515

2. Zzcr PolardsatBon des Ea%alstrakWdchte~ in schwachen elektrischen Peldern,

I. Das A&kZ&aglezcchtew vom H, 8% einerm elektrischem Querfeld;

vow E. Rzcpp (Rierzn T 8 f d XIV and XV)

1. Einleitung Unsere Kenntnisse der Polarisation des abklingenden

a) Im Abklingleuchten nimmt die Gesamtintensitat Ip + I, Kanalstrahllichtes seien kurz zusammengefaEt:

(1, = Intensifat parallel zur Strahlachse, I , = ,, senkrecht ,, 7 2 1

des Kanalstrahllichtes nach einer e-Funktion ab. (Unter Nicht- beriicksichtigen der kanalnlchsten Punkte) (W. Wien) Fig. 1 a.

PJ t 'I 0

Fig. 1

b) Das Polarisationsverhaltnis P = 4 sinkt lings des Ab- klingweges schneller auf Null als die Strahlintensitlt. Fig. 1 b Messnngen von K. H e r t ell), von mir2), und nach einer Mitteilung

1.

1) K. L. Hertel, Proc. Nat. Acad. of Sc. 12. S. 440. 1926. 2) E. Rupp, Ann. d. Phye. 81. S. 615. 1926 (zitiert sls Teil I).

34*

51 6 3. Rupp

von J. Stark.') Unmittelbar am Kanalende ist deutlich Po- larisation vorhanden (meine l. Untersuchung 2, zur Polarisation des Kanalstrahllichtes, aus der ich damals glaubte folgern zu konnen, das Abklingleuchten sei in seiner Gesamtheit polarisiert).3) In einiger Entfernung vom Spalt und bei Fehlen jeglicher Starung der Lichtemission ist das Polarisations- verhaltnis praktisch Null.

c) Polarisation des Kanalstrahllichtes tritt nur d a m auf, wenn eine Storungswirkung anderer Atome auf die leuchtenden Atome stattfindet.

Die Polarisation ist also ein Sekundareffekt. Die Stor- wirkungen sind am gr6Sten am Kanalende, auf der weiteren Flugbahn treten sie nur bei Anwesenheit von Restgasen oder elektrisoher und magnetischer Felder auf.

d) DemgemaS hangen die Absolutwerte der Polarisation von der jeweils benutzten Apparatur ab. Es herrscht noch keine Ubereinstimmung zwischen deqverschiedenen Beobachtern,

1) J. S t a r k , Die Axialitit der Lichtemission und Atomstruktur, Berlin 1927. Hr. S t a r k hat in dieser Mitteilung meine erste Unter- suchung Bur Polarisation des Kanalstrahllichtes angezweifelt und es muB zugegeben werden, da6 die wenig ausfiihrliche Beschreibung der Ver- suchsanordnung dazu AnlaE geben konnte.

Zur Entkriiftung der Einwlinde Hrn. S t a r k s gebe ich daher swei Figuren wieder: 1. Die Polarisationskurve des von mir benutzten Dreiprismenspektrographen (Fig. 2, Taf. XIV), gemessen mit Glimm- licht einer Neonlampe, wobei die photographische Aufnahme mit dem KO c hschen Registrierphotometer der hiesigen Sternwarte auspboto- metriert wurde. VergroSerung 1 : 5. Die optische Anordnnng war Neonlampe, Kalkspat, Quarzlinse, Spalt (0,s mm) des S te inhe i l schen Dreiprismenspektrographen. Man erkennt, do6 infolge Verwendung einer Linse auB Qnarzkrietallglas im Gebiet um 460 m p Iao nahe gleich Io, wiihrend fur kurzere Wellenliingen L o > Io.

