emission charakteristischer K-Strshlung zuzuschreiben ist, riihrt der Anstieg rechts von der
Eniission cler charakteristischen L-Stralilung her.
Gehen wir zu nnserer 40 kV-Strahlung iiber, deren Spektrum zwischen 0,31 und etwa 0,55 BE liegt, so werden hierclurch die Elemente his Zuni 13a (56) merklich zur Emission
ihrer charakteristischen I<-Strahlung angeregt. Wiederum
zeigt die Kurve der Fig. 17 ein Maximum, das hier etwa bei
cler Atomnummer 40 liegt. Betrachten wir nun die Lage der
Absorptionsbandkanten der Elemente Rh (15) bis Ba (56) in
unserem 40 kV-Spektrurn, so zeigt sich, daB der oben genannte Bruch (Flacheninhalt des gennnnten Spektrums dividiert durcli dessen Flilcheninhalt von der Grenzwellenlange
bis zur Sbsorptionsbandkante) um so
gr6Wer wird, je schweratomiger ein bestrahltes Element ist. Die MeBpunkte
auf dem absteigenden Aste miifiten
also wesentlich hoher liegen; das Maximum
muBte verschwinden und an der
2,
/
Grenzwellenliinge Tiirde ein steiler
F
Abfall der Eurve suftreten , wenn die
Z
charaliteristische Strahlung durch monocliromatische Strahlung von derselben
Fig.18
m’ellenliinge wie die Grenzwellenliinge
des Spektrums erregt wiirde. Da diese aber der Sbsorptionsbandliaute derjenigen Elemente, die den Anstieg der Kurve bis zum
Maximum in Fig. 1 7 bedingen, ferner liegen wiirde : ~ l sdie
mittlere Wellenlange unseres Bpektrums, so miirde die Intensitiit der charakteristischen Strahlung dieser Elemente geringer
sein, so daW der in Fig. 18 schematisch wiedergegebene
Iiurvenzug a in den Kurvenzug b iibergehen wurde.
I!
Die Sekundarstrahlung fester Elemente usw.
967
Was fur die beiden weichsten Strahlengemische gesagt
wurde, 1aBt sich in Fig. 1 7 auch fur die hiirteren Strahlungen
verfolgen.
J e hiirter die Erregerstrahlung, desto weiter riickt das
Maxiniuin ebemo wie der FuBpunlit des Kurvenabfalls rechts
davon in Richtung hoherer Atomnuinmern: er liegt immer bei
demjenigen Element, dessen Absorptionsbandkante eine Spur
kurzwelliger ist als die Grenzwellenliinge der Erregerstrahlung.
VIIL Die Elektronenemission
A. D i e E l e k t r o n e n e m i s s i o n i n A b h a n g i g k e i t v o n d e r H a r t e
der Rontgenstrahlen
Wie die Figg. 15 uiid I 6 lehren, zeigt die Elektroneneniission aller Elemente relativ zur Luftionisation fur Erregerstrahlungen mittleren Hartegrades ein ausgesprochenes
Maximum. Dasselbe Maximum hat K i i s t n e r (14) zuerst bei
der Rontgenleitf Rhigkeit des Selens anfgefunden, die ebenfalls
auf Elektronenemission beruht. Er konnte zeigen, daB dies
Maximum der Elektronenemission des Selens relativ zu derjenigen der Luft dadurch entsteht, da8 zu den Photoelektronen
noch die Comptonelektronen hinzukonimen. GI o c k e r (15),
sowie H o l t h u s e n und A s c h e r (2) hnben die Theorie der
Elektronenemission seitdem wesentlich vertieft und ausgebaut.
Auch bei ihnen wird das Zustandekommen des Maximums
durch die Wechselwirkung zwischen Comptonelektronen und
Photoelektronen bedingt, deren Anregungsgrenze (Absorptionsbandkante) auBerhalb des untersuchten ~~ellenlangenbereichs
liegt. Das Maximum tritt bei allen als Sekundarstrahler dienenden Elementen auf und wird, was ausdriicklich betont sei,
nicht etwa durch eine Absorptionsbandkante verursacht. Uer
Kurze halber miige daher im folgenden jener Verlauf der
Elektronenemission der Elemente, der, relativ zur Luftionisation, bei mittleren Hiirtegraden der Erregerstrahlung ein
Maximum zeigt, als die ,,Normaleinission" bezeichnet werden.
Fallt, ganz abgesehen hiervon, eine Absorptionsbandkante des
bestrahlten Elements in den untersuchten Hartebereich, so
wird sich nach oberschreiten derselben eine Zunahme der
Elektronenemission zeigen, die der Kurze halber als ,,charakteristische Emission(( bezeichnet werden moge. Inwieweit a n
968
E. Vette
dieser die Elektronen weiter auBen liegender Schalen beteiligt sind, die durch interatomare N'iederabsorption der jenseits der Bandkante emittierten charakteristischen Strahlung
befreit wurden, sol1 dabei nicht beriicksichtigt werden.
Fig. 19
Es wurde nun zunachst gepriift, welchen EinfluB der
Homogenitatsgrad der verwandten Strahlengemische auf die
EinzelmeBwerte ausiibt. Als Sekundarstrahler diente Blei.
Die Messungen wurden bei 60, 80, 120 und 1SO kV ausgefiihrt, und zwar jedesmal bei Kupferfilterung zunehmender
Dicke. Die Ergebnisse zeigt Fig. 19. Alle 4 Kurven zeigen
Die Sekundarstrahlung fester Elernente usw.
