Über die Polarisation des Kanalstrahllichtes II

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4. Uher die Polarisatiorb des EarnalstrahZl4chtes IT; vow E. Rwpp

Unsere Kenntnis der Polarisation des Lichtes von Wasser- stoffkanalstrahlen zeigt bisher folgendes Bild bei Beobachtung senkrecht zum Strahl:

1. Polarisat ion des s ta t iona ten Umladeleuchtens. a) Wassetstoff in Passetsto$ Die ersten Messungen von

S t a r k und Lunelundl) ergaben Werte des Polarisations- verhiiltnisses 5 = P ( I , Lichtvektor parallel zum Kanal- strahl, 4 senkrecht zum Kanalstrahl) von 1,20-1,38, im all- gemeinen ansteigend mit wachsender Entladungsspannung (von 3200-3600 Volt) und abnehmend von E, uber Hs zu H,.

Dope1 und v. Hirsch2) finden P=1,37-1,17, im Gegen- satz zu S t a r k und Lunelund abnehmend mit wachsender Entladungsspanqung (von 3600-32 000 Volt), Druck in der Entladungsrohre 0,05 mm Hg.

Das entsprechende Ergebnis erhielt auch A. Weig1.q Bei ihm wird P = 1,28-1,10, fallend mit steigender Spannung, Druck p=0,03 mm Hg, an spektral unzerlegtem Kanalstrahl- licht. Das Polarisationsverhaltnis ist auf dem ganzen Weg von der Kathode an bei stationarem Umladeleuchten unverandert (P=1,18 bis zur Entfernung von 20cm von der Kathode.)

Im Pinsel der Entladungsrohre findet Weigl P = 1,15 bis 1,18, schwach ansteigend mit der Entladungsspannung.

Fur ein Wasserstoff-Stickstoffgemisch im Entladungsraum gegeniiber Wasserstoff im Beobachtungsraum bekam W eigl den groBten von ihm gemessenen Polarisationsgrad P = 1,31 bei einem Druck p=0,006 mm Hg und einer Entladungsspan- nung entsprechend '7,s mm Funkenstrecke.

-4

1) J. Stark u. H. Luue lund , Ann. d. Phys. 46. S. 68. 1915. 2) R. Dapel u. R. v.Hirsch, Ann. d. Phys. 82. 8.16. 1927. 3) A. Weigl, Ann. d. Phys. 83. 8. 1. 1927.

Uber die Polarisation des Kanalstrahllichtes 95

Bereits S t a r k und L u n e l u n d machten wahrscheinlich, dsE die Polarisation nur dem Licht zukommt, das von den bewegten Atomen emittiert wird. Die Untersuchungen von Dope l und v. H i r sch , und besonders die von Weigl bestatigen diese Annahme: Mit Verstarbung der ruhenden In- tensitat, wie sie bei groBerer Strahlgeschwindigkeit nach den Messungen von L. Vegard stets auftritt, nimmt die Polari- sation ab.

Dope l und v. H i r sch finden P = l , lS, Entladungsspannung 28 000 Volt; P = 1,24, Ent- ladungsspannung 5500 Volt, p = 0,035mm Hg. Weig l gibt kleinere Werte an, P= 1,12 - 1,05; Entladungsspannung steigend von 2-10 mm Funkenstrecke.

Nach Dopel und v. H i r s c h P= 1,16 unabhangig vom Druck und von der Entladungsspan- nung. Nach Weig l P= 1,2l- 1,02 abnehmend mit steigender Spannung, p = 0,02 mm Hg.

d) Wasserstoff in Luft. Nach Dopel und v. H i r sch p = 1,12 unabhangig vom Bruck, Entlsdungsspannung 30 000 Volt. Dieses Polarisationsverhaltnis ware geringer, als es der Mischung von Stickstoff und Sauerstoff in Luft entspriiche, denn fur Stick- stoff wird P= 1,18 und fur Sauerstoff P= 1,16 fur entsprechende Verhaltnisse angegeben.

e) Wasserstoff in Kohlemaure. Nach Weigl ist das Leuchten unpolarisiert.

Die Messungen im Umladeleuchten bei verschiedenem Gas- zusatz lassen also, so deutlich sie auch in den einzelnen Werten voneinander abweichen, eine depolarisierende Wirkung des Zu- satzgases zutage treten, die in der Reihenfolge R,l)-N,-O, -C@, zunimmt.

2. P o l a r i s a t i o n d e s abk l ingenden Leuch tens , d. h. des Leuchtens, das sich im Beobachtungsraum bei Drucken unter 0,001 mm Hg einstellt, wenn das Vakuum dieses Raums von dem des Entladungsraums durch eine plotzliche Druckstufe getrennt ist. Der Verfasser!) findet fiirdasLeuchtenunmittelbaram

b) Fasserstoff in Stickstoff.

c) Wasserstoff in Sauerstoff.

1) Das Waseerstoffmolekiil wird sich in seiner depolarisierenden

2) E. Ropp, Ann. d. Phys. 81. S. 615. 1926; Phys. Ztschr. 27. Wirkung zweifellos vom Wasseretoffatom unterscheiden.

s. 796. 1926.

96 E. Rupp

Kanalende P = 1,32-1,50 ansteigend mit der Strahlgeschwin- digkeit von 3-10' auf 6-10? cm/sec. D o p e l und v. H i r sch l ) hingegen geben an: P = 1,05 in der Entfernung 5 mm vom Kanalende und P = 1,17 in der Entfernung 20 mm. Sie schlieBen, daB das Abklingleuchten von Wasserstoff kanalstrahlen nnpolarisiert und daB die gefundene Polarisation in der gr6Beren Entfernung auf Neuanregung im Beobachtungsraum zuriick- zufiihren sei. SchlieBlich liegt noch eine kurze Mitteilung von K. L. Herte12) vor, der an spektral unzerlegtem Leuchten von Wasserstoff kanalstrahlen unmittelbar am Kanalende ein Polari- sationsverhaltnis P = 1,2 findet, das aber mit wachsender Ent- fernung vom Kanalende starker abnimmt als die Gesamt- intensitlit des abklingenden Kanalstrahls. Diese Ergebnisse von H e r t e l scheinen zwischen denen des Verfassers und denen von D o p e l und v. H i r s c h zu vermitteln.

Bei allen Messungen, mit Ausnahme denjenigen des Ver- fassers, war das erdmagnetische Feld nicht kompensiert. Der EinfluB eines schwachen Magnetfeldes auf die Polarisation ist noch nicht aufgeklidrt.

3. Die verschiedentlichen Abweichungen in den Absolut- werten der Polarisation scheinen darauf hinzuweisen, daB in den bisherigen Untersuchungen die Bedingungen, unter denen die Polarisation zustande kommt , noch nicht restlos erkannt werden konnten. Diese Bedingnngen naher kennenzulernen, wurde die vorliegende Untersuchung unternommen.

Es sol1 dabei von vornherein scharf unterschieden werden zwischen den Bedinyunyen der Bntsteliung der Polarisation and den mehr oder weniger depolarisierenden Einfiussen der ,, Um- welt". Es Fird angenommen, daB die Polarisation der Wasser- stoffkanalstrahlen bei der Anregung des Atoms und auch wahrend der Emission des Strahlungsfeldes dadurch entsteht, daB der Strahl parallel fliegender Atome mit unbewegten Atomen oder Molekiilen zusammenstoBt 3, und dabei polari- siertes Leuchten eintritt nach ahnlichen Gesetzen wie bei der Anregung polarisierten Leuchtens durch einen parallelen Elek-

1) R. Diipel u. R. v. Hirsch, a. a. O., S. 22. 2) K . L . Hertel, Proc. Nat. Acad. of Sc. 12. 8. 440. 1926. 3) Der Fall der Anregung durch Elektronen hat ganz geringe

Wahrscheinlichkeit. Vgl. H. Barwald, Aun. d. Phys. 70. S. 255. 1923.


tronenstrabl. Diese Polarisation steht vielleicht in ahnlicher Be- ziehung zum Starkeffekt wie die Polarisation der Resonanz- fluoreszenz in schwachen Magnetfeldern zum Zeemaneffekt steht Die elektrischen Felder der ruhenden Atome, durch die das leuchtende bewegte Atom hindurchfliegt, bewirken das Erststadium einer Aufspaltung einer Spektrallinie, eben die Polarisation dieser Linie.

Es kann gezeigt werden, daB fiir die Polarisation zweierlei Arten von StiiBen zu unterscheiden sind, die anregenden Stiipe, die gleichzeitig die Anregungsenergie an das Atom abgeben, und die polnrisierendm Stiipe : Atomvorbeiglinge in groBeren Abstanden am bewegten Atom, bei denen nur eine polarisierende Wirkuog auf das schon angeregte Atom ausgeubt wird.

Je nach den Einfliissen der ,,Umwelt" kann sich die Polarisation verschieden gut ausbilden. Unter Umwelteinfliissen sind dabei in erster Linie Einfliisse von Zusatzgasen zu ver- stehen, dann iiuBere elektrische und magnetische Felder und die geometrischen Qerhaltnisse der Versuchsriihre. Die ge- wonnenen Ergebnisse' stehen in bemerkenswertem Zusammen- hang mit der depolarisierenden Wirkung der ,,UmweltL' bei der Resonanzfluoreszenz.

4. Die Untersuchung zerfallt in zwei Teile: die Polarisation des abklingenden Kanalstrahls und die Polarisation des anklingenden Kanalstrahls. Im ersten Teil werden die Unter- schiede in den Ergebnissen des Verfassers gegeniiber denen von D 8 pe l nnd v. H i r s ch aufzuklaren gesucht, in dem ahnlich wie bei H e r t e l einesteils die Gesamtintensifat des abklingenden Kanalstrahls I, + Id und das zugehiirige Polarisationsverhaltnis Ip / I , als Funktion der Entfernung vom Kanalende gemessen wird. Dabei kann das bemerkenswerte Ergebnis gefolgert merden, daB Polarisation nur so lange vorhanden ist, als die Felder ruhender Atome das leuchtende Atom beeinflussen. Verschwindet der Zmang des 5uBeren Feldes, so verschwindet auch die Polarisation.