2. Die Aufnahmen des Heliumspektrums bei Beobachtung senkrecht zum Kanalstrahl a (Fig. 3, Taf. XV). Die Aufnahmen zeigen die Helium- linien 4922, 5016, 5048, daneben und ganz schwach die Stickstofflinie 5002. Die Abweichungen mit S t a r k kommen dadurch zustande, daS ich nicht die Expositionszeit jeder einzelnen Aufnahme angegeben habe, sondern nur die meist benutzte Zeit von 4-5 Stunden Dauer. Die hier reproduzierten Aufnahmen a sind in 9 Stunden erhalten worden.

[R. Dope1 und R. v. Hirsch.*)]

2) Vgl. Teil I. 3) DaE diese Extrapolation unrichtig war, haben R. Di ipe l und

4) R. Dlipe l und R. v. H i r s c h , Ann. d.Phys. 82. S. 16. 1927. R. v. H i r s c h gezeigt.

Polarisation d . Kanalstrahllichtes in schwachen elektr. Feldern 51 7

wie die Einfliisse der ,,Urnwelt" das Polarisationsverhilltnis quantitativ bestimmen.

Als Beispiel far die noch vorhandenen Abweichungen seien die Messungen der Polarisation unmittelbar am Spaltende fur Hs zusammengestellt. Nach meinen Messungen ist: P = 1,38 (~=3~10~cm/sec)1) undP= 1,22 (Entladungsspannung 4000Volt).a) Hertels) gibt an

g.10-7 P j/ ::f I $z 1 ;;:, 1 ;:;7

Aus der Mitteilung von J. S t a r k sind folgende Werte zu entnehmen: P = 1,4, v = 4,5 - 9,5. lo7 cm/sec am Schlitzende; bei 6000 Volt Entladungsspannung geringere Polarisation.

Ich schloS aus meinen ersten Messungen auf Zunahme von P bei wachsender Strahlgeschwindigkeit v, ein Verhalten, das auch S t a r k findeta4) Die Zahlen von H e r t e l liefern kein einheitliches Bild, trotzdem die Abklingkurve stets die gleiche einfache e-Funktion war.

2. Fur dae Zustandekommen der Polarisation des Kanal- strahllichtes und fur Storungswirkungen anderer Atome habe ich folgende Erklarung experimentell naher begriindet ":

a) Polarisation kommt zustande durch parallele AtomstaSe der bewegten Atome mit anderen Atomen in Umkehrung des Polarisationseffektes bei parallelen ElektronenstoSen. Da die Kurve der Gesamtintensitit Ip + .Ib (Fig. l a ) durch diese StoS- wirkung nicht merklich beeinfluSt wird, ist zu unterscheiden zwischen ZusammenstoBen mit Ubertragung der Anregungs- energie an das bewegte Atom und ,,polarhierenden" StoBen: Atomvorbeigange in gro6erem Abstand am bewegten Atom, bei denen nur eine Feldwirkung, eben die Polarisation der Licht- emission, ausgeubt wird.

b) Der Absolutwert der Polarisation ist durch ,,Umwelts"- Einflusse bedingt (vgl. oben c). Als solche haben zu gelten: Znsatz-(Resb)gase, elektrische und magnetische Felder, geome-

1) Vgl. Teil I. 2) E. Rupp, Ann. d. Phya. 84. S. 94. 1927 (zitiert ale Teil II), 3) K. L. Herte l , Phys. Rev. 29. S. 848. 1927. 4) J. Stark, a. a. 0. S. 68. 5) E. Rnpp, a. a. 0. Teil 11.

518 E. Rupp

trische Versuchsbedingungen. Die depolarisierende Wirkung der Zusatzgase steht in voller Analogie zur Depolarisation der Resonanzfluoreszenz durch dieselben Gase. ober den EinfluB der Geometrie der VersuchsrFhre ist wenig bekannt. Den EinfluS schwacher Magnetfelder hat Rausch v. Traubenbergl) untersucht. Uber die Polarisation in elektrischen Feldern liegt bisher eine Untersuchung von Herte12) vor.

3. Die zur Polarisation fiihrende Feldwirkung der poIari- sierenden StbBe schien auf Beziehung der Polarisation des Kanalstrahllichtes zum Starkeffekt hinzuweisen. Um hier quan- titative Aufschliisse zu bekommen, habe ich die Untersnchung der Polarisation des abklingenden Kanalstrahllichtes im elek- trischen Feld in Angriff genommen. Noch vor AbschluB meiner Untersuchung erschien die damit parallel laufende von H e r t el , die auch in der Versuchsanordnung ganz iihnlich der meinen durchgefuhrt ist.

4. Vereuchsanordnung Der abklingende Kanalstrahl tritt bei der wiederholt be-

nutzten Rbhre 7 aus dem Spalt 0,3 * 3 mm bei 1 mm Tiefe in ein

Fig. 4

moglichst homogenes elektrisches Feld, dessen Feldlinien senk- recht zum Strahl stehen. Die Anordnung zeigt achematisch Fig. 4.

Der Plattenabstand betrug 0,8 cm. Die Lange der Platten 4 cm. Beide Platten lagen auf Spannung, die Mitte der Span-

1) H. Rausch v. Traubenberg und s. Levy, Ztschr. f. Phys. 44.

2) K. L. Hertel, Phys. Rev. a. a. 0. 3) E. Rupp, a. a. 0. Teil 11.

S. 549. 1927.

Polarisation d. Kanalstrahllichtes in schwachen elektr. Feldern 51 9

nungsbatterie war geerdet, um symmetrische Feldverteilung gegeniiber der geerdeten Kathode zu erreichen.

Senkrecht zum Kanalstrahl und zum elektrischen Feld wurde beobachtet.

5. Doppelbildmethode Die zuerst benutzte optische Anordnung zeigt Fig. 5.

K I f D L f

Fig. 5

K = Kanalstrahl von oben nach unten verlsufend. P= Fenster an der Rohre. B = doppelbrechendes Kalkspatprisma. 1; = Linse f = 7,5 cm. f = Gelbfilter, das die Linie Hs aus dem Kanalstrahl

herausfiltert. P = photographische Platte. Es wurde nur die aus dem Strahl gefilterte Linie If8 des

Wasserstoffs untersucht. Die Anordnung ohne spektrale Zer- legung hat wesentliche Vorzuge, wie Lichtstkke, geringe Po- larisation durch die Apparatur , einfache Einstellung. Die Intensitit der H,-Banden stort praktisch nicht, wie durch Kon- trollaufnahmen mit spektraler Zerlegung festgestellt wurde.

Die Photometrierung geschah mittels Hartmannschen Mikrophotometers und mittels thermoelektrischen Photometers des Instituts. Auf der Platte waren Intensitatsmarken des teils mit Siebblenden, teils mit Graukeil geschwachten Lichtes auf- gedruckt l)

6. Babinetmethode Da sich zeigte, da6 die Polarisation des Kanalstrahllichtes

im elektrischen Feld in eigentumlichen Perioden schwankte, wurde, um gerade diese Schwankungen sicher zu erfassen, noch

1) Die von mir benutzten Methoden der Photometrierung sind im rrmzip alesewen wie sie w a r K , a. a. u. D. 03 ausmnrncn ~ e ~ c n r e i o ~ .

520 3. Rupp

eine Anordnung verwendet, die in Fig. 6 dargestellt ist. Die Polarisation wird hier mit B a b in e t schem Kompensator ge- messen.

Fig. 6 K = Kanalstrahl. F = Fenster.

= Lime F = 5 cm. Sie bildet den Kanalstrahl auf der Ebene des Spaltes S ab.

S = Spalt, der senkrecht zurn Kanalstrahl steht und jeweils ein 0,3 mm breites Stuck des Kanalstrahls hindurch- treten la&. Der Spalt ist auf einem Mikrometer- schlitten parallel zu K verschiebbar.

B = Babinet-Soleilscher Kompensator im Strahlengang des vom Spalt S auagehenden Lichtes. Keilkrante unter 45O zum Kanalstrahl und zum Spalt.

N = Nicol, in dem der Lichtvektor II zum Kanalstrahl und I zum Spalt.