969
einen ausgesprochenen Konvergenzcharakter. Wie Fig. 16
(Pb) lehrt, befinden wir uns bei 180 kV auf dem absteigenden
Aste der Emissionskurve. Bei konstant gehaltener Spannung
muB mit zunehmender E'ilterdicke die Strahlung sowohl homogenisiert als auch gehartet werden, da die Grenzwellenlange
unveriindert bleibt und nur die weichen Anteile des Spektrums mehr und mehr unterdriickt werden. Daher kommt es,
daB sich bei derselben Spannung, aber bei steigender Filterung und damit verbundener Hartung der Strahlung der gemessene Emissionswert im gleichen Sinne verschiebt wie bei
obergang zu einer hijheren Spannung, d. h., daB er kleiner
wird. Entsprechendes gilt fur unsere Strahlung von 60 kV,
nur gerade im umgekehrten S h e : starke Filterung bedingt
Harterwerden der Strahlung und clementsprechend riickt der
MeBwert nach oben. Bei SO kV uncl bei 120 kV zeigt sich
ebenfalls Konvergenz gegen einen Grenzwert. Wie ein Vergleich
mit Fig. 16 (Pb) lehrt, befinden wir uns bei diesen beiden
Strahlungen kurz vor einem Maximum ; die Konvergenz ist
also hier von vornherein zu erwarten. Wichtiger ist der Befund, daB sie auch bei 60 und 180 kV, also in Gebieten
steilsten Anstiegs bzw. Abfalls auftritt. Dieser Umstand deutet
darauf hin, daB sich die Emissionskurven hinsichtlich der
Normalemission nicht mehr wesen tlich yon den idealen Kurven
unterscheiden werden, die man durch die Grenzwellenlange der
unseren 1cV-Werten entsprechenden Spektren erhalten hatte.
Zusammenfassend 1aBt sich sagen : wiirde man an Stelle
der in unserer Darstellungsveise gewahlten kV-Zahlen die
ihnen entsprechenden Grenzwellenliingen als monochromatische
Erregerstrahlungen auftragen, so wiirden die Kurven auf der
langwelligen Seite des Maximums etwas starkere Normalemission, auf der kurzwelligen Seite desselben etwas geringere
Normalemission zeigen. Hinsichtlich der Hohe und Lage der
Maxima der Normalemission diirften die Anderungen noch
geringer sein, ausgenommen den weiter unten besprocheneii
Fall, wo ,,charakteristische" Emission die Normalemission iiberlagert.
Um zu zeigen, welcher groBe Fortschritt durch die
starke Homogenisierung der Strahlengemische erzielt wurde,
sind in den Figg. 20-25
die eigenen Emissionskurven und
970
E. Vette
Fig. 20
Fig. 21
Fig. 23
Die Sekundarstrahlung fester Elernente usw.
Fig. 23
Fig. 35
97 1
E. Vette
972
Tabelle 7
Kilovolt
60
114
146
164
Isti
1%
I
Filter
mm
L,, in LE
Iiarton
3,O A1
SO A1
l,o c u
0,4R
0,33
0,27
0,175
0,14
2,o
042
0,s c u
cu
cliejenigen von H o l t h u s e n und A s c h e r (2) wiedergegehen;
die von ihnen benutzten Strahlengemische zeigt Tab. 7. Den
Figg. 20-25 ist dabei statt der kV-Werte fur jedes Strahlengemisch diejenige M’ellenliinge zugrunde gelegt, die nach Fig. 1
dew Maximum seines Spektrums entspricht. Wie man erkennt, wird die Elektronenemission in Abhangigkeit von der
Wellenlange durch unsere homogenere Strahlung wesentlich
feiner analysiert. Die Maxima treten deutlicher hervor; hei
den schwereratomigen Sekundarstrahlern zeigt sich bei H o 1t
h u s e n und B s c h e r kein -4bfall nach der kurzwelligen Seite
hin, n-tihrend er hier lilar zutage tritt, und bei Blei 1aBt der
Kurvenzug V Q I~ I o l t h u s e n und A s c h e r nicht die Auflosung
in zwei Naxima erkennen, die bei der starken F’ilterung
deutlich zur Geltung kommt und weiter unten gedeutet
werden wird.
Aber auch quantitativ stimmen die Emissionswerte von
H o l t h u s e n und A s c h e r vorziiglich mit den vorliegenden
iiberein, wie sicli fiir Rlei zeigen lafit. I n Fig. 25 wurde von
H o l t h u s e n und A s c h e r bei GO kV und Kartonfilter die
Emission zum 1,38 fachen des Kammerwertes bestimmt (vgl.
0,49 AE!), wahrend die rorliegencle Untersucliung bei GO kV
und 0,575 mm Cu das 3,8fache der Kammerwertes ergab (vgl.
0,2G BE!). Die vorliegende Untersuchung liefert bei GO kV
also eine 3,s: 1,39 oder 2,73mal so starke Emission wie diejenige von H o l t h u s e n und A s c h e r . Die Kurve fur 60 kV
der Fig. 19 lehrt uns, daB sich die Ionisationen bei 0,575 mm
Cu und bei fast ungefilterter Strahlung etwa wie 3,25 : 1 oder
wie 3,25 verhalten, was init dem Werte 2,73 befriedigend
iibereinstimnit, wenn man bedenkt, daB die F’ilterung infolge
-
Die Sekundarstrahlung fester Elemente usw.
973
verschiedener Rohrenglasdicke sowie die Reinheit und Oberflachenbeschaffenheit der Strahler in beiden Fallen verschieden
gewesen seiu mijgen. Ferrter zeigt die Knrve der Fig. 19 fur
1SO kV, daB die Emission fur 1 und 2 mm Cu-Filter nahezu
die gleiche ist: kein Kunder, daIj H o l t h u s e n und A s c h e r
bei ihren beiden hartesten Strahlungen . von 186 kV und 1
bzw. 2 mm Cu-Filter fast denselben Emissionsnert, und m a r
das 6,16fache des Kammerwertes fanden: unser hktestes
Strahlengemisch von 180 kV und 10 mm C'n liefert nach
Pig. 19 nur 6,56: 7,60 = 86,5 Proz. der Emission, die bei
180 kV und 2 mm Cu erhalten wurde. Durch Extrapolation
der Emissionskurve fur Blei in Fig. 16 diirfen wir schlieBen,
daB wir bei 186 kV und 10 mm Cu etwa das 5,63fache des
Kammerwertes gemessen hiitten. Dieser R e r t miiBte also
86,5 Proz. desjenigen von H o l t h u s e n und d s c h e r darstellen,
Reduktion liefert 5,63: S6,5 = 6,5, was mit dem U'erte 6,16
von H ol t h u s e n und As c h e r wiederum so gut iibereinstimmt,
als nur erwartet werden darf. Man erkennt, daB die nach
Fig. 25 recht starken Unterschiede der Ergebnisse von H o l t h u s e n und A s c h e r und der vorliegenden Arbeit zu reclit
guter ~?bereiastimmunggebmcht merden kiinnen, menn man
die Verschiedenheit der benutztcn Strahlengeinische quantitativ
beriicksichtigt.