Der zweite Teil sucht definierte Anregnngsbedingnngen einerseits und definierte Depolarisationsbedingungen anderer- seits zu verwirklichen, indem der erst vollends abgeklungene Kanalstrahl durch einen zweiten engen Spalt in den Beobach- tungsraum mit variablem Druck eines Zusatzgases eintritt und

Annalen der Physlk. J.V. Folge. 84. 7

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dabei in seinemLeuchten wieder anklingt. Wieder werden Gesamt- intensitit T, + I , und Polarisation .Tp!18 a l s Funktion des An- regungsweges gemessen. Der depolarisierende EinfluB der Zu- satzgase wird in folgender, in Erscheinungen der Resonanz- fluoreszeuz wiederkehrenden Reihenfolge abbnehmend gefunderj : A-H,-N,-0,-GO,.

A. Polarisation dee abklingenden Kanalstrahllichtes l) a) Es wurde das Leuchten des abklingenden Kanalstrahls

von Lithiumanodenstrahlen, denen Wasserstoff als Fiillgas zu- gegeben war, mit der friiheren Anordnung 2), spektral zerlegt,, nach Durchgang durch einen Kalkspat aufgenommen. Die Versuchsanordnung war dieselbe wie bei den friiheren Auf- nahmen an Lithium3); nur wurde jetzt der abklingende Kanal- strahl in etwa natiirlicher GroBe auf den Spalt des Stein- h eilschen 3-Prismenspektrographen abgebildet. Die Bauart

E R A. R.

Fig. 1

des Kanals der Riihre ist aus Fig. 1 zu ersehen, wenn maD den Spalt I1 wegdenkt. Am Schliff wirkt eine groBe Gaede- sche Stahlpumpe. Das Vakuum im Beobachtungsraum war 0,001 mm Hg. Joddimpfe wurden durch Kiihlung mit fliissiger Luft weggenommen. Die Photometrierung geschah in der fruher beschriebenen Weise, als Photometer diente ein thermo- elektrisches Photometer des hiesigen Instituts und ein H a r t -

1) Dieser Abschnitt sowie ein Effekt positiver Ionen auf die Polari- sation des Kanalstrahls, der noch weiter untersucht wird, wurde bereits suf der Friihjahrstagung (5. II. 27) des Gauvereins Niedersachsen der D. Phys. Ges. vorgetragen.

2) a. a. 0. s. 616. 3) Die Aufnahmen wurden noch im Radiologischen Institut Heidel-

berg gems&, aber erst jetzt ausphotometriert.


m ann sches Mikrophotometer der hiesigen Sternwarte. Die mitgedruckten Intensititsmarken gestatten genaue Photo- metrierung der Li-Linie 460 mp (2p - 4d) und der Linie Rs. Infolge eingedrungenen Hg- Dampfes, der die Linie 435 m p auf der Platte erscheinen l a t , konnte die Linie .By zur Photo- metrierung nicht benutzt werden. Die Ergebnisse sind in der Fig. 2 wiedergegeben.

Hs Li 460 mp, 2 p - 4 d Abklingen 4000 Volt

Fig. 2

Es sind die Werte der Gesamtintensitat Ip + I,, diese in willkiirlichen Einhciten und das Polarisationsverhiiltnis Ip / I , aufgetragen sls Funktion der Kanalentfernung. Mit 0 ist das Kanalende bezeichnet. Da die BildvergOBerung nicht besonders bestimmt wurde, gibt die Abszisse der Kurve willkur- liche Einheiten der Entfernung von 0, die natiirlich unter- einander verglichen werden kiinnen. Die Kurven der Gesamt- intensitiit lassen erkennen, daB in beiden Fallen Abkling- leuchten vorliegt. Beide Kurven lassen sich durch eine ein- fache e-Funktion darstellen, mit Ausnahme des kanalnachsten Punktes, der etwas zu tief zu liegen kommt, ein Verhalten, wie es W. Wien ofters gefunden hat. Definiert man Abkling- leuchten als Abfall der Liohtintensitiit des Kanalstrahls im hochevakuierten Beobechtungsraum nach einer e-Funktion, so liegt offenbar fur beide Linien Abklingleuchten Jvor fiir alle folgenden MeSpunkte, wahrend man fur den ersten Punkt sich einigen mu6, ob man ihn noch zur Abklingkurve ziihlen will, wie es z. B. der Theorie von G. Mie entspriiche. Tatsachlich lBBt man aber bei der Bestimmung der Abklingkonstanten die kanalnahen Punkte weg, da man nur so den Exponenten der

'I*

100 E. Rupp

+Funktion genau erhalten kann. Da6 Abklingleuchten vorliegt , zeigt auch der vie1 langsamere Intensitatsabfall der Li- Linie gegeniiber dem von Hp entsprechend der kleineren Ah- klingungskonstanten des Li gegeniiber den Balmerlinien.

b) Wie Interferenzuntersuchungen an abklingenden Kanal- strahlen gezeigt haben l), ist die Emission des Strahlungsfeldes des Atoms ein endlicher ProzeB, der fur das einzelne Atom eine Zeit von 10-s sec betragt. Wahrend dieser Zeit fliegt das Atom eine endliche Wegstrecke, vom Ort der Erregung an gemessen. 1st das Atom beim Vorgang der Erregung zu polarisiertem Leuchten erregt worden und wiirde es diesen Polarisationszustand wahrend seiner Emissionszeit mittragen, so miiBte die Polarisation des abklingenden Kanalstrahls unabhangig von der Entfernung vom Kanal stets gleich und ein Spektralkonstante des Atoms sein.

c) Nun zeigt aber die zu den jeweiligen Gesamtintensitaten Ip + Is gehiirige Kurve des Polarisationsverhaltnisses Ip / I,, dsl3 das Polarisationsverhaltnis nur unmittelbar am Eanalende er- hehlich ist, aher dann mit wachsender Entfernung stark sinkt und zwar schneller sinkt als die Gesamtintensitat.

So betragt fiir Li 460 mp P nahe am Kanal 1,24 und sinkt auf 1,05. Ebenso ist fiir Ha P nahe am Spalt 1,21 und sinkt ebenso bis 1,05. Dieser letztere Wert deckt sich mit dem von DSpel und v. H i r s c h erhaltenen, wahrend der Wert am Spaltende dem vom Verfasser friiher erhaltenen nahekommt, DaS er kleiner bleibt als die friiheren Werte liegt wohl an den anderen Anregungs- und Depolarisationsbedingungen, die bei gleichzeitigem Vorhandensein von Li-, Jod- und Hg-Atomen im Strahle der hier benutzten Anodenstrahlen jedenfalls den Polarisationsgrad herabdrucken (vgl. Abschnitt B).

Der griiBte Wert des Polarisationsverhiiltnisses in der Nahe am Kanalende und dessen Abnahme mit wachsender Entfernung vom Kanal zeigt offensichtlich, daB die noch im Abklingleuchten vorhandene Polarisation durch StSrung der Leuchtatome durch ruhende Btome verursacht wird. Diese Stiirungen sind unmittelbar am Ort des Druckgefalles am griiBten und nehmen mit wachsender Entfernung ab, in dem

1) E. Bupp, Berliner Berichte XXV. 1. S. 341. 1926.

&er die Polarisation des Kanalstrahllichtes 101

Mafie, wje die Dichte der ruhenden Atome abnimmt. Diese Stiirungen beein flussen den Verlauf der Gesamtintensitat des abklingenden Kanalstrahls nicht merk1ich.l) Sie sind also anderer Art als die energieiibertragenden StijBe der bewegten Atome mit ruhenden Atomen, bei denen ja entweder Licht- emission angeregt oder Bewegungsenergie ubertragen wird, und die daher auch den Verlauf der Abklingungsfunktion andern miissen. Man wird so dazu gefuhrt, zu unterscheiden zwischen energieiibertragenden StiiBen und einer Art StoBe, bei denen die Kraftfelder der ,,stoBenden" Atome nur einen Zwangs- zustand auf die emittierenden Atome ausiiben, der sich eben in der Polarisation des Kanals trahllichtes auBert.

d) Die Polarisation des Kanalstrahllichtes kommt also dadurch zustande, daB das bewegte Atom wahrend der Emission des Strahlungsfeldes in den Bereich der Kraftfelder ruhender Atome kommt (wohl Starkeffekt auf das bewegte Atom). Nun haben wir aber vorhin schon ausgefiihrt, daB der Strahlungs- prozeB. des Atoms wahrend einer endlichen Wegstrecke vor sich geht. Auf dieser Wegstrecke andert sich der Polarisations- grad des leuchtenden Atoms in dem MaBe, wie es solchen polarisierten StoBen ausgesetzt ist. Das Atom leuchtet also nur so lange polarisiert, als es unter der Einwirkung eines auBeren Feldes steht. Verschwindet der Zwang des Feldes, so verschwindet auch der Polarisationszustand.

e) Die polarisierenden StSBe an einer groBen Anzahl Atome, wie wir sie stets beobachten, kijnnen nur dann einen nach auBen in Erscheinung tretenden Polarisationsgrad ergeben, wenn sie gerichtet erfolgen. Die Stoflrichtung bestimmt die Lage des elektrischen Vektors aller gestoBenen lichtemittierenden Atome ; die individuellen Eigenschaften der Atomfelder der StoBatome bestimmen den absoluten Wert des Polarisationsgrades (Ab- schnitt B). Eine Einwirkung elektrischer Felder auf ein leuch- tendes Atom kennen wir als Starkeffekt. In Analogie zur Polarisation der Resonanzstrahlung in schwachen Magnet-

1) Bei der Fluoreszenz von Farbstofflijsungen ist ganz analog die Polarisation ein viel empfindlicheres Reagens auf ,,Stiirungen" als die Abklingzeit; mit wachsender Eonzentration des Farbstoffs sinkt der Polarisationsgrad viel schneller ab als die Abklingzeit oder die Aus- beute. E. Gavio la , Ztschr. f. Phys. 42. S. 862. 1927.

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feldern, die sich als Zeemanegekt dieser Magnetfelder haben deuten lassen, werden wir wDhl auch die Polarisation der Kanalstrahlen durch polarisierende StoBe als Starkeffekt in elektrischen Atornfeldern aufzufassen haben, wobei die zeitlich nacheinander sich abspielenden Vorgange raumlich aus- einandergeeogen sind.l) Da die Polarisation nur so lange vorhanden ist, ah das polarisierende Feld wirkt , wird auch der Starkeffekt nar so lange vorhenden seio, ale das Atom einem starken elektrischen Feld ausgesetzt ist. Und tatsiichlich liegen Versuche vor, die diese Aussage bestatigen. M. Blo c ha) fand fur B-Kanalstrahlen, die aus einem elektrischen Feld auf sehr kurzer Wegstrecke durch ein Diaphragma hindurch in einen feldfreien Raum eintreten, daB der Starkeffekt nicht mitgefiihrt wird, und will daraus auf eine Lebensdauer des Leuchtatoms kleiner als 0ec schlieBen. Dieses Ergebnis stande in Widerspruch zu den Interferenzversuchen an Kanalstrahlen mit der endlichen Leuchtzeit von loe8 sec, wenn wir darauf nicht unser Ergebnis uber Polarisation des Kanalstrahllichtes anwenden kijnnten: Die Aufspaltung der Spektrallinien in elektrischen Feld ist eben nur so lange vorhanden, als dieses Feld einwirkt und verschwindet momentan mit diesem Feld, unabhangig von der (grd6eren) Lebensdauer des leuchtenden Zustands.

B. Polarisation des anklingenden Kanalstrahllichtes

Um das Leuchten des bereits abgeklungenen Kanalstrahls beim Eintritt in einen Raum hoheren Druckes verfolgen zu konnen , wurde folgende Rbhrenanordnung getroffen (Fig. 1): Die Atome im Strahl fliegen aus dem Erzeugungsraum E R durch eine lange Kanalbohrung von 7 cm Lange und 4 mm Querschnitt, die durch Zwischenblenden yon 1 mm Offnung unterteilt ist, der Erzeugungsraum E B ist durch den Spalt I von 0,3 x 3 mm bei 0,5 mm Tiefe vom Hochvakuumraum H R getrennt. Den Raum H B durchfliegen die Atome auf einer Lange von 7 cm, wiihrend der sie in ihrem Leuchten voll-

1) ober eine Polarisation der Kanalstrahlen in schwachen elek-

2) M. Bloeh , Ztschr. f. Phys. 35. S. 894. 192G. Vgl. auch triscben Feldern vgl. K. L. Herte l , Phys. Rev. 29. S. 214. 1927.

K. FSrster l ing , Ztschr. f. Phys. 10. S. 387. 1922.

Uber die Polarisation des Kanalstrahilichtes 103

kommen abklingen. Dann treten sie durch einen zweiten Spalt I1 von den gleichen Dimensionen wie I in den Ankling- raum A R. Die A R zugekehrte Flache des Sgaltes I1 ist ge- schwarzt , um die die Polarisation moglicherweise stirenden metallischen Reflexionen zu vermeiden.

Der Erzeugungsraum wird durch eine Gaedesche Trommel- pumpe evakuiert. I n ihn wird durch eine Kapillare Wasser- stoff zugefuhrt. Der Eanal ist wassergekuhlt. Im Hoch- vakuumraum wirkt eine Gaedesche Stahlpumpe an der ein- gezeichneten Stelle. Der Anklingraum A R hat Verbindung mit einer weiteren Kapillare und mit einem Mc Leodschen Manometer. Die einzelnen Raume wurden wahrend der Auf- nahmen mit flussiger Luft oder rnit Kohlensaure-Aceton gekuhlt.

Untersucht wurden Wasserstoff kanalstrahlen, die in ihrem Leuchten durch verschiedene Gase in A R wieder angeregt wurden. Als Anregungsgase wurden verwendet: Wasserstoff, Stickstoff, Argon und Kohlensaure, deren Drucke mit dem Manometer gemessen wurden.

Die Entladungsspannung, die mit einem B r a un schen Elektrometer gemessen werden konnte, lieferte eine 40 plattige Leunersche Influenzmaschine.

Die optische Anordnung war so getrogen, daI3 der anklingende Kanalstrahl in seiner Lange vom Spalt I1 an bis zu 2 cm Entfernung von Spalt I1 in ordentlichen und auBer- ordentlichen Strahl getrennt und spektral zerlegt auf der photographischen Platte aufgenommen wurde. Dam durchlief das Licht des vertikal von oben nach unten laufenden Strahls erst ein Kalkspatprisma und wurde durch eine Linse kurzer Brennweite am Ort des Spaltes eines Steinheilschen Drei- prismenspektrographs in geringer Vergleinerung abgebildet. An photographischen Platten wurden verwendet : Hauff Ultra- rapid und Herzog Orthoisodux. Die Expasitionszeit betrug durchschnittlich 10 Stunden. Die Reduktion der Schwarzungen auf Lichtintensit'aten geschah in derselben Weise wie bei Diipel und v. Hirsch. Auf jeder Platte wurden Schwkzunga- marken bei gleichen Belichtungszeiten wie bei den Kanalstrahl- aufnahmen aufgedruckt unter Verwendung eines Braukeils, der besonders geeicht war. Die Polarisation der Apparatur wurde i n ublicher Weise mit unpolarisiertem Glimmlicht bestimmt.

104 E. Rupp

Die Ausphotometrierung der Platten geschah mittels eines thermoelektrischen Photometers des hiesigen Instituts, teilweise auch mittels des Har tmannschen Mikrophotometers der hiesigen Sternwarte. Um entsprechende Stellen lings des anklingenden Kanalstrahls fur den ordentlichen und den au8er- ordentlichen Strahl genau festlegen zu konnen, wurde als An- fangspunkt der Photometrierung die starke Schwarzung in der Entfernung 2 cm vom Spalt I1 gewahlt, da der Eintrittsort des anklingenden Kanalstrahls am Spalt I1 infolge der geringen Schwarzung nicht genugend genau zu bestimmen wiire.

Ergebnisse

Hy in drgon. Fig. 3 c. d. Wasserstoffkanalstrahlen bei 6QOQVolt Entladungsspannung wurden in Argon, oder richtiger in einem Gemisch von Argon und Wasserstoff, welch letzterer durch den Spalt 11 diffundiert (dasselbe gilt auch fur die anderen Zusatz- gase) einmal bei einem Druck von 0,Ol mm Hg und d a m bei 0,05 mm Hg auf den Polarisationszustand ihres Anklingleuchtens untersucht. I n Fig. 3 sind die Ergebnisse eingetragen fur die Linie Iyy, sowohl die Gesamtintensitat I, + Is wie das Polari- sationsverhiiltnis I,/I'' als Funktion des Anklingweges. Die Werte 1, + I, sind in willkurlichen Einheiten angegeben. Abszisse ist die Entfernung von Spalt 11; 0 bedeutet den Ort des Spaltes 11.

Bei einem Druck von 0,Ol mm steigt die Gesamtintensitat nach einer e-Punktion an; dasselbe Verhalten, das bereits W. W i e n l) fur den anklingenden Kanalstrahl gefunden hat. Bei dem hoheren Druck von 0,05 mm hingegen ist dieser Kurvencharakter nicht mehr so deutlich, die Kurve steigt schwach weiter mit wachsendem Anklingweg.

Das Yolarisationsverhaltnis P bei dem Druck 0,Ol mm betragt fur den spaltnachsten Punkt 1,23 und steigt dann sehr rasch, rascher als die Kurve der Gesamtintensittit, auf einen Grenzwert 1,42 an. Bei dem Druck von 0,05 mm liegt der Anfangspunkt etwas hoher, Y = 1,28. Wieder steigt die Kurve steil an bis 1,41, erreicht aber keinen Grenzwert, sondern sinkt mit wachsendem Anklingweg langsam ab gegen 1,38. Dieser Abfall des Polarisationsverhaltnisses laBt sich unschwer

1) W. Wien , Ann. d. Phys. 70. S.26. 1923,

uher die Polarisation des Kanalstrahllichtes 105

erklaren in Zusammenhang mit dem Weitersteigen der I, + I$- Kurve mit wachsendem Anklingweg. Bei dem hohen Druck von 0,05 mm werden neben den bewegten Wasserstoffatomen in wachsender Spaltentfernung auch schon zahlreiche ruhende Wasserstoffatome erregt und diese ruhenden Atome verstarken

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einesteils die Gesamtintensitat, vermindern aber andernteils das Polarisationsverhaltnis. Bei dem niedrigen Druck von 0,Ol mm aber haben wir fast ausschlieBlich bewegte anklingende Atome, daher der Grenzwert der Gesamtintensititskurve und der des Polarisationsverhaltnisses. In dem Grenzwert des Polarisationsverhaltnisses werden wir eine charakteristiscbe Funktion der Kraftfelderwechsel wirkung von bewegten ge- stoBenen und ruhenden stoBenden Atomen zu erblicken haben, wahrend die P-Werte in Spaltnahe durch Uberlagerung dieser stationaren Kraftfelderwirkung und der polarisierenden Wirkung bei der Erregung sich zusammensetzen werden (siehe Abschnitt : Vergleich der Wirkung der Zusatzgase). Die Anfangswerte der Polarisation unmittelbar an Spalt I1 sind bei allen diesen und den folgenden Aufnahmen infolge der geringen Strahlintensitat notwendigerweise ungenau.

H in Wusserstoff. Fig. 3 a. b. Wasserstoff kanalstrahlen von 6000 f o l t Entladungsspannung wurden in Wasserstoff bei zwei verschiedenen Drucken, 0,008 mm und 0,03 mm Hg, auf den Polarisationszustand ihres Anklingleuchtens untersucht. ghnlich wie bei H,, in Argon steigt die Kurve I, + I , mit wachsendem Anklingweg bei dem Druck 0,008 mm nach einer einfachen e-Funktion zu einem Grenzwert an, wahrend bei dem hijheren Druck 0,03 mm die Kurve mit wachsendem Anklingweg langsam weitersteigt. Ob der erst flachere Anstieg am Spalt I1 reel1 ist, mag dahingestellt bleiben. Das Polarisationsverhaltnis zeigt bei dem Druck 0,008 mm ebenfalls einen Qrenzwert P = 1,38, wahrend bei dern hoheren Druck 0,03 mm P als grogten Wert 1,34 hat und mit wachsendem Anklingweg langsam. auf 1,31 fgllt. Ein Wert P = 1,34 ist von DGpel und v. H i r s c h ebenfalls gefunden worden fiir eine Entladungsspannung 6600 Volt und den Druck 0,05 mm. Die spaltnachsten P-Werte liegen bei beiden Drucken wieder tiefer, 1,30. Wieder ist die ruhende Intensifat bei dem hoheren Druck fur das Absinken des Polari- sationsverhahisses verantwortlich zu machen und. ebensowohl fur die kleineren Absolutwerte von P gegeniiber Argon.

in Stickstoff. Fig. 3. e. f. g. Wasserstoff kanalstrahlen der Entladungsspannung 8000 Volt klingen in Stickstoff an bei den Drucken 0,008,0,002,0,05 mm Hg. Die Kurven der Gesamtintensi- tat steigen bei den Drucken 0,008 mm und 0,02 mm nach einer

gber die Polarisation des Kana lstrahllichtes 107

einfachen e-Funktion zu einem Grenzwert an. Die Kurve bei 0,05 mm zeigt wieder das charakteristische Weitersteigen bei

. hoheren Drucken. Der Anstieg zum Grenzwert erfolgt bei niedrigem Druck langsamer als bei hijherem Druck, wie es auch die von W.Wien gemessenen Kurven von Hy in Stick- stoff ausweisen.

Im Gegensatz zu den Polarisationskurven mit Argon- und Wasserstoffzusatz zeigt die Polarisationskurve fiir Stickstoff ein deutliches Maximum in geringer Spaltentfernung, das fur den Druck 0,008 mm P = 1,23, bei dem Druck 0,02 mm P = 1,22 und bei dem Drhck 0,05 mm P = 1,18 betragt. Vom Wert dieses Maximums sinkt P auf 1,18 bei 0,008 mm, 1,16 bei 0,02 mm und 1,13 bei 0,05 mm.

Der von Dopel nnd v. H i r s c h gefundene, hier vergleich- bare Wert 1,24 bei 5500 Volt und 0,035 mm Hg liegt in diesem Falle uber unseren Grenzwerten, wahrend in fast allen anderen B’iillen unsere Werte die von Dope l und v. H i r sch ubertreffen.

Hy in Kohlensaure. Fig. 3. h. Wasserstoff kanalstrahlen der Entladungsspannung 7000 Volt werden in Kohlensaure bei einem Druck von 0,02 mm Hg auf den Polarisationszustand ihres Ankhglenchtens untersucht. Es fallt hier gleich auf, da8 der hnstieg der Ip + 4-Kurve vie1 langsamer erfolgt als bei den anderen Znsatzgasen. Auch ist die Strahlintensitat sehr gering, die BeIichtungszeiten muBten auf 18 Stunden ausgedehnt werden. Die Ausbeute an anregenden StoBen ist also bei CO, offenbar recht niedrig. Auch das Polarisationsverhaltnis ist sehr gering, das geringste bei Zusatzgas hier gefundene, es ist nahe konstant laings dee Anklingweges, die geringe Zunahme von 1,04 auf l,Q6 liegt nahe der E’ehlergrenze. Dieses geringe Polari- sationsverhliltnis steht in nbereinstimmung mit dem Ergebnis von Weigl , der fur Wasserstoffkanalstrahlen in CO, keine Polarisation findet.

Vergleioh des Einflnsses der Zusatsgase

a) Solange die Kurve der Gesamtintensitat Ip + I, nach einer einfachen e-Funktion ansteigt, haben wir es praktisch nur mit bewegter Intensitat im Leuchten von By zu tun. F u r diese Fiille ist das Polarisationsverhaltnis in einiger Entfernung vom Spalt I1 konstant und hat mit Ausnahme von R,, in Stickstoff

108 E. Rupp

seinen groBten Wert. Das hestatigt den schon von S t a r k und E u n e l u n d gezogenen Schluf3, daB die Polarisation der Wasser- kanalstrahlen der bewegten Intensitat zukommt.

b) Tritt wie bei hoheren Drucken ruhende Intensifat auf, merkbar am Weitersteigen der Gesamtintensifatskurve (Fig. 3 b, d, g), so sinkt das Polarisationsverltaltnis. Der konstante Wert des Polarisationsverhaltnisses (Fig. 3a, c, e, f ) ist eine charakteristische GroBe der Wechselwirkung der bewegten Wasser- stoffatome mit den ruhenden Atomen des Zusatzgases. Das Polmisationsverhiiltnis sinkt in der Reihenfolge

A-H2 --N, - 0, ') - CO, 1,42 1,38 1,18 1,16 1,05

Dieses Ergebnis ist sehr bemerkenswert in Hinblick auf ahnliche Wirkungsreihen bei 'den Erscheinungen der Resonanz- 5uoreszenz. Die Depolarisation der Quecksilberresonanz- strahlung durch Zusatzgase ist kurzlich von V. v. KeuBler,) untersucht worden. Er h d e t fiir die Ausbeute an depolarisierenden StoBen fiir

A-H~--N~-O~--CO~ 39 41 70 nochgrGBere,

also genau dieselbe Reihenfolge, wie sie hier gefunden wurde. Die Depolarisation durch Zusatzgase ist eng verbunden mit

der Ausloschung der Lichtemission durch StoBe 2. Art. So gilt fur die Schwiichung der Joddampffluoreszenz 3, die ent-

und fiir die Schwachung der Quecksilberresonanzstrahlung 4,

Diesc Schwachung der Etesonanzfluoreszenz und die De- polarisation des Kanalstrahllichtes durch Zusatzgase la6t sich in gleicher Weise auf die Einwirkung der Kraftfelder der Atome der Zusatzgase zuruckfuhren. Das in seinem Kraftfeld nach auBen abgeschlossene Edelgas-Argon stort am wenigsten die Ausbildung der Polarisation, das Dipolgas CO, hingegen bringt die starksten Storungen, dazwischen liegen H, und N,; und das Entsprechende gilt auch fur die Ausloschung der Resonanzfluoreszenz.

sprechende Reihe H,-Luft--CO,.

eine ahnliche A--NZ-CO,-H,.

1) Nach R. D6pe l und R. v. Hirsch. 2) V. v. KeuBler, Ann. d. Phys. 82. S. 793. 1927. 3) R. W. Wood, Phil. Mag. 60. S. 770. 1925. 4) H. A. Stua r t , Ztschr. f. Phys. 32. 8. 262. 1925.

Uber die Polarisation des Kmalstrahllichtes 109

c) Auffallend ist das Naximum der Polarisation in Stickstoff in geringer Entfernung vom Spalt 11, wo sich noch kein sta- tionarer Zustand der gegenseitigen Wirkung zwischen bewegten (Wasserstoff) und ruhenden (Zusatzgas) Atomen eingestellt hat. Dieses Maximum liegt gerade im steilen Anstieg der Ip + I,- Kurve, an der Stelle, an der verbaltnismaBig die meisten Wasserstoffatome zum Leuchten erregt werden. Man wird daher dieses Maximum mit der Anregung der Atome in Zu- sammenhang zu bringen hahen und wir mochten hierin eine Stiitze unserer Auffassung erblicken, da6 die Polarisation bei der Anregung zu trennen ist von den mehr oder weniger depolarisierenden Einfliissen der Umwelt. Bei ZusammenstoS der im Strahl parallel fliegenden Wasserstoffatome mit ruhenden Atomen werden die bewegten Atome zu polarisiertem Leuchten erregt. Die Bewegungsrichtung des StoBes legt den elektrischen Vektor der emittierten Schwingung fest, wie in Abschnitt A schon ausgefuhrt.

Dieser Polarisationsgrad bei der Anregung, der also durch energieiibertragende Stii6e zustande kommt, ist zu nnterscheiden von dem Wert, der sich bei den ,,polarisierenden" StiiBen, den Kraftfeldwirkungen weiter entfernter Atomvorbeigiinge am bewegten Atom, herausstellt. Das Auftreten solcher polarisie- render StiiBe haben wir bei der Polarisation des abklingenden Kanalstrahls bereits kennengelernt. Hier bei Stickstoff als Zu- satzgas tritt der Unterschied zwischen diesen St66en und den anregenden StoEen deutlich zutage.

d) Die absolute GroBe der schlieBlich lings des Anklingweges fur die bewegte Intensitat zustande kommenden Polarisation ist durch die ,,Urnwelt" bedingt. Von den Zusatzgasen stijren Argonatome am wenigsten; es bleiben in diesem Fall nur noch die Stbrungen durch BuBere elektrische und magnetische Felder und durch die geometrischen Bedingungen l), unter letzteren besonders die, wie streng parallel der Strahl gemacht werden kann. Das Polarisationsverhaltnis P = 1,42 bei Argonzusatz ist also als der stbrungsfreieste Wert anzusehen, wit3 er mit der gegebenen Apparatur erreicht werden kann. I n der Differenz dieses Wertes zu den Werten bei anderen Zusatzgasen kann ein unmittelbares MaB fur die depolarisierende Wirkuog dieser

1) Auch der Restdruck im Abklingraum durfte von EinfluS aein.

110 E. Rupp. ober die Polarisation des Kanalstrahllichtes

Gase, bezogen auf Argon, erblickt werden. Diese Differenz betragt fiir

H,-N,--CO, oder in o/o (PA = 100) H,-?X,---CO, 0,04 0,24 0,37 3O/, 17O/,, 26O/d.

Da die Umweltseinfliisse fur verschiedene Apparaturen verschieden sein werden, wird man stets Abweichungen in den Absolutwerten bei verschiedenen Untersuchungen zu gewartigen haben. Daher die anfangs zusammengestellten Abweichungen in den Absolutwerten bei verschiedenen Beobachtern, wahrend im Gang des Polarisationsverhaltnisses mit irgendeiner Variablen, wie Druck, Zusatzgas, Strahlgeschwindigkeit usw. sich bessere Ubereinstimmung feststellen 1aBt.

Da der Fall des parallelen AtomstoBes nie exakt verwirk- licht werden und ebenso Einfliisse der ,,Urnwelt*' wohl herab- gesetzt, aber nie vermieden werden konnen, werden die ex- perimentell gefundenen Polarisationswerte stets hinter den moglichen Werten zuruckbleiben. Diese moglichen Werte zu berechnen, wird Aufgabe eines Atommodells sein, das die hier vorliegenden Verhaltnisse zu beachreiben unternimmt. Das ursprungliche B o h r sche Modell versagt offenbar gegeniiber dem hier gefundenen Ergebnis, daS die Polarisation im Abkling- leuchten nur so lange vorhanden ist als ein auBeres Feld wirkt. Man wird zur Erklarung die Vorstellung eines virtuellen Oszillators heranziehen kijnnen, der in einem MomentanprozeB die Energie vom angeregten Atom iibernimmt und nun wahrend einer Leuchtzeit von der GroBenordnung sec ein Strah- lungsfeld emittiert. Das Strahlungsfeld paBt sich wieder in Momentanprozessen augeren Feldwirkungen an.

Kurze Zusammenfassung (vgl. S. 96 und 97). Analogie der Polarisation der Kandstrahlen zur Polarisation der Resonanz- fluoreszenz, vgl. Abschnitt : Vergleich der Wirkung der Zusatz- gase (S. 107).

Hm. Prof. Dr. R. Pohl mochte ich fur mannigfache Unter- stiitzung meinen besten Dank aussprechen.

G o t t i n g e n , I. Physikalisches Institut.

(Eingegangen 11. Juli 1927)

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Über die Polarisation des Kanalstrahllichtes II