Az = Linse f = 13 cm, die die Interferenzstreifen des Babinet auf der photographischen Platte P abbildet.

f = Gelbfilter. Die Methode mit Babinet erlaubt sehr leicht hderungen

der Polarisation zu erkennen, hingegen kann sie nicht die GroSe des Lichtvektors absolut festlegen. Die absolute Gr6Be des senkrecht und parallel zurn elektrischen Feld schwingenden Lichtes gestattet aber die Doppelbildmethode, so daB die Ver- wendung beider Methoden nebeneinander einen hohen Genauig- keitsgrad erreichen la&.

Nachdem f& eine gewisse Stelle in bekannter Entfernung vom Kanalende P = I. aus der Doppelbildmethode bekannt war, wurden an dieser Stelle und in ihrer Umgebung bei jeweiliger Ver- schiebung des Spaltes S urn 0,3 mm die relativen Xnderungen der Polarisation mittels Babinet aus der Streifenverriickung ermittelt.

1.

Polarisation d. Kanalstrahllichtes in schwachen elekr. Ekldern 521

7. Ergebnieee Die Ergebnisse sind in den Figg. 7-9 zusammengestellt. P = Polarisationsverhiiltnis IJI, (p nnd s in bezug auf

1 = Lange vom Kandende in Millimetern. die Kanalstrahlachse).

Y = 5000 V

€= 0

Fig. 7

Fig. 7 zeigt den Abfall der Gtesamtintensitijt Ip + I, (0) und des Polarisationsverhilltnisses Ip/Ia (x). Der Kurvenverlauf ist ganz der entsprechende wie der friiher gefundene und wie ihn auch H e r t e l wiederholt erhalten hat. Bei S t a r k fallt P schneller auf Null mit wachsendem Abklingweg (nach 1,2 mm) als hier (2,5 mm), bei Her t e l hingegen etwas langsamer.

Die Kurven Figg. 8 und 9 beziehen sich einmal auf kon- stantes elektrisches Feld E bei verschiedenen Strahlgeschwin- digkeiten v ; dann auf verschiedene Feldstkken bei konstanter Ptrahlgeschwindigkeit.

Die Strahlgeschwindigkeit ist nur indirekt am dem Ent- ladungspotential P bekannt. Bei anderen Messungen mit der- selben Rohre wurden fur die benutzten Entladungsspannungen folgende Mittelwerte der Geschwindigkeit aus dem Dopplereffekt gefunden :

P= 5000 10000 20000 Volt w = 4,1*107 4,9.107 7,6. lo7 cmlsec.

Man erkennt: a) Im Gegensatz zu der Kurve ohne Feld Fig. 7 zeigen alle Kurven bei konstantem Querfeld eigentiimliche

522 E. Rupp

periodische Schwankungen des Polarisationsverhhltniltnisses mit wachsender Entfernung vom Kanalende 1. Dieselben Schwan- kungen hat auch Hertel gefunden, doch lassen unsere Auf- nahmen mittels Doppelbild- und Babinetscher Eompensator-

methode diese Schwankungen als experimentell gesichert er- acheinen, wahrend sie bei Her t el nahe der YeSfehlergrenze lieg0n.l)

1) K.L. Hertel, a. a. 0. S. 856.

Polarisation d . Kanalstrahllichtes in schwachen elektr. Feldern 523

b) Die periodischen Schwankungen sind offenbar Funktion der Strahlgeschwindigkeit. Bei konstantem Feld E sind sowohl bei 150 Volt/cm (Fig. 8) wie bei 500 Volt/cm (Fig. 9) folgende Perioden (analog zu Wellenlangen) deutlich zu unterscheiden:

Bei 5000 Volt Entladungsspannung etwa 2 Perioden groBer Amplitude, wenn man als Amplitude die groBten Anderungen des Polarisationsverhaltnisses P bezeichnet (Figg. 8 a und 9 a).

Bei 10000 Volt etwa 11/8 Perioden groBer Ampitude (Figg. 8 b und 96).

Bei 20000 Volt keinerlei Periode nur noch einen unregel- mlibigen Kurvenverlauf (Figg. 8 c und 9c). Es hat den Anschein, als ob sich hier die Periode so breit auseinander gezogen hatte, daB die ganze Erscheinung dadurch verwischt wird.

c) Bei konstanter Strahlgeschwindigkeit bewirkt Erhohung des Feldes B von 150 Volt/cm auf 500 Volt/cm:

a) Zunahme des Polarisationsverhiiltnisses P rnit wachsen- dem Strahlweg 1. Mit wachsendem Abklingweg zeigen die Kurven bei 150 Volt/cm fallende Tendenz nach kleineren Werten des Polarisationsverhiiltnisses, wiihrend die Kurven bei 500 Volt/cm zu groBeren P-Werten ansteigen. Vgl. Figg. 8a, b, c gegen 9a, b, c.

@) Verschiebung der Maxima und Minima im Sinne einer Vermehrung der Periodenzahl. So in Fig. 8 a nur 13/4 Periode gegeniiber Fig. 9a 2l/, Perioden; in Fig. 8 b 1 Periode gegen Fig. 9 b 1 'la Perioden.

Dieselben GIesetzmiiBigkeiten kann man aus den Messungen von H e r t el ebenfalls herauslesen, wenn auch undeutlicher. Man vgl. Fig. 6 C, D, F bei Hertel .

Aufnahmen mit Babinet, die die Streifenverschiebungen bei wachsendem Abklingweg 2 gut erkennen lassen, zeigt Fig. 10, Taf. XV. In Fig. lOc, Taf. XV ist deutlich die Periode der Ver- schiebung zu sehen (man beachte die Marke rechts bzw. links an den Bildern), man vergleiche Bild 1 und 3 mit Bild 2 und 6 (von unten gezahlt).

8. Bur Deutung der Ergebnisse a) Bezeichnen wir mit I' die Kurven ohne Feld, mit I

die Kurve der Feldwirkung, so miiBte zur Deutung der Er- gebnisse das Verhaltnis I. bekannt sein. Tatsiichlich bekannt

1.

524 3. Rupp

I I' L+I; ' ist aber so daS uber die Kurve der reinen Feld-

wirkung nichts Sicheres ausgesagt werden kana b) H e r t e l vergleicht seine Kurven mit Wellenziigen. So

nimmt er fur Kurve E in Fig. 5 seiner Abhandlung eine Kom- bination von zwei Wellen entgegengesetzter Phasen an. In einem anderen Fall (Kurve C in Figg. 5 und 6, Feld 100 Voltlcm) rechnet er die Wellenlilnge in zeitliche Perioden um und findet fur 5 C 1,2.10-8Sek. und fiir 6C 1,3-10-8Sek.

c) Nan kann vielleicht zu einer Deutung der periodischen Schwankung des Polarisationsverhaltnisses langs des Abkling- weges gelangen, wenn man das Verhalten eines anharmonischen

Oszillators in einem elektrischen Feld her- anzieht.

Unter Anwendung derVoigt schen Theorie des anharmonischen Oszillators hat im Falle der Polarisation der Resonanzstrahlung in einem elektrischen Feld W. Hanlel) die dabei auftretenden Polarisationsgrade qualitativ er- % Fig. 11 klaren kbnnen.

Fig. 12

Dieselbe Theorie ware auch in unserem Felle zur Eh- kllrung heranzuziehen mit dem wichtigen Unterschied, daS wir es hier mit bewegten Atomen zu tun haben. Der ruhende anharmonische Oszillator durchlauft nacheinander verschiedene Schwingungszustiinde und wir beobachten einen zeitlichen Mittel- wert uber alle diese Zustlnde (Fig, 11). Beim bewegten an- harmonischen Oszillator hingegen gehort zu j edem Schwingungs- zustand ein bestimmter Ort langs des Abklingweges Z, und wir

1) W.Hsnle , Ztschr. f. Phys. 36. S.346. 1926.

Polarisation d. Xanaletrahllichtes in echwachen olektr. Feldern 625

werden hier die einzelnen Schwingungsphaeen, die zeitlich ad- einander folgen, riiumlich nebeaeinander beobachten konnen (Fig. 12).

d) Wurden Stijrungen der Polarisation durch Umwelts- einfliisse, besonders durch Restgase, zu beseitigen sein und alle Kanalstrahlatome in einem litngs des Strahls eng be- grenzten Volumen in gleichen Phasen zu leuchten anfangen, 80 wurden unsere Kurven das unverfiilschte Schwingungsbild des anharmonischen Oszillators im elektrischen Feld wieder- geben.

Die Storungen der Polarisation durch Restgase werden im Fall dee elektrischen Querfeldee dieselben sein wie im

I

, 1 2 3 4 5 m m

Fig. 13

feldfreien Fall. Urn die gefundenen Kurven im elektrischen Feld von den Storungen der Umwelt befreien zu kbnnen, mussen die Intensittiten I;, und I, mit und ohne Feld einzeln bekannt sein. Da wir aber nur das Verhiiltnie IJ I , kennen, ist nur die Reduktion der Feldkurve auf die Kurve ohne Feld moglich. Das ist fiir die Entladungsspannung 5000 Volt in Fig. 13 geschehen.

I, + Ipf

"+I' , wenn wir (wie oben a) mit I' IP I I,

die Kurve ohne Feld und mit I die Eurve der reinen Feld- wirkung verstehen. Fig. 13 liefert das Schwingungsbild einer groBen Anzahl an harmonischer Oszillatoren, deren Scbwingungs- phaBen sich iiberlagern, was einer Verflachung der zu erwar-

Fig. 13 gibt also

526 B. Rupp

tenden Haxima und Minima langs des Abklingweges gleich- kommt. Diese Verflachung nimmt mit wachsender Strahl- geschwindigkeit zu, daher sind in Figg. 8c und 9 c uberhaupt keine Perioden mehr festzustellen.

e) Unser Bild des lings des Abklingweges in seinen Schwingungsphasen sich abwickelnden Oszillators verlangt, da6 mit wachsender Strahlgeschwindigkeit die Periodenzahl (Anzahl gleicher Schwingungszusthde) sich vermindert und rnit wach- sender elektrischer Feldstarke ansteigt. Wir entnehmen den Kurven Figg. 8 und 9:

Entladungsspanung . . . 5000 10000 20000 Volt Periodeuzahl El = 150 V/cm 13/* 1 keine

Abstand I' El = 150 ,, 1,0 mm 2,2 mm Max.-Min. 3' = 500 ,, 0,8 ,, 2,O ,,

Die grundsatzlichen Forderungen der Theorie des anharmoni- schen Oszillators sind also qualitativ voll erfullt. Sobald wir aber das Bild des anharmonischen Oszillators zahlenmii6ig €assen wollen, versagt das Bild, wenigstens in seiner ein- fachsten Form.

Nehmen wir die fur die benutzten Entladungsspannungen in einem andern Fall gemessenen Geschwindigkeiten als gultig an (vgl. S. 521), so kann aus 2' und v die durch das Feld auftretende Periodendauer z = der Linie HB berechnet werden. Man erhalt fur l/r

7, E2 = 500 ,, 2'1, I*/,

21'

Strahlengeschwindigkeit v 4, l - loT 4,9-10T cm/sec fur El = 150V/cm du 20,5.107 10,O. 10' sec-l

x2 = 500 ,, dv 25,5010' 12,0.107 ), Diese Periodenzahlen nehmen anscheinend ab mit steigender

Geschwindigkeit des Kanalstrahles; sie nehmen zu mit steigen- dem elektrischen Feld, aber jedenfalls weniger als proportional diesem Feld. Die Werte sind von gleicher GtroBenordnung wie die von H e r t e l angegebenen (8.107 sec-l, vgl. oben).

Die Theorie des anharmonischen Oszillators in einfachster Form wurde verlangen:

Unabhangigkeit der Periodenzahlen von der Strahl-

Zunahme der Periodenzahlen mit dem Quadrat der geschwindigkeit,

elektrischen Feldstkke,

Polarisalion d. Kanalstrahllichtes in schwachen elektr. Feldern 527

zwei Forderungen, die von den Versuchen sowohl von meinen wie von denen Her t e l s quantitativ nicht erfullt sind.

Es ist des weiteren die Frage zu erbrtern, wie die Werte der Periodenzahlen sich zu den fur kleine Felder berechen- baren Aufspaltungen der Linie Bp verhalten. Wir vergleichen dazu :

a) den Starkeffekt bei hohen Feldern extrapoliert auf

,5) die Kramerssche Theorie fur schwache Felder. a) Nach S t a r k ist die Abhangigkeit der Aufspaltung von

schwache Feldcr,

der Feldst'arke gegeben durch die Beziehung A u = n C 3

n = Komponentennummer der aufgespaltenen Linie, C = eine experimentelle Konstante = 20,4* lo6. Man berechnet daraus fur die erste Komponente von HB

fur ein Feld E = 150 V/cm A u = 3,0.108 sec-l,

also einen etwas grbBeren Wert als die Messungen hier ergeben. Die aus dem Starkeffekt bei hohen Feldern extrapolierte

Aufspaltung liegt schon in der GroBe der Feinstruktur von HB. Die Feinstrukturaufspaltung betragt namlich 9. loQ sec-l.

8) Im Falle, daB Feinstruktur und Aufspaltung von gleicher GroBenordnung werden, ist nach der Theorie von H. Kramers keine Gultigkeit der S tarkschen Formel zu erwarten. Benutzen wir die von Kramers in diesem Falle abgeleitete Formel

so erhalten wir wohl Ubereinstimmung in der GrbSenordnung der Aufspaltung, aber ebenso wie in der klassischen Theorie Anstieg der Aufspaltung mit dem Quadrat der elektrischen Feldstarke.

Zur weiteren Kyarung der in schwachen elektrischen Feldern auftretenden Polarisationserscheinungen sol1 der Liings- effekt der Linie HI untersucht werden.

Zusammenfaaaung Das Polarisationsverhaltnis I,/< der Linie Hb im Kanal-

strahllicht in schwachen elektrischen Feldern wird fur ver-

528 E. Rupp. Polarisation des Kanalstrahliichtes w w .

schiedene elektrische Feldstirken und filr verschiedene Strahl- geschwindigkeiten gemessen.

Die Kurven des PolarisationsverhiZltnisses zeigen langs des Abklingwegea des Kanalstrahles eigentiimliche periodische Schwankungen (Figg. 8 und 9). Die Periodenzahlen nehmen zu mit abnehmender Strahlgeschwindigkeit und mit steigendem elektrischen Feld.

Die Erscheinungen lassen sich qualitativ zuriickfiihren auf die Schwingungen eines klassischen anharmonisohen Oszillators, der lings des Abklingweges in verschiedenen Schwingungs- phasen schwingt.

Hrn. Prof. P o h l danke ich fiir das Interesse, das er der Untersuchung entgegenbrachte.

Gottingen, I. Physikalisches Institut, Januar 1928.

(Eingegangen 27. Januar 1928)

Annalen dei Physik, I V. Folge, Band 85 Tafel X I V

Anlznlen der Physilc, IV. Folge, Bmtl 85

Polarisation yon He-Kanalstrablen Fig. 3

A 1, 1

b C d e f

a V = 5000 Volt E = 0 b V = 5000Volt E = 150V/cm c V = 10000 Volt E = 150 Vkrn d V = 10000 Volt E = 5UO V/cm c V = 20000 Volt E = 150 V/cm f' V = 20000 Volt E: = 500 V/cm

I = Abklingweg

Fig. 10

Tnfel X V