Bekanntlich zeigt bei abnehmender Wellenlange der Erregerstrahlung die Elektronenemission, sobald die Absorptionsbandkante des Sekundarstrahlers uberschritten ist, einen
sprunghaften Anstieg, um alsdann mit Harterwerden der Erregerstrahlung wieder abzunehmen: die Elektronenemission
geht hier mit der Emission charakteristischer Strahlung
parallel. Mit Hilfe der Fig. 1 kann man sich daher leicht
einen Uberblick verschaffen, bei welchen der von uns verwandten Strahlengemische die charakteristische Elektronenemission eines Elements angeregt wird, und wie intensiv dies
im Einzelfalle geschieht. Diesen nberblick gibt Tab. 8. Fur
die Deutung der Emissionskurven der Fig. 15 und 16 sind
drei Gruppen zu unterscheiden (Tab. 8):
1. Die leichtatomigen Elemente (hier A1 und S), bei
denen unsere weichste Erregerstrahlung von 20 kV so kurzwellig gegenuber der I<-Absorptionsbandkante dieser Eleinente
E. Vette
974
Element
Cr
Fe
Ni
CU
ZU
Atomnummer
'
K-Elektronenemission
24
2s
29
30
bei 20 kV-Strahlung Maximalemission iiberschritten
sinkt stark bis 80 kV-Strahlung
bis GO kV nicht emittiert,
bei 80 kV beginnt schwaehe Emission, die bis zu
einem Maximum bei 140 bis 160 kV ansteigt
ist, da8 in Ubereinstimmung init unseren weiter oben geniachten Annahmen und mit Fig. 1 7 die durch die Absorptionsbandkante bedingte Diskontinuitat in der Emission sowohl
charakteristischer Strahlung als auch der Sekundarelektronen
innerhalb cles von uns untersuchten Hgrtebereiches keine Rolle
spielt; A1 und S'zeigen reine ,,Normalemission".
2. Die schwerstatomigen Eleinente (hier P b und Bi), bei
denen der dnrch nberschreiten der I<-Absorptionsbandkante
bedingte Anstieg der Elektronenemission zwar in den untersuchten Hktebereich, aber neben das bei mittleren Htirtegraden auftretende Maximum der ,,normalen" Elektronenemission fallt. XJie aus Fig. 1 hervorgeht, ist die I<-Absorptionsbandkante von Pb und Bi noch kurzwelliger als die
Grenzwellenlange unserer 80 kV-Strahlung, so daW die mit der
Die Sekundarstrahlung fester Elemente usw.
975
Emission charakteristischer I<-Strahlung verbundene Sekundarelektronenemission hier noch nicht auftritt. Wohl wird diese
aber angeregt bei unseren harteren Strahlengemischen, und
zwar durch unsere 180 kV-Strahlung, wie Fig. 1 lehrt, fast
durch alle Komponenten ihres Spektrums, so daB der MeBpunkt bei 180 kV in dieser Hinsicht angeniihert richtig liegen
wird. Bei den Strahlungen von 100-160 kV indessen triigt
- wie bei der charakteristischen Strahlung - zur Emissionserregung nur jener Teil des erregenden Spektrums bei, der
zwischen dessen Grenzwellenlange uncl
der Absorptionsbandkante des bestrahlr,I \
ten Elements liegt. Der in Fig. 26 mit
I \3
I \=A B bezeichnete DberschuW iiber die
I \%
normale Elektronenemission mii6te also
noch mit jenem Bruch multipliziert
werden, in dessen Zahler der gesamte
Flacheninhalt des auffallenden Spektrums, in dessen Nenner aber nur der
Fliicheninhalt zwischen dessen Grenzmellenlange und der li-Absorptionsbandkante des bestrahlten Elements steht.
Bei monochromatischer Erregerstrahlung
yon derselben Wellenlange wie das kurzFig. 26
wellige Ende des auffallenden Spektrums
wiirde daher die in der schematischen
Fig. 26 als ,,beobachtet" bezeichnete Kurve in den fur ,,wahre
Emission" gestrichelten Kurvenzug iibergehen. Die Trennung
,,normaler" und ,,charakteristischer" Elektronenemission durfte
allerdings auch bei Verwendung monochromatischer Stralilen
dort, wo sich beide iiberlagern, nicht moglich sein, da nur
die Summe ihrer Effekte beobachtet werden k a n a Wesentlich ist indessen, daB in dem hier behandelten Falle,
wo beide Maxima getrennt zum Ausdruck kommen, die Lage
des ,,normalen" Maximums (in Fig. 16 Pb und Bi links) bestimmt werden kann, und daB die Hohe desselben, da es von
keiner ,,charakteristischen'( Ehission iiberlagert ist, in dieser
Hinsicht richtig wiedergegeben wird.
3. Bei den Elementen rnittleren Atomgewichts liegt der
durch nberschreiten iler K-Bbsorptionsbandkante bedingte
976
E. Vette
Anstieg der Elektronenemission dem Maximum der Normalemission so nahe, daB sein Maximum nicht mehr vom Normalmaximum getrennt auftritt. Infolgedessen wircl durch Uberlagerung beider Effekte ein gemeinsames Maximum beobachtet. Es fragt sich nun, inwieweit die Lage des ,,Normalrnaximums" hierdurch verschoben wird.
Bei den Elementen Cr (24) bis Zn (30) liegt das charakteristische K-Maxiinuni unterhalb unserer 20 kV-Strahlung;
unsere SO kV-Strahlung (im Mittel 0,2 AE) ist bereits so vie1
kurzwelliger als die K-Sbsorptionsbandkante dieser Elemente
(Cr : 2,062 AE ; 211 :1,396 AE), daW ihre charakteristische Emission bei 80 kV bereits als sehr gering angesehen werden darf.
Hieraus folgt, da13 das fiir diese Elemente xwischen S-1- und
86 kV gefundene Maximum durch die charakteristische I<-Emission nicht beeinfldt ist und als reines Maximuin der Normalemission angesprochen werden clarf.
Auch beim Se (34) diirfte die bei etwa 40 kV-Strahlung
bereits nicht mehr maximal vorhandene Ti-Elektronenemission
die Lage des Normalmaximums bei 89 kV nicht beeinflussen.
Demgegenuber diirfte bei den Elementen Dlo (42) bis Sb
(51) das llaximum zu weit nach links verschoben erscheinen.
Denn das durch die li-Elelitronenemission bedingte Maximum
riickt nun mit zunehruender Atomnummer des Btrahlers dem
Normalmaxinium von links her inimer naher, was sich an der
wesentlich breiteren Form des Maximums in den Figg. 15 11. 16
zu erkennen gibt, und was man auch a n dem Verlanf der
Emission charskteristischer Strahlung verfolgen kann , deren
beobachtete Emission gleichfalls in die Figg. 15 und 16 eingetragen ist, und zwar in doppeltem MaBstabe. Bei Ba (56)
und Ce (58) liegen beide Maxima einander offenbar zienilich
nahe; das beobachtete Masniium ist hier besonders flach.
Bei den Elementen Ta (73) bis AU (79) ist das durch die
K-Elektronenemission bedingte Maximum bereits iiber das
Normalmaximum nach rechts hiniibergeriickt und l%Btes daher
als nach rechts verschoben erscheinen. Zviar kann man beide
Maxima noch nicht trennen; die Kurven der Fig. 16 bei Ta
(73), I r (77), P t (78) und Au (79) zeigen nur einen rnit wachsender Atomnummer zunehmenden Einick. Deutlich aber tritt
die Trennung beider Maxima bei Pb (82) (Fig. 16) und Bi (53)
Die Sekundarstrahlung fester Rleemente usw.
977
(Fig. 16) in Erscheinung, mie oben besproclien wurde. Die
Normalmaxima liegen fur diese Elemente bei etwa 8 4 kV in
unserem Strahlenspektrum.
Zusammenfassend ltann nian sagen : die Normalmaxinia
sind riclitig beobaclitet fur die Kleniente A1 (13) bis Se (34),
fur Pb (82) und Bi (S3), sowie ziemlich richtig fur Ba (56)
und Ce (58). Zu weit nnch langen Jyellenliingen zu ersclieinen
die Maxima rerschoben bei den E!lementen Mo (12) bis Sb (51),
zu weit nach kurzen U'ellenliingeu verschoben bei den Elementen Ta (73) Bis Au (79). Triigt nmi, wie dies in Fig. 27
Die Pfeile geben an, wie sich der Kurvenverlauf wahrscheinlich
bei Messung reiner Normalemission Lndern wiirde
Fig. 27
geschehen ist, diejenigen IGlovoltwerte, bei denen sich die
Maxima zeigen, in Abhiingigkeit Ton den Atoinnummern der
Elemente auf, so erhiilt man einc glatte Kurve: diese geht
ganz stetig von den Maxima der Elemente Ta bis Au durch
die 2. Maxima der Elemente P b und Bi, die nachweislich yon
der I<-Elektronenemission der letzteren herruhren, ein Beweis
dafur, daS die Lage der Maxima bei Ta his Au durch die
K-Elektronenemission verschoben erscheinen muB. Die ausgezogene k'urve diirfte demgegeniiber die Lage der Masima fur
die Normalemission a n g e d i e r t richtig wiedergeben.
Von Interesse ist es, daB H o l t h u s e n uud A s c h e r (2)
mit zunehmender Atoninummer eine Verscliiebung des Maximums nach kiirzeren Rellenliingen zu finden. Die Torliegenden MeBergebnisse zeigen in der ersten Halfte des periodischen System denselben Gang, an den sicli aber in der zweiten
Halfte ein entgegengesetzter Gang auschlieBt, so daB das
Annalen der Physik. 5. Folge. 5.
65
978
E. Vette
Maximum der Normalemission fiir die schwersten Elemente
des periodischen Systems wieder bei' derselben Wellenl~nge
liegt wie fiir die leichten.
B. Die E l e k t r o n e n e m i s s i o n in A b h i i n g i g k e i t
v o n der Atomnummer
Wiihrenil die vorstehend beschriebenen Untersuchungen
der Elektronenemission eines bestimmten Elements in Abhangigkeit von der Harte der auffallenden Strahlung zu glatten
Knrven fiihrten, ist es vie1 schwieriger, aus den MeBergebnissen
auf die Emission der verschiedenen Elemente in Abhangigkeit
von ihrer Atomnummer bei einer bestimmten Erregerstrahlung
ZLI schlieBen, da hierbei die Oberflachenbeschaffenheit und die
Reioheit der Strahler sehr stark ins Gewicht fallen. Trotzdem wurde auch dieser Versuch in der Fig. 28 unternommen.
Freilich streuen die MeBpunkte bei dieser Darstellung wesentlich mehr. Man erkennt aber: liegt ein einem bestimmten
Eleinente entsprechender MeBpunkt bei einer Erregerstrahlung
relativ zu seinen Naclibarpunkten im Ralimen des Kurvenxuges zu tief oder zu hoch, so ist dies auch bei den meisten
anderen Erregerstrahlungen der Fall. Dies zeigen z. B. Mo
(43),Ccl (G), Sn (50) und P b (82). Weitere gewichtige Hinweise darauf, wie man durch die streuenden Punkte die Kurve
zu legen hat, geben die Figg. 1 und 17. An Hand der ersteren
von beiden erkennt man, ob die I<-Elektronenemission eines
Elements durch das Spektrum einer gegebenen Erregerstrahlung angeregt mird, ob dies nur teilweise der Fall ist, weil
die K-Absorptionsbandlrante des Elements innerhalb des Erregerspektrums liegt, oder ob die I<-Elektroneneniission voll
erregt wird, weil alle Komponenten des Erregerspektrunis
kurzwelliger sind als die K-Absorptionsbandkante des betreffenden Elements. Aus diesem Grunde sind in der Fig. 28
iiiirner drei Bereiche markiert: ,,VdC
= Vollerregung, ,,T" =
Teilerregung und ,,N" = Nichterregung der I<-Elektronenemission. Da diese mit der Emission charakteristischer
I<-Strahlung parallel geht, SO bietet Fig. 17 hierfiir eine vorziigliche Kontrolle. Dieselbe, bereits oben wiederholt angestellte Uberlegung lehrt, daB bei teilweiser Erregung der beobachtete fjberschuJ3 der charakteristischen Elektronenemission
Die Sekundarstrahlung fester Elemente usw.
979
uber die Nomalemission wieder mit jenem Bruche zu multiplizieren ware, in dessen Zahler der Flacheninhalt des ganzen
Erregerspektrums und in dessen Nenner der Flacheninhalt
Fig. 28
von der Grenzwellenlange bis zur Absorptionshandlrante des
bestrahlten Elei-nents steht. Alsdann ergibt sicli fur die
Fig. 28 folgendes : die ausgezogene Kurve gibt eine mijglichst
gute Mittelung fiber die beobachteten Werte bei Vernach65 *
980
E. Veife
lassigung der durch Obedacheneinfliisse und Verunreinigung
der Strahler herausfallenden Einzelwerte. Die obere punktierte
Kurve deutet an, welcher Verlauf zu erwarten ware, wenn bei
jeder Kilovoltzahl nur die entsprechende Qrenzwellenlange der
Erregerstrahlung wirksam wiire. Sie erheht sicli immer bei
jenen Elernenten uber die ausgezogenc Kurve, die durch
unsere inhomogene Strahlung nus zuni Teil zur Emission der
K-Elelrtronen erregt wurden. Die Kurven fur 40-50 kV
lassen fur die schweratomigen Elemente einen Rereich erkennen, in dern deren K-Elektronen noch nicht emittiert
erclen. Die gestrichelte Verlangerung dieses Kurventeils
deutet clie norinale Elektronenemission der leichteratomigen
Klemente an. llir komnit indessen nur qualitative, keine
quantitative Bedeutung zu. Von Wichtigkeit ist de1- gekrunimte 'ijbergang 1' der ausgezogenen Kurve voin Rereiche Y
voll erregter K-Elektronenemission in jenen Bereicli N , in
clein diese nocli gar nicht erregt wird; dieser fjbergang VOHzieht sicli ini Bereich derjenigen Elemente, die wegen der
Inhomogenit5t unserer Strahlungen nur durch einen Teil derselhen zur I<-Elektronenemission angeregt werden. Die Ergebnisse von B e r g und E l l i n g e r (9) deuten diesen nbergang
ebenfalls schon an, wenn auch sehr wenig ausgepriigt, da sie
als Erregerstrahlungen nur die ungefilterten Strahlengemische
von 54, 120 und 148 kV verwendeten. Sehr gut entspricht
tler von uns gefunclene Verlauf der ausgezogenen Kurve derjenigen, die H o l t h u s e n und A s c h e r theoretisch fur eine
nionochromatische Strahlung von 0,15 AE berechnet haben
(Fig. 29). Indessen zeigt ihre Iiurve gerade fur nionochromatisclie Strahlung den kontinuierlichen Ubergang aus dem Bereiche V in den Bereich N , wahrend die vorliegenden MeBergebnisse diesen kontinuierlichen fjbergang fur inhomogene
Strahlung aufweisen und in ihrer Umdeutung fur homogene
Strahlung den punktierten sprunghnften fibergang anzunehmen
zwingen.
Einen interessanten Beitrag zu unserer Umdeutung der
Torliegenden MeBergebnisse an inhomogener Strahlung auf
monochroinatische liefert der Vergleich der Kurven f u r 80, 100
und 120 kV hinsichtlich der schwerstatomigen Elementgruppe
Ta (73) bis Bi (53). Wahrend von den sieben untersuchten
Die Sekundarstrahlung fester Elemente usw.
981.
Elementen bei 80 kV nur die drei leichtesten schwach erregt
werden, die vier schwerstatomigen aber gar nicht, und die
Emission der ganzen Gruppe daher eine steigende Tendenz
aufweist, sind bei 100 kV alle 7 Elemente zur Emission von
K-Elektronen angeregt. Die Anregung ist aber (wegen der
Lage ihrer Absorptionsbandkante in1 auffallenden Spektrum)
bei Ta und W weit intensiver als bei den letzten 5 Elementen, so daD das recbte Ende der Kurve bei 100 kV wieder
abfallt. Bei 120 kV inclessen ist die Harte des auffallenden
0
70 Zo 30 W 2 5 0 60 70 80 LW
Fig. 29
Spektrums bereits so groR, dd3 die Folge der MeRpunkte bereits wieder einen Anstieg zeigt. Mit weiterer Hartesteigerung der auffallenden Strahlung streckt sich dieser letzte
Kurventeil imrner mehr.
Von allen Kurven zeigt diejenige unserer 100 kV-Strahlung den steilsten Anstieg mit zunehmender Atomnummer.
Der beobachtete Effekt setzt sich dabei aus normaler Elektronenemission und TI-Elektronenemission zusammen.
H o l t h u s e n und A s c h e r haben theoretisch abgeleitet,
daB die reine Elektroneoemission als Vielfaches des Kammerwertes fur ein Element der AtomnummerZ gleich ( Z 3 - ZT,3)-lop4
sein musse, wobei Z L die effelrtive Atomnummer der Luft ist.
Danach lieBe sich fur zwei Elemente das Verhaltnis ihreT
Elektronenemission berechnen. I n Tab. 9 sind die von H o 1th u s e n und A s c h e r beobachteten und berechneten Emissionsverhaltnisse fur Cu :Al, Sn :Cu und P b : Cu wiedergegeben,
wahrend ihnen Tab. 1 0 die aus den vorliegenden Messungen
mit Hilfe der Fig. 15 (Al/Cu) und Fig. 16 (Sn/Pb) erinittelten
Werte gegeniiberstellt (bei Cu/Al haben H o l t h u s e n und
E. VeVette
982
Tabelle 9
Emissionsverhaltnis nach H o l t h u s e n und A s c h e r
kv
1
mm
60
114
146
164
186
Karton
3,0 A1
3,O A1
1S6
2;o c u
1
I
Cu/AI
I
Sn/Cu
I
2,84
1,Sti
7.3
9;7
'Pb/Cu
5,3
13,o
0,5 Cu
-
6,4
I
11;2
Pb/Cu
I
20
40
60
80
100
120
140
160
180
0,6 A1
8,8 A1
0,575 Cu
1,575Cu
2,85 Cu
3,0 c u
7,O
Cu
0,175 Cu
10,o c u
I
(314)
5,6
6,9
8,3
8,9
9,s
1,oo
1,56
1,67
2,Ol
2,49
3,14
2,93
2,67
2,60
3,26
3,90
5,82
(9,4)
455
7,35
(091)
(7,9)
4,oo
4,m
SJ3
0,85
In1 iibrigen stininien aber die beiderseitigen Ergebnisse
f'iir Cu/A1 darin uberein, daB das beobachtete Verhdtnis rnit
zunehmender Strahlenhiirte ansteigt; indessen bleibt es in der
vorliegenden tTntersuchung aucli €iir liarte Strahlungen unter
dem theoretischen Wert von H o l t h u s e n uncl A s c h e r , wahrend es diesen in ihrer eigenen Untersucliung iibersteigt.
H o l t h u s e n und A s c h e r geben als mogliche Erklarung hierfiir die zusiitzliche Wirkung der BiickstoSelektronen beim
Kupfer an, der sie auch die von ihnen beobachtete Verschiebung des Maximums der Normalemission bei Cu relativ Zuni
Die Sekundarstrahlung fester Elemente usw.
983
A1 zuschreiben, die freilich in den Ergebnissen der vorliegenden Untersuchung nicht zum Ausdruck kommt. Fiir
Sn/Cu und fiir Pb/Cu finden beide Untersuchungen ganz ahnliche Zahlenwerte: bei Sn/Cu erreichen diese erst bei hgrtesten Strahlungen etwa den theoretischen Wert, bei Pb/Cu aber
erreichen sie auch bei hartesten Strahlungen nicht eininal
50 Proz. dessel'uen. H o l t h u s e n und A s c h e r erkliiren das
damit, daB ,,bei den1 Element mit der hoheren Stellenzahl ein
Teil der absorbierten Energie als U7ellenstrahlnng abgegeben
wird, bzw. daB nur ein Teil der in dem Strnhlengeniisch vorhandenen MTellenlangen nach dem jenseits der Ii-Absorptionsgrenze giiltigen hohen Absorptionswert absorbiert wird. Aus
diesem Grunde wird auch im Verhaltnis der Wandemission
von Sn/Cu der theoretisch zu erwartende Wert von 5,2 erst
bei der liartesten Strahlung erreicht uncl auch hier etwas
iiberschritten. Im Verhaltnis der Wandemission von Cu und
Pb wird dagegen der in1 I<-Gebiet zu erwartende Wert von
22,9 innerhalb des verwendeten Strahlenbereichs nicht annahernd erreicht." Erscheint diese Erldarung fur die von
H o l t h u s e n und A s c h e r benutzten, recht inhomogenen Strahlungen zweifellos berechtigt, so ist sie es sicher nicht mehr
fiir die sehr stark homogenisierten Strahlungen der vorliegenden Arbeit. Denn wie Fig. 1 lehrt, ist das ganze Spektrum unserer Strahlung von 180 kV ulid 10 mm Cu his auf
einen verschwindend kleinen Bruchteil seiner Gesamtenergie
kurzwelliger als die Absorptionsbandkante des Pb, und fiir Sn
gilt dasselbe bereits bei unserer Strahlung von 60 kV und
0,575 mm Cu. Der Umstand, daB trotzdem eine verhiiltnismaBig so gute Ubereinstimmung zwischen den Verhaltniswerten der vorliegenden Arbeit und denjenigen von H o l th u s e n uiid A s c h e r besteht, deutet darauf hin, daB miiglicherweise entweder ihre Erklarung weder fur ihre, no& fur unsere
MeBergebnisse zutrifft, oder dalS der theoretische Wert unrichtig ist.
IX. Die Dioke der wirksamen Oberfliichenschichten
bei der Elektronenemission
Urn die Dicke derjenigen Schichten kennen zu lernen,
aus denen noch Elektronen in nennenswerter Zahl austreten,
981
E. Vette
wurden Folien derselben Dicke, aher steigencler Zahl als
Strahler verwenclet. Die Versuche wurderi tin S l , Ni und Au
ansgefuhrt. Dic 81-Folien wurden von der Firnia Rheinischc
in freundlichster
Blattrnetall A.-G., Qrevenbroich-Pu’ietlerr~~eiii,
Weise zur Verfiigung gestellt, wofur ihr lierzlichst gedankt
sei. Die Ni- uncl Au-Folien Waren Mullerfolien, die yon dem
Laboratorium L)r. K a r l Mey (Charlottenburg) hergestellt iincl
geliefert wurden. Die Dicke der -41-Folien hctrug 0,007 rnm,
diejenige cler Ni-E’olien 0,00185 inin, diejenige der A n - F o h n
0,0016 nim.
Die Untersuchung wurde fur jedes unserer Strahlengeinische besonders folgenderrnahn durchgefiihrt: Zunachst
wurde der Kammerwert I1 (Fig. 14) bestimmt. Alsdann wurden
unter lionstanthalten der Strahlungsbedingungen der Reihe
riach niehr und rnehr Folien desselben Elements als Strahler
verwendet und die zugeh6rigen Ionisationen geniessen. Die
Ionisation stieg im allgemeinen zunaclist mit der Zahl der
Yolien an, um schlieWlich einen Grenzw ert anzunehmen.
Zwisclien diesem und der fur jede Folienzahl gemesseiieri
lonisation wurde die Differenz gebildet, die das Uefizit des
reinen ,,gesattigtenLLSekundarstrahlungsefktes darstellt. Diese
wurde fur jede Foliendicke bzw. Folienzahl in Prozenten des
um den Kammerwert verminderten gesiittigten Emissionseffektes aufgetragen und durcli fortlaufende Bezifferurig an
den Kurven niarkiert. Die in der Pig. 30 wiedergegebenen
Kurven gelten also fur die Sunime sekundarer Elektronenemission und charakteristischer SekundSrstrahlung. Letztere
ist indessen fur Al, wie oben ausgefiihrt wurde, verschwiridencl
klein und auch fiir Au mscht sie bis 100kV, \vie Fig. 16 lehrt,
einen so geringen Prozentsatz der Elektronenemission (iin lonisationsiriafi) ans, dafi sie vernachlassigt werden darf. Roi A1
gelten die Ergehnisse also praktisch fiir reiie Elektroneuemission, und fiir Au bis 100 kV. Umgekehrt liegen die Diuge
nach Fig. 15 fur Ni. W’ahrend der Snteil der charaliterjstisclieii
Sekundarstrahlullgr am Gesamteffekt hier h i harten Strahlnngen
oberhalb SO kV ebenfalls recht gering ist, triigt diese hei den
weichen Stralilungen bis YO kV merklich zuin lonisationseflekt
bei. Das hat zur Polge, dnfi die Ni-Kurven ?xi den niedrjgen
kV-Zahlen erst fur eine unverh&ltnismaiBig groBe Zahl von
Die Sekuwlarstrahbung fester Elemente usw.
985
Folien den Sattigungswert erreichem. D e m die charakteristische Ni-Strahlung besitzt einen weit kleineren Absorptionskoeffizienten als die ~lektronenstrahlung, so daW auch noch
aus tiefer liegenden Nickelschichten charakteristische Ni-Strah-
lung in die Kammer gelangt. Derselbe Effekt zeigt sicli bei
Bu, und m a r am intensivstcn bci mttsinialer Anreguiig durcli
die 120 kV-Strahlung, uin init steigender StrahlenhLte wiedcr
abzunehmen. SchlieBen wir also die Ergebnisse an Ni fur
Strahlungen von 20-80 kV L1nd an Gold fur 120 und 140 kV
aus unseren Betrachtungen aus, so
sich folgendes aussagen:
E. 'C7ette
986
Bei nnseren Strahlungen yon 20 und 40 kV vermogen die
Elektronen bei A1 aus keiner grogeren Tiefe als 0,008 mm,
bei Au aus keiner grogeren Tiefe als 0,0019 mrn auszutreten.
Unter Einwirkung unserer 60 kV-Strahlung gelangen indessen
Elektronen bei beiden Elementen schon aus wesentlich groBeren
Tiefen an die Oberflache. Ganz allgemein gilt: je hiirter die
auffallende Strahlung ist, desto tiefere Schichten beteiligen
sich a n der Elektronenemission. Dies zeigt sich von 100 kV
ab auch in einwmdfreier Weise beini Ni. Ermittelt man ails
den Kurven der Fig. 30 fur die verschiedenen Strahlungen
diejenigen Grenzdicken, aus clenen gerade keine Elektronen
mehr austreten, so ergeben sich durch graphische Interpolation
etwa die Werte der Tab. 11.
T a b e l l e 11
kV
40
60
ao
100
120
140
160
180
A1
Ni
mm
mm
0,008
0,014
0,020
0,025
0,030
0,035
0,039
0,054
-
-
0,010
0,012
0,014
0,017
0,020
Au
mm
Au/AI
1
Au/Ni
0,0019
0,0046
0,0072
0,0096
0,0121
0,0147
0,0171
0,0193
Mittel:
0,44
0,38
Die beiden letzten Spalten geben das Verhaltnis der
Grenzdicken fur B u :A1 und Au :Ni. Dns reziproke Dichteverhaltnis betragt 0,13 bzw. 0,46; es ist betrachtlich kleiner.
Da die Elektronen im Metal1 Geschwindigkeitsverluste
erleiden, so wiire zu erwarten, daR die nur aus einer einzigen
Metallfolie austretenden Elektronen im Mittel eine groBere
Geschwindigkeit besitzen und daher weniger absorbierbsr sind
als die aus einer dickeren Metallschicht austretende Elektronenstrahlung ; denn diejenigen Elektronen , die aus tieferen
Schichten stammen, miissen auf ihrem Wege zur Oberfiache
zahlreichere Geschwindigkeitsverluste erlitten haben. Urn dies
zu prufen, wurden bei unserer Strahlung von 180 kV und
10 mm Cu bei Al, Ni und Au j e einmal eine und einmal
Die Sekundarstrahlu,ng fester Elemente usw.
987
10 Folien als Strahler verwendet, und in jedem Falle wurde
die Absorptionskurve der Elektronenstrahlung im Cellophan
aufgenommen. Die fur jedes Element erhaltenen beiden Absorptionskurven (Figg. 31-33)
stimmen indessen innerhalb
der erreichbaren MeBgenauigkeitsgrenzen uberein, so daB sich
uber Unterschiede der rnittleren Geschwindigkeiten von Elektronen aus dunnen Metallschichten und aus der Grenzdicke
Fig. 31
Fig. 32
Fig. 33
nichts aussagen la&. Die Erkliirung dafiir, daB der erwartete
Unterschied der Elektronengeschwindigkeit nicht zutage trat,
wird darin zu suchen sein, dal3 bei 180 IrV nach Fig. 30 aus
1 Folie A1 bereits 97,3 Proz., aus 1 Folie Ni 73 Proz. und
aus 1 Folie Bu etwa 70 Proz. aller Elektronen stammen. Die
aus tieferen Schichteu stamnienden , vermutlich langsaniereii
Elektronen sind wahrscheinlich an %ah1 zu gering, um den
gesuchten Effekt in Erscheinung treten zu lassen.
Zueammenfassung
1. Es wird die sekundiire Elektroneneniission sowie die
Eniission charakteristischer Sekundarstrahlung von 24 Elementen zwischen 9 1 und Bi nach der lonisatiousmethode
untersucht.
2. Als Erregerstrahlungen dienen sehr stark mit Cu und
Al gefilterte Strahlungen einer bei verschiedenen Spannungen
988
E. Vette
zwischen 30 und 180 kV betriebenen Rontgenriihre mit Wolframantiliathode. JVie sicli zeigcn liiliit. wird die spektrale
Energieverteilnng 3er so stark geiilterten Strahlengemische
fast allein durch die Hiirteabliiingigkeit des SchM iichungskoeffizienten des Piltermaterials bestimnit und erweist sich
als nahezu unnbhiiiigig von der Annahrne iiber die Energieverteilung ini ungefilterten Spektrum.
3. I h r c h Heilecken der bestrahlten Elemente init Celloplianschichten von je 0,025 mm Dicke und von steigender
Anzahl wird eine Absorptionsanalyse der beohchteten Sekundiirstrahluug clurchgefiihrt. Auf diesem Wege gelingt eine Trennung in seknndare Elektronenemission nnd in charakteristische Strahlnng. Der Anteil der sekundaren Streustrahlung
war stets verschwindend klein.
4. I n allen Fallen tvird die Lage der Absorptionsbandkauten der bestrahlten Elemente im Spektruni der auffallenden, gefilterten Bontgenstrahlungeri berucksichtigt. Zur Emission von Photoelektronen und charakteristischer Strahlung
trHgt nur jener Teil des Erregerspektrums bei, der kurzwelliger ist als die betreffende Absorptionshandkante.
5. Slle beobacliteten Effekte werden auf die Luftionisation
in einer Zylinderkamnier von 8,5 cm LBnge und 16 cm Durchmesser rnit Fenstern aus Luftwiindematerial bezogeu (Kammerwert). Diese AusmaBe cler Kammer sind groR genug, uni die
durch ein vorzeitiges Ende von Elektronenbahnen a n den
Kammerwiinden bedingten Fehler auf einige Prozent herabzudriicken.
G . Die Emission der charakteristischen SekundSrstrahlung
cines Elements zeigt bei Beriicksichtigung von Pnnkt 4 fur zutiehmende Wellenlangen den belrannten Ansticg mit anschlieBenclan Bbfall bei aberschreiten der Absorptionsbandkante.
7. Die Emission der SekundLkelektronen zeigt infolge von
Pliotoeffekt und Comptoneffekt bei allen Elementen ein I n tensitatsmasimum fur Riintgenstrahlen mittleren Hartegrades.
Hei den Elementen A1 bis Fe, sowie bei den schwerstatomigen
Elementen liegt das Ifaximnm bei etwa 0,15 AE. Fur Elemente
mittleren Atomgewichts scheint das Maximum in Richtung
kiirzerer Wellenlangen verschoben zu sein (,,Norinalemission").
Die Sekundarsirahlung fester Elernente usw.
989
8. Durch Variation der verwendeten Filterdicken l&Bt
sich zeigen, daB bei nionochromatischer Stralilung von derselben Wellenlange wie die Grenzwellenlihge der hier verwandten Strahlengemische der Verlnuf der Normalemission
keine nennenswerte h l e r u n g erfihrt.
9. Bei denjenigen li:lementen, welciie im antersuchten
Hartebereich eine Absc)rptioiisl)audIr:lnte aufweisen, lagert sicli
nach Uberschreiten derselhen iiber die ,,NorrIinlei~~ission~b
die
,,charakteristische Emission". Unter Beriicksichtigung voii
Punkt 4 zeigt diese den bekannten Verlauf. Jnilessen reichte
der Homogenitatsgrad der verwendeten Strahiengeniische meist
nicht aus, um Normalemissiun und cliarakteristische Xmission
zu trennen. Dies gelang nur hei den schwerstatomigeu Eleinenten.
10. Fur dieselbe Hzrte der auffallenden RBntgenstrahlen
zeigt die Elektronenemission in Ubereinstiminung init d w
Theorie von H o l t h u s e n unrl Asclier einen Anstieg mit der
Atomnummer bis zu jenem Element, dessen Absorptionsbandkante eine Spur kurzwelliger ist, als die auffallende Riintgenstrahlung. Nach einein Abfall erfolgt erneuter Anstieg der
Emission mit der Atomnummer. Der Anstieg tler Eiektronenemission mit der Atomiiuinnier ist am steilsten fur auffallende
Riintgenstrahlen mittleren Hiirtegrndes (etwa 0,15 AE).
1 1. Die Absorptionskurven in Cellophan zeigen deutlich
die mit der Hiirte der Erregerstrahlung zunehmende, niit der
Atomnumnier des bestrahlten Elements alunehmende Geschwindigkeit der Sekundzrelektronen.
12. Durch Verwendung dunnster E'olien von einigen p
Dicke, die, in zunehmender %ah1 nufeinander gelegt, als Straliler
dienen, la6t sich bei Al, Ni und Au feststellen, wie tiefe
Schichten bei auffallenden Riintgenstrahlen verschiedener
Harte an der Elektronenemission beteiligt sind. Bei 150 kV
und 10 mm Iiupferfilter ergeben sich als Grenzdicke fur A1
44 p, fiir Ni und Au etwa 20 p.
Die Arbeit wurde irn Laboratoriuin fur Nediz. Physilr cler
Clhirurg. 1Tniv.-Klinik Giittingen durchgefiihrt. M-iirnisten Dank
schulde ich Hrn. Prof. S t i c h fiir die lihlaul)iiis, in den RBunien
cler Klinik arbeiten zu durfen. Nicht wenigw herzlich danke ich
990 E. Vette. Die Sekundarstrahlung fester Ebrnente usw.
dem Leiter des Laboratoriums, Hrn. Privatdozent Dr. Kii s t n e r ,
der mir das vorliegende Problem stellte, fur sein unermudliches Interesse und die Forderung, die er meiner Arbeit zuteil werden liel3. Herzlichen Dank schulde ich auch Hrn.
Geh. Oberregierungsrat Lob e r fur die gutige Beurlanbung
vom Schuldienst sowie der Notgemeinschaft der deutschen
U’issenschaft, die die Durchfuhrung der vorliegenden Untersuchung durch nberlassung der gesamten Riintgeneinrichtung
an Hrn. Dr. K i i s t n e r ermiiglichte.
Literatur
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2) H. H o l t h u s e n u. 0. A s c h e r , Acta Radiologica 8. S. 51. 1927.
3) G. S h e a r r e r , Phil. Mag. 44, S. 793. 1922.
4) A. B o u w e r a , Dissertation Utrecht 1924.
5) H. K u l c n k a m p f f , Ann. d. P h p . [4] 79, 8. 97. 1926.
6) H. B e h n k e n , Ztschr. f. Phys. 3. S. 48. 1920; 4. S.241. 1921.
7) S. J. M. A l l e n , Phys. Rev. [2] 37. S.266. 1926. Nr. 3.
8 ) H. K i i s t n e r , Vortrag, gehalten auf d. internat. RadiologenkongreB zu Stockholm, Juli 1928.
0) 0. B e r g u. P. E l l i n g e r , Wiss. VerGff. a. d. Siemens-Konzern 9.
S. 331. 1922.
10) R. n r a u n u. H. K i i s t n e r , Strahlenther. 33. S. 739. 1929.
11) M. d e B r o g l i e , C. R. 172. S. 274. 1921; Journ. de phys. et de
Rad. [t;] 3. S. 265. 1921.
12) R. W h i d d i n g t o n , Phil. Mag. 43. S. 1116. 1922.
13) H. K i i s t n e r , Ergebnisse d. Med. Strahlenforschung Bd. I , S.180.
1925.
14) H. K u s t n e r , Ztschr. f. Phys. 37. S. 124. 1924.
1.5) R. G l o c k e r , Ztschr. f. Phys. 40. S. 479. 1937; 43. S.827. 7927;
46. S. 764. 1925.
(Eingegangen 19. Marz 1930)
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