Über die Lebensdauer angeregter Quecksilberatome

I. Über die Lebensdauer angeregter Quecksilberatome

II. Über die Wirkung des elektrischen Windes bei der elektrischen Gasreinigung

Inaugural-Dissertation zur Erlangung der Doktorwürde genehmigt von der Philosophischen Fakultät der Friedrich-Wilhelms-Universität zu Berlin

von Walter Tietze aus Spittelndorf (Kreis Liegnitz)

Tag der Promotion: 24. Juli 1929.

Verlagsbuchhandlung Julius Springer in Berlin
1929

Referenten:
Herr Prof. W. Nernst
Herr Prof. A. Wehnelt

Sonderabdruck aus der "Zeitschrift für Physik", Band 56, Heft 9/10

I. Über die Lebensdauer angeregter Quecksilberatome.

a) Die Lebensdauer des ³P₁-Zustandes aus der Linienabsorption des Quecksilberdampfes für die Linie 2537.

Es wird die gesamte Absorption der Linie 2537 einer wohldefinierten Quecksilberresonanzschicht in einer ihr völlig gleichen nichtleuchtenden Quecksilberschicht photoelektrisch gemessen. Diese Linienabsorption wird mit Hilfe eines bekannten Ansatzes in Abhängigkeit von dem Produkt aus maximalem Absorptionskoeffizient mal Schichtlänge numerisch berechnet und durch Vergleich mit dem Experiment die Größe des f-Wertes der Linie 2537 bestimmt. Dieser Wert stellt einen Mittelwert aus dem f-Werte der fünf Hyperfeinstrukturkomponenten dar und ergibt sich zu fast genau dem fünften Teil des f-Wertes, den man aus der Messung der Absorption an der druckverbreiterten Linie bzw. der anomalen Dispersion in der Nachbarschaft dieser Linie erhält. Die aus dem Fünffachen des gefundenen f-Wertes berechnete natürliche Lebensdauer des ³P₁-Zustandes des Quecksilbers ist in guter Übereinstimmung mit der auf andere Weise gefundenen Lebensdauer dieses Zustandes.

1. Sowohl nach der klassischen Elektronentheorie wie nach der heutigen Quantentheorie wird die Absorption einer isolierten Spektrallinie, die dem Übergang eines Atomsystems aus dem Zustand k in den Zustand j entspricht, durch dieselbe "Oszillatorenstärke" f_kj gemessen wie die von dieser Linie in ihrer Umgebung hervorgerufene Dispersion ^[1]. Die Größe f ist mit der Zahl der Dispersionselektronen Fraktur-R der klassischen Dispersionstheorie und der Atomdichte N durch die Beziehung verknüpft:

$f = \frac {\mathfrak R}{N}$ (1)

andererseits ist sie der Übergangswahrscheinlichkeit A_kj des betreffenden Quantensprungs proportional ^[2]:

$f_{kj} = \frac {g_k}{g_j} \frac {m\ c^3}{8\ \pi^2\ e^2\ v^2_{jk}}\ A_{kj} = \frac {g_k}{g_j} \frac {\tau}{3}\ A_{kj}$ (2)

g_k und g_j bedeuten dabei die statistischen Gewichte der Zustände k und j, e und n Ladung und Masse des Elektrons, c ist die Lichtgeschwindigkeit, v_kj die Frequenz des Übergangs und t die Abklingungszeit eines klassischen Oszillators gleicher Frequenz. Ist nur ein Übergang von k nach j möglich, so stellt der reziproke Wert von A die mittlere natürliche Lebensdauer des Zustandes k dar, woraus die Bedeutung der experimentellen Bestimmung des f-Wertes für die Resonanzlinien verdünnter Gase hervorgeht.

In der vorliegenden Arbeit, die auf Veranlassung von Prof. R. Ladenburg unternommen wurde, handelt es sich um die Bestimmung des f-Wertes der Quecksilberresonanzlinie 2537 Å (¹S₀ - ³P₁) auf Grund von Absorptionsmessungen in reinem, äußerst verdünntem Quecksilberdampf unter exakt definierten Bedingungen.

2. Bei reinem Quecksilberdampf von Zimmertemperatur wird die Intensitätsverteilung der Absorptionslinie 2537 Å allein durch den Dopplereffekt der bewegten Atome gemäß der Rayleighschen Formel bedingt. Danach berechnet sich die Dopplerbreite ^[3] bei 20° C zu 0,0022 Å. Eine Untersuchung der wahren Intensitätsverteilung einer so schmalen Absorptionslinie ist auch mit den besten heutigen spektroskopischen Mitteln nicht möglich. Füchtbauer und seine Mitarbeiter ^[4] haben darum durch Zusatz von Fremdgas hohen Druckes die Linie so stark verbreitert, daß ihre aus einem kontinuierlichen Spektrum herausabsorbierte Intensitätsverteilung mit einem Spektralapparat großer Dispersion direkt gemessen werden konnte. Die Absorptionsbedingungen sind dann aber nicht dieselben wie bei verdünntem Dampf im Vakuum, und man hat um die Werte für das ungestörte Atom zu finden, eine weitgehende Extrapolation auf den Fremdgasdruck Null zu machen.

Es wurde deshalb eine f-Wertbestimmung mit Hilfe der von R. Ladenburg und F. Reiche ^[5] definierten "Linienabsorption" unternommen. Unter Linienabsorption verstehen diese Verfasser die gesamte Absorption, die das Licht einer Emissionslinie erleidet, das von einer der absorbierenden Schicht völlig gleichen leuchtenden Schicht herrührt. Für eine durch den Dopplereffekt bestimmte Intensitätsverteilung der unendlich dünnen Schicht der untersuchten Spektrallinie gilt dann für diese Linienabsorption A_L ^[6]:

$A_L = \frac {\int\limits_{-\infty}^{+\infty} {\lbrack 1 - e^{-k_0\ l\ e^{\alpha^2 {(v - v_0)^2}}} \rbrack^2}\ d\ v}{\int\limits_{-\infty}^{+\infty}\lbrack 1 - e^{-k_0 l e^{\alpha^2 {(v - v_0)^2}}} \rbrack\ d\ v}$ (3)

dabei ist k₀ = Absorptionsvermögen der unendlich dünnen Schicht in der Mitte der Linie, l = Länge der leuchtenden = Länge der absorbierenden Schicht, v₀ = Frequenz der Linienmitte, v = laufende Frequenz und [Formel]; c ist die Lichtgeschwindigkeit und q die mittlere Geschwindigkeit der Hg-Atome. Die Auswertung der Integrale durch Potenzreihenentwicklung und gliedweise Integration gibt die Linienabsorption A_L als Funktion von k₀l:

$A_L = \frac {a_1\ k_0\ l - a_2\ {(k_0\ l)}^2 + \dotsb + a_n\ {(k_0\ l)}^n + \dotsb}{1 - b_1\ k_0\ l - b_2\ {(k_0\ l)}^2 + \dotsb + b_n\ {(k_0\ l)}^n + \dotsb}$
mit $a_n = \frac {2^{n + 1} - 2}{(n+1)!\sqrt{n + 1}}$
und $b_n = \frac {1}{(n+1)!\sqrt{n + 1}}$ (4)

Tabelle 1 zeigt die für das folgende notwendigen Zahlenwerte von A_L für vorgegebenes k₀l ^[7].

Tabelle 1.
Linienabsorption. A_L als Funktion von k₀l.

k₀l	A_L	k₀l	A_L	k₀l	A_L
0,1	0,0699	1,1	0,4906	2,1	0,6749
0,2	0,1291	1,2	0,5161	2,2	0,6848
0,3	0,1812	1,3	0,5382	2,3	0,6952
0,4	0,2323	1,4	0,5617	2,4	0,7058
0,5	0,2837	1.5	0,5828	2.5	0,7150
0,6	0,3266	1,6	0,6019	2,6	0,7239
0,7	0,3658	1,7	0,6191	2,7	0,7320
0,8	0,4009	1,8	0.6340	2,8	0,7381
0,9	0,4328	1,9	0,6493
1,0	0,4651	2,0	0,6621

Bestimmt man nun experimentell den Wert von A_L, so kann man aus Tabelle 1 den zugehörigen Wert von k₀l und damit den von k₀ ablesen. Schließlich ergibt sich aus k₀ der betreffende f-Wert nach der Beziehung ^[8]:

$f = \frac {\overline q\ k_0}{2\ e^2 / m\ c\ \lambda_0\ N}$ (5)

wobei N die Zahl der absorbierenden Atome ist.

Um der Definition der Linienabsorption zu genügen, wurde als Lichtquelle, deren Absorption untersucht werden sollte, eine Resonanzlampe benutzt, die von dem Licht einer wassergekühlten, mit Magnet versehenen Quecksilberlampe erregt wurde. Durch geeignet angebrachte Blenden konnte eine der absorbierenden möglichst gleich dicke leuchtende Schicht von gesättigtem Quecksilberdampf, erzielt werden, deren Kondensat dieselbe Temperatur wie das der absorbierenden Schicht besaß. Die gesamte Intensität der dieser Resonanzschicht entstammenden Linie 2537 Å wurde lichtelektrisch gemessen, einmal direkt, einmal nachdem es die absorbierende Schicht durchsetzt hatte. Der Quotient beider Intensitäten ergibt die Durchlässigkeit. Multipliziert man diesen Wert mit der Durchlässigkeit der Verschlußplatten des Absorptionsgefäßes und zieht das Ergebnis von 1 ab, so erhält man das integrale Absorptionsvermögen der absorbierenden Schicht, die Linienabsorption der Linie 2537 Å.

Es ist dabei darauf zu achten, daß man dasjenige Resonanzlicht zur Messung benutzt, das senkrecht zur Primärstrahlung die Resonanzlampe verläßt. Denn nur dieses Licht hat in unendlich dünner Schicht eine reine, der Versuchstemperatur entsprechende Dopplerverteilung ^[9], was in der Definition von A_L bei der Berechnung der Intensitätsverteilung der endlichen leuchtenden Schicht vorausgesetzt wurde.

3. Absorptionsmessungen der Resonanzstrahlung des Quecksilberdampfes sind früher von Malinowski ^[10] und Orthmann ^[11], und kürzlich von Schein ^[12] und Kunze ^[13] ausgeführt worden. Obwohl diese Verfasser endliche Leuchtschichten benutzen, berechnen sie das ihren Versuchen entsprechende Absorptionsvermögen unter Voraussetzung einer unendlich dünnen emittierenden Dampfschicht als Lichtquelle; zum Teil beobachten sie auch nicht senkrecht zur Primärstrahlung. Nur P. Kunze hat unseres Erachtens alle auftretenden systematischen Fehler weitgehendst vermieden. Auch hat er sein Absorptionsvermögen nachträglich auf endliche Leuchtschichten korrigiert, eine Korrektur, die bei unserem Verfahren nicht angebracht zu werden braucht, da wir von vornherein mit endlichen Leuchtschichten rechnen. Kunzes Messung von k₀ weicht von allen Werten seiner Vorgänger stark ab, stimmt aber mit den unseren auf wenige Prozent überein ^[14]. Da auch seine Meßmethode im Prinzip mit der vorliegenden übereinstimmt, gehen wir nur auf die Punkte genauer ein, in denen sich diese Arbeit von der seinen unterscheidet und verweisen im übrigen auf Kunzes ausführliche Diskussion.

4. Die Versuchsanordnung ist die übliche und läßt sich aus Fig. 1 ersehen. Als Primärlampe benutzten wir eine senkrecht brennende Quarz-Quecksilberlampe nach St. v. Bogdandy und L. Wamoscher ^[15], die, bei niedriger Klemmenspannung mit Selbstinduktion, Wasserkühlung und Magnetgebläse versehen, äußerst konstant brannte.

Fig. 1. Versuchsanordnung

L = Hg-Lampe, Res = Resonanzgefäß, Abs = Absorptionsgefäß, K, A = Kathode und Anode der Photozelle, R = hochohmiger Widerstand, E = Binantelektrometer

Fig. 2. Resonanzgefäß

Die Resonanzlampe war so konstruiert: Zwei plane kristalline Quarzplatten von 3mm Dicke waren senkrecht zueinander auf eine Rayleighsche Resonanzlampe aus Glas als Eintrittsfenster E und Austrittsfenster A (siehe Fig. 2) aufgekittet. Die aneinanderstoßenden Kanten der Platten waren unter 45° abgeschliffen, auf den Schliffflächen berußt und so verkittet, daß das Primärlicht streifend zum Austrittsfenster einfallen, das Resonanzlicht streifend zum Eintrittsfenster abgenommen werden konnte. Dadurch gab es praktisch keine vorgelagerten absorbierenden Schichten. Zur genauen Begrenzung des Strahlenganges waren verschiebbare Blenden vor Eintritts- und Austrittsfenster angebracht. Es wurde im allgemeinen bei solchen Blendenstellungen beobachtet, daß weniger als 0,2 mm vorgelagerte Schichten vorhanden waren. Der gläserne Teil des Resonanzgefäßes war außen geschwärzt. Die leuchtende Schicht war ein Quader von 10 mm Höhe, 5,4 mm Breite und 5 mm Länge. Das Ahsorptionsgefäß, das mit Hilfe eines Schliffes in den Strahlengang geschoben werden konnte, bestand aus einem Eisenring, auf den zwei plane kristalline Quarzplatten aufgekittet waren Die Reflexionsverluste an diesen Platten wurden zu 26,1 % ± 0,1 bestimmt und bei allen Messungen in Rechnung gesetzt. Die Länge der absorbierenden Schicht betrug ebenfalls 5,4 mm. Absorptions- und Resonanzgefäß besaßen seitliche Ansätze mit Quecksilbertropfen, die durch geeignete Bäder auf gleicher Temperatur gehalten werden konnten. Der durch die Strahlung der 2537 Å erzeugte Photostrom einer Photozelle nach Kreussler ^[16] mit Platinkathode und 10 bis 20 cm Wasserstoffüllung wurde über einen Widerstand von 10¹¹ Ohm zur Erde geleitet und die Spannung an den Enden des Widerstandes mit einem Binantelektrometer gemessen. Die maximale Empfindlichkeit des Elektrometers betrug etwa 1600 Skalenteile pro Volt bei 1 m Skalenabstand und einer Hilfsspannung von ± 80 Volt an der Nadel.

5. Es wurde festgestellt, daß bei keiner benutzten Empfindlichkeit der photoelektrischen Anordnung mehr als 3 ‰ Streulicht, bei den Messungen über 0° sogar weniger als 1 ‰ vorhanden war.

Durch Aufnahmen mit einem Quarzspektrographen, der an die Stelle der Photozelle gebracht wurde, konnte gezeigt werden, daß die "Füchtbauer-Fluoreszenz" der von den ³P-Niveaus ausgehenden Absorptionslinien auch bei 20° Versuchstemperatur im Vergleich zur Streustrahlung dieser Linien und erst recht zur Streustrahlung der 2537 so schwach war, daß auf einen Monochromator verzichtet werden konnte

Ein Verschieben der Blende vor dem Austrittsfenster änderte die Messungen nicht, d. h. eine am Eintrittsfenster vorgelagerte absorbierende Schicht läßt bei unserer Anordnung, wie erwartet (vgl. Ziffer 2), die Form der Resonanzlinie ungeändert. Wurde dagegen die Eintrittsblende so gestellt, daß zwischen Leuchtschicht und Austrittsfenster eine absorbierende Dampfschicht lag, so nahm das gemessene Absorptionsvermögen merklich ab. z. B. bei 0° Tropfentemperatur und 3 mm vorgelagerter Schicht um 2 bis 3 %.

6. Es wurden Messungen der Linienabsorption bei fünf verschiedenen Temperaturen ausgeführt, deren Ergebnisse in Tabelle 2 zusammengestellt sind. Jeder dort angegebene Wert von A_L ist der Mittelwert aus einer Anzahl von Messungen, von denen jede wieder aus sechs bis zehn Einzelmessungen besteht.

Tabelle 2.

Linienabsorption und f-Werte in Abhängigkeit vom Druck.

t⁰ in C	P_eff · 10³	N · 10^-12	A_L	k₀	f
-11	0,0703	2,34	0,115	0,321	0,00559
0	0,213	7,12	0,291	0,955	0,00547
+10	0,544	18,15	0,539	2,38	0,00535
+15	0,850	28,34	0,661	3,68	0,00529
+20	1,43	41,94	0,741	5,21	0,00506

In der ersten Spalte sind die jeweiligen Temperaturen, von Resonanz- bzw. Absorptionsgefäß angegeben, in der zweiten und dritten Spalte die dazu gehörigen Drucke bzw. Atomzahlen pro Kubikzentimeter im Absorptionsgefäß. Als Sättigungsdrücke sind die Werte aus Landolt-Börnstein II, S. 1335 verwendet. Der Sättigungsdruck bei -11° ist nach der Dampfdruckformel von Smith und Menzies ^[17] berechnet. Aus diesen Werten, die dem Sättigungsdruck am Kondensat entsprechen, ist der effektive Druck im Absorptionsgefäß berechnet, der ja ein anderer ist, da unter den angegebenen Versuchsbedingungen die freie Weglänge der Quecksilberatome groß gegen die Gefäßdimensionen ist und das Absorptionsgefäß stets auf etwas höherer Temperatur gehalten wurde als das Kondensat. In der vierten Spalte stehen die gemessenen Werte der Linienabsorption, in der fünften die aus der Tabelle 1 ermittelten k₀-Werte und in der letzten Spalte schließlich der der Messung entsprechende f-Wert.

Die k₀-Werte stimmen gut mit denen von Kunze überein, liegen aber systematisch etwas höher als die seinen. (Wegen des Unterschieds siehe Ziffer 7.) Fig. 3, in der unsere k₀-Werte und die von P. Kunze als Funktion der Atomdichten im Absorptionsgefäß aufgetragen sind, veranschaulicht, wieweit die Meßwerte auf einer Geraden liegen. Bei genauer Betrachtung erkennt man eine schwache, aber stete Abweichung von der Proportionalität in dem Sinne, daß k₀ langsamer als dichteportional ansteigt. Dies tritt noch deutlicher hervor, wenn man für die einzelnen Temperaturen den f-Wert aus dem gefundenen k₀ berechnet (siehe Tabelle 2) oder graphisch als Funktion des Druckes aufträgt (siehe Fig. 4) ^[18]. Während man einen für die verschiedenen Temperaturen bzw. Drucke konstanten f-Wert erwarten sollte, zeigt sich, daß mit abnehmendem Druck der f-Wert systematisch, wenn auch schwach, ansteigt, worauf wir in Ziffer 8 näher eingehen werden.

Fig. 3. k₀-Werte in Abhängigkeit von der Atomdichte im Absorptionsgefäß.

Extrapoliert man auf den Dampfdruck Null, so folgt für den endgültigen aus unseren Messungen gefundenen Wert:

$\overline f$ = 0,00555
± 22.

7. Die in Tabelle 2 aufgeführten Linienabsorptionen sind die bei unseren Versuchen gefundenen unkorrigierten Werte (vgl. Ziffer 2 und 4). Die möglichen vorgelagerten Schichten im Resonanzgefäß, deren Einfluß in Ziffer 5 besprochen wurde, sind so klein, daß sie unser Resultat praktisch nicht beeinträchtigen. Absorption des Quecksilberdampfes im Zimmer war nicht zu beobachten, wie ausdrücklich durch Kontrollversuche festgestellt wurde. Der Bruchteil der sekundären Resonanz im Absorptionsgefäß, der bei der Messung in die Photozelle dringen und dadurch die Durchlässigkeit der Hg-Schicht zu groß erscheinen lassen könnte, betrug bei unserer Anordnung im Höchstfall 2 ‰ und blieb deshalb unberücksichtigt. Aus diesen Gründen glauben wir, daß die obigen A_L-Werte frei von systematischen Fehlern sind.

Dasselbe gilt im wesentlichen auch von der Arbeit von Kunze. Jedoch hat er, wie einleitend bemerkt, nicht mit der Formel der Linienabsorption, sondern mit der Malinowskischen Formel gerechnet, bei der als emittierende Schicht eine unendlich dünne Schicht angenommen wird. Nachträglich korrigiert er dann seine Messungen, indem er die endliche, wenn auch geringe Dicke seiner Leuchtschicht als absorbierend mit Hilfe seiner experimentell gefundenen k₀-Werte in Rechnung setzt. Dabei ist aber unberücksichtigt gelassen, daß es sich in Wirklichkeit um eine leuchtende Schicht handelt. Der Vergleich der beiderseitigen Meßergebnisse zeigt, daß die Korrektur im richtigen Sinne geht, aber nicht ganz ausreichend ist. Hierauf beruht nach unserer Meinung der kleine systematische Unterschied zwischen seinen Werten von k₀ und den unseren.

Fig. 4. f-Wert als Funktion des Druckes.

8. Beim Vergleich des so gefundenen f-Wertes mit den auf andere Weise bestimmten (durch Messung der Absorption an der druckverbreiterten Linie bzw. der anomalen Dispersion) muß die Komplexstruktur der Linie 2537 berücksichtigt werden. Nach Wood ^[19] bestellt diese Linie aus fünf fast im gleichen Abstand von etwa 0,01 Å nebeneinanderliegenden Komponenten, von denen jede unter unseren Versuchsbedingungen eine Dopplerbreite von 0,002 Å besitzt. Wenn man eine solche Spektrallinie eine Quecksilberschicht durchsetzen läßt, deren Absorptionslinie genau die gleiche komplexe Intensitätsverteilung hat, so absorbiert unter diesen Bedingungen jede Einzellinie nur die ihr entsprechende Komponente, praktisch aber nichts von den Nachbarlinien. Man muß also zur genaueren Berechnung, analog wie es P. Kunze bei seinem Ansatz der integralen Absorption getan hat, in Formel (3) der Linienabsorption unter den Integralen über die fünf Komponenten summieren und erhält an Stelle von (4) eine andere Entwicklung, in der statt k₀ⁿ der Quotient $\frac {\sum\limits_{1}^{5} k_{\varrho}^{n+1}}{\sum\limits_1^5 k_{\varrho}}$ stellt, wobei k₀ⁿ den maximalen Absorptionskoeffizienten der ρ. Hyperfeinstrukturkomponente bedeutet. Es ergibt sich dann, daß die gefundenen k-Werte Mittelwerte aus den k_ρ-Werten sind, die nicht mehr genau mit der Dichte proportional gehen. Daher rührt wohl die gefundene schwache Abhängigkeit der f-Werte vom Druck. Im Grenzfall unendlich kleinen Druckes, wo man die Reihe (4) mit dem ersten Gliede abbrechen kann, findet man in Übereinstimmung mit Kunze

$A_L = a_1\ l\ \frac {\sum k_{\varrho}^2}{\sum k_{\varrho}} = a_1\ l\ \overline k$ (4 a)

Die Messung der Linienabsorption liefert daher nicht k₀, sondern den Mittelwert $\overline k = {\frac {\sum k_{\varrho}^{2}}{\sum k_{\varrho}}}$ .

Um dieses Ergebnis auf den f-Wert umzudeuten, muß man berücksichtigen, daß die Hyperfeinstruktur der Linie 2537 durch eine Aufspaltung des oberen Zustandes ³P₁, mit dem statistischen Gewicht g_k in r-Teilniveaus mit den Gewichten $g_{k_r}$ und des unteren Zustands ¹S₀ mit dem Gewicht g_j in s-Teilniveaus mit den Gewichten $g_{j_s}$ erzeugt wird. Über diese Größen ist bis jetzt nur bekannt, daß $g_k : g_j = \sum\limits_r\ g_{k_r} : \sum\limits_s\ g_{j_s}$ ist; außerdem ist anzunehmen, daß r > s ist ^[20]. Bezeichnet man die f-Werte der Teilübergänge mit f_rs, so kann man das obige Resultat mit Hilfe von Gleichung (5) dahin aussprechen ^[21], daß obige Messungen durch Extrapolation auf den Dampfdruck Null nicht den f-Wert der Gesamtlinie ergeben, sondern einen Mittelwert aus den f-Werten der einzelnen Komponenten

$\overline f = \frac {1}{g_j}\ \frac {\sum\limits_{rs}\ g^2_{j_s}\ f^2_{rs}}{\sum\limits_{rs}\ g_{j_s}\ f_{rs}}$ (6)

Im Gegensatz zur Linienabsorption liefern Absorptionsmessungen an der druckverbreiterten Linie ebenso wie die Messungen der anomalen Dispersion in der Nachbarschaft dieser Linie eine Summation der Effekte der einzelnen Komponenten ^[22]. Füchtbauer und seine Mitarbeiter ^[23] fanden nach der ersteren Methode durch Extrapolation auf den Fremdgasdruck Null einen f-Wert

f = 0,025.

Ladenburg und Wolfsohn ^[24] haben aus Messungen der anomalen Dispersion in dem Dampfdruckintervall 0,02 bis 32mm den nahezu gleichen Wert 0,0255 gefunden. Multipliziert man den von uns gefundenen f-Wert mit 5, der Zahl der Komponenten, so folgt

f = 5 $\overline f$ = 0,028.

Aus der nahen Übereinstimmung des so berechneten Wertes mit dem obigen f-Wert ^[25] folgt, daß die Produkte $g_{j_s} f_{rs}$ für alle Feinstrukturkomponenten einander gleich sein müssen innerhalb der Genauigkeit, mit der die oben genannten Zahlenwerte als übereinstimmend zu bezeichnen sind ^[26]. Führt man diese Gleichheit in (6) ein, so folgt:

$\overline f \sim \frac {g_{j_s}}{g_j}\ f_{rs}$

Falls der ¹S₀-Zustand einfach ist, mißt man also mit Hilfe der Linienabsorption an 2537 direkt den (dann für alle Komponenten gleichen) f-Wert der einzelnen Hyperfeinstrukturkomponenten. Besteht ¹S₀ jedoch aus mehreren Teilniveaus, so ist wegen $g_{j_s}$ < g_j der Wert der f_rs größer als der gemessene Mittelwert $\overline f$ .

Schließlich kann man aus dem von uns gefundenen $\overline f$ -Wert auf Grund von Gleichung (2) die Übergangswahrscheinlichkeit des Quantensprungs ¹S₀ – ³P₁ berechnen. Jedem f_rs-Wert entspricht nach Gleichung (2) ein A_rs-Wert. Und es gilt analog, wie für die Produkte $g_{j_s} f_{rs}$ , daß die A_rs-Werte der einzelnen Hyperfeinstrukturlinien jeweils multipliziert mit dem Gewicht des zugehörigen oberen Teilniveaus annähernd einander gleich sein müssen, was mit der Aussage gleichbedeutend ist, daß die einzelnen Komponenten annähernd gleiche Intensität besitzen. Dies stimmt recht gut mit den Messungen von Fräulein Schrammen ^[27] überein, die für das Intensitätsverhältnis der fünf Komponenten das Zahlenverhältnis 5 : 6,5 : 6,6 : 6,9 : 5 angibt.

Wenn man die Linie 2537 als Ganzes betrachtet, wenn man also mit einem Spektralapparat beobachtet, der die Hyperfeinstruktur nicht auflöst - was doch für die meisten Versuche gilt -, kann man von einer Gesamtübergangswahrscheinlichkeit A reden. Unter diesen Bedingungen ist nämlich die Intensität der Gesamtlinie gleich der Summe der Intensitäten der einzelnen Komponenten, da diese praktisch dieselbe Frequenz haben. Wenn die oberen Teilniveaus entsprechend ihren statistischen Gewichten besetzt sind, bestimmt daher $A = \frac {\sum\limits_{r s} g_{k_r}\ A_{rs}}{g_k}$ die Intensität der Gesamtlinie. Aus Gleichung (2) folgt dann:

$A = \frac {g_j}{g_k} \frac {3}{\tau}\ f = \frac {3}{\tau} \frac {\sum g_{j_s}\ f_{rs}}{g_k} \sim \frac {3}{\tau} \frac {5 \overline f}{g_k} = 0,96 \cdot 10^7$

Berechnet man hieraus nach der üblichen Vorschrift, daß die natürliche Lebensdauer ^[28] einer Resonanzlinie gleich dem reziproken Wert ihrer Übergangswahrscheinlichkeit ist, $T = \frac 1 A$ , so erhält man

T = 1,04 . 10^-7 sec

in ausgezeichneter Übereinstimmung mit dem Wert 1,0 . 10^-7 sec, den W. Wien ^[29] aus dem Abklingungsleuchten von Hg-Kanalstrahlen und W. Hanle ^[30] aus der Magnetorotation der Resonanzfluoreszenz der Linie 2537 bestimmt haben.

Diese Übereinstimmung erscheint zunächst etwas überraschend: denn jedes Teilniveau des ³P₁-Zustandes klingt für sich gemäß seiner Gesamtzerfallswahrscheinlichkeit $A_r = \sum\limits_s\ A_{rs}$ ab, und man erhält als Abklingungsformel für die Gesamtatomdichte im oberen Zustand eine Summe von e-Potenzen:

$N_k = \sum\limits_r\ N_{k_r} = \frac {N_k^0}{g_k}\ \sum\limits_r\ g_{k_r}\ e^{-{A_r}t}$ ,

wenn N_k⁰ die Gesamtatomdichte des ³P₁-Zustandes zur Zeit t = 0, dem Beginn des Abklingens, ist; dagegen läßt das obige Resultat eine Abklingung folgender Art erwarten: $N_k = N_k^0\ e^{-{At}}$ . Es liegt also nahe, anzunehmen, daß die Gesamtzerfallswahrscheinlichkeiten der verschiedenen oberen Niveaus annähernd einander gleich und gleich der Gesamtübergangswahrscheinlichkeit A sind. Es lassen sich mehrere Termschemata angehen. die mit allen experimentellen Befunden in Einklang sind. Beim augenblicklichen Stand unserer Kenntnis der Quecksilberfeinstrukturniveaus und ihrer Gewichte ist es jedoch nicht möglich zu entscheiden, welches von ihnen der Wirklichkeit entspricht.

b) Die Lebensdauer des metastabilen Atomzustandes ³P₀ auf Grund von Fluoreszenzmessungen sichtbarer Quecksilberlinien.

H. B. Dorgelo ^[31] hat die Lebensdauern der metastabilen ³P₀- und ³P₂-Zustände des Quecksilbers zu ~0,01 sec bestimmt. Hierbei wurden die Atome elektrisch angeregt; es besteht daher die Möglichkeit, daß durch Wand- und Raumladungen und langlebige positive Ionen die bereits abgestorbenen metastabilen Atome von neuem geschaffen werden, und daß dadurch die Lebensdauer der metastabilen Zustände zu groß erscheint ^[32]. Dieser Einwand kommt nur bei einer optischen Anregung ^[33] nicht in Betracht. Hierbei werden die instabilen ³P₁-Zustände durch die Resonanzlinie 2537 geschaffen, und diese angeregten ³P₁-Zustände bzw. die aus ihnen durch Zusammenstöße gebildeten benachbarten metastabilen ³P₀-und ³P₂-Zustände werden durch die Linien 4358 (³P₁ – ³S₁) bzw. durch -4047 (³P₀ – ³S₁) und 5461 (³P₂ – ³S₁) in den Zustand ³S₁ übergeführt, der spontan unter Emission dieser drei Linien zerfallen kann. Fügt man etwas Stickstoff zum bestrahlten Hg-Dampf, so werden die ³P₁-Zustände durch Zusammenstöße mit Molekülen in den metastabilen Zustand ³P₀ überführt, und die sichtbare Fluoreszenz der Linien 5461, 4538, 4047 wird wesentlich verstärkt. Wie sich bei Durchführung der im vorangehenden beschriebenen Versuche zeigte, kann man bei geeigneter Anordnung diese Fluoreszenzstrahlung auch bei relativ großer Entfernung zwischen erregender Lampe und dem Fluoreszenzgefäß so stark erhalten, daß man sie mit 1/5 sec Belichtungszeit photographieren kann, wodurch eine Lebensdauermessung mit rotierender Scheibe möglich erscheint.

Die Versuche wurden so ausgeführt, daß eine rotierende Scheibe sowohl den von der wassergekühlten Quarzquecksilberbogenlampe auf das Fluoreszenzgefäß fallenden Lichtstrahl wie den zu diesem senkrecht stehenden Strahlengang Fluoreszenzgefäß-Spektrograph. schnitt. Durch einige an der rotierenden Scheibe angebrachte Öffnungen, ferner durch Elenden und Filter hindurch wurde bei rotierender Scheibe zuerst das Fluoreszenzgefäß mit dem vollen Lichte der Quecksilberlampe bestrahlt, dann bei herausgefilterter Resonanzlinie im wesentlichen nur mit den Linien 4046, 4358, 5461 belichtet und eine meßbare Zeit nach dem Abschneiden der Resonanzlinie der Strahlengang Fluoreszenzgefäß-Spektrograph freigegeben, während die Linien 4046, 4858, 5461 weiter auf den Quecksilberdampf des Fluoreszenzgefäßes wirkten. Während das volle Licht der Quecksilberlampe auf das Fluoreszenzgefäß fällt, werden in ihm über den ³P₁-Zustand ³P₀- und ³P₂-Zustände erzeugt. Diese Erzeugung hört mit dem Abschneiden der Resonanzlinie auf, die instabilen ³P₁-Zustände zerfallen in rund 10^-7 sec, die metastabilen Zustände werden teils über ³P₁ zerstört, teils gehen sie unter Absorption der entsprechenden Linien in höhere Zustände über, von wo sie unter Emission der Fluoreszenz-Strahlung in die metastabilen Zustände ³P₀ oder ³P₂, oder über den ³P₁-Zustand in den Grundzustand zurückkehren. Die Fluoreszenz, die nach dem Abschneiden der Resonanzlinien noch ausgestrahlt wird, rührt also indirekt von den metastabilen ³P₀- oder ³P₂-Zuständen her und dient als Nachweis für deren Existenz. Sie bleibt während des Auftreffens der von der Linie 2537 befreiten Bogenlampenstrahlung auf das Fluoreszenzgefäß so lange bestehen, als noch metastabile Zustände im Quecksilberdampf des Fluoreszenzgefäßes vorhanden sind.

Bei den Versuchen zeigten sich nach etwa vier Stunden Belichtungszeit auf der Platte schwache Spuren einer Fluoreszenzstrahlung, die durch eine endliche Lebensdauer der metastabilen ³P₀- und ³P₁-Zustände [sic] hervorgerufen war. Aus der Lage der Öffnungen der rotierenden Scheibe und aus ihrer Rotationsgeschwindigkeit berechnet man, daß die Lebensdauer der metastabilen Zustände jedenfalls wesentlich kleiner als 0,01 sec war. Allerdings ist die so gemessene "Lebensdauer" die Zeit, in der die metastabilen Zustände trotz der Einstrahlung von sichtbarem Lichte, insbesondere der Linie 4047 "leben"; diese Linie aber wird vom metastabilen ³P₀-Zustand absorbiert. Daher ist unter den benutzten Bedingungen die Lebensdauer des ³P₀-Zustandes außer durch Zusammenstöße mit Stickstoffmolekülen und mit der Wand, auch durch das eingestrahlte Liebt begrenzt und von dessen Intensität abhängig.

Wenn man die lediglich durch Stöße begrenzte Lebensdauer messen will, muß man nach dem Einstrahlen der Linie 2537 durch Anbringen einer geeigneten Blende eine meßbare "Dunkelzeit" verstreichen lassen, ehe man das durch Glas gefilterte sichtbare Licht des Quecksilberbogens einstrahlt. -- Da ich durch meinen Übertritt in die Technik diese Versuche nicht mehr allein durchführen konnte, hat Herr T. Asada unter Leitung von Herrn Prof. Dr. Ladenburg die weiteren Versuche ausgeführt, wobei ich aber noch zeitweise mitarbeiten konnte. Die Versuche ergaben, daß die Lebensdauer der metastabilen ³P₀-Zustände bei Abwesenheit von Einstrahlung und bei 2 bis 3 mm Stickstoffzusatz zum Quecksilberdampf von Zimmertemperatur einige Tausendstel Sekunden beträgt. Wegen Einzelheiten vergleiche man die Veröffentlichung: T. Asada, R. Ladenburg und W. Tietze, Phys.ZS. 29, 549 und 708, 1928.

II. Untersuchung über die Vorgänge bei der elektrischen Gasreinigung, speziell über die Wirkung des elektrischen Windes bei diesem Verfahren.

Zur Entfernung und teilweisen Wiedergewinnung der in den Abgasen der verschiedensten Industrien enthaltenen Staubmengen werden verschiedene Methoden verwendet. Von dauernd wachsender Bedeutung ist ein elektrisches, von Cottrell erfundenes Verfahren, das teils nach dem Erfinder, teils Elektrofilter, teils elektrische Gasreinigung genannt wird. Wir wollen es abkürzend als E. G. R. bezeichnen.

Dies Verfahren ist das folgende:

Die zu entstaubenden Gase passieren (eventuell in mehrere Gasströme geteilt) z. B. Rohre von etwa 3 m Höhe und 30 cm innerem Durchmesser ^[34]. Axial in jedem Rohre ist isoliert von der Rohrwandung ein Draht von etwa 1 mm Dicke angebracht, der mit dem einen, meist negativen Pol eines Gleichstromerzeugers von etwa 50.000 Volt verbunden ist, dessen anderer Pol an die Rohrwandung und die Erde geführt ist. Durch das hohe Feld entsteht an dem negativ geladenen Draht eine Glimmentladung, und der Staub wird unter der Einwirkung dieser Entladung und des zwischen Draht und Rohrwandung herrschenden elektrischen Feldes zum größten Teil an der Wand abgeschieden, ein kleiner Teil setzt sich am Draht ab. Der Staub löst sich nach kürzerer oder längerer Zeit in lose, zusammenhängende Stücke entweder von selbst oder durch mechanische Hilfe von der Wand ab und fällt in einen am unteren Rohrende angebrachten Behälter, aus dem er dann zur weiteren Verwertung entnommen wird.

In den zahlreichen bisher vorliegenden Arbeiten ^[35] über die physikalischen Vorgänge bei der E. G. R. wird als die wesentlichste und praktisch allein wirksame Ursache die durch die Luftionen der Glimmentladung des Sprühfeldes erzeugte Aufladung der Staubteilchen und ihre Wanderung im elektrischen Felde von der aufgeladenen Sprühelektrode zur geerdeten Wand angesehen. Da die -- negativ -- geladene Sprühelektrode nur gleichsinnig geladene Ionen von sich forttreibt, erhalten die Ionen wesentlich gleichsinnig, d. h. negative Ladung und wandern zur entgegengesetzt geladenen Wand, an der sie vermöge ihrer Ladung haften bleiben.

Maßgebend für die Geschwindigkeit, mit der die Staubteilchen zur Wand hinwandern, und für die Wirksamkeit des ganzen Verfahrens ist bei dieser Erklärung die Größe der Maximalladung, die die einzelnen Teilchen tragen. Berechnet man diese Maximalladungen, die zum Teil auch unmittelbar experimentell bestimmt sind, so findet man, daß unter den in der Praxis herrschenden Bedingungen die Staubteilchen von 10^-4 cm Größe und darunter größtenteils nicht die zur Abscheidung erforderliche Geschwindigkeit erhalten. Es entstehen so gewichtige Zweifel an der ausreichenden Erklärung dieser Vorgänge auf Grund der oben genannten Aufladung, besonders für die kleineren Teilchen. F. Haber hat zuerst in einer mündlichen Erörterung im September 1921 auf eine andere mögliche Ursache, den elektrischen Wind, hingewiesen, der in der Literatur der E. G. R. vereinzelt genannt, aller nie als wesentlich für die Wirkung des Verfahrens bezeichnet worden ist. Diese Bemerkung von F. Haber war der Anlaß, daß sich zunächst R. Ladenburg, und auf seine Veranlassung ich selbst mich mit der Wirkung des elektrischen Windes beim E. G. R.-Verfahren beschäftigte.

Das Auftreten des elektrischen Windes an hochgeladenen Spitzen ist seit langem bekannt und muß in ähnlicher Weise auch an sprühenden Drähten auftreten. An solchen Drähten bilden sich nämlich, wie man im Dunkeln leicht wahrnimmt, eine Reihe von Glimmpunkten, aus denen die Elektrizität wie aus Spitzen ausströmt. Der elektrische Wind ist dabei unter Umständen grob fühlbar.

Die wesentliche Aufgabe vorliegender Arbeit war, die Geschwindigkeit des elektrischen Windes und der Staubteilchen, die von dem Winde mitgerissen werden, unter den Bedingungen der E. G. R. möglichst exakt zu messen und dadurch zu ergründen, wie weit dieser elektrische Wind bei der elektrischen Abscheidung des Staubes aus den Abgasen mitwirkt.

Die Geschwindigkeit des elektrischen Windes (E. W.) wurde auf folgende Weise gemessen: Der von einem einzelnen Glimmpunkt eines ausgespannten negativ geladenen Drahtes erzeugte E. W. lenkte einen senkrecht zur Windrichtung strömenden Kohlensäurestrahl bekannter Geschwindigkeit ab. Die Ablenkung wurde durch eine vereinfachte Schlierenmethode photographisch festgehalten und durch Variation der Geschwindigkeit eines Luftstrahles an Stelle des elektrischen Windes bei festgehaltener Kohlensäuregeschwindigkeit reproduziert. Es konnte so jeder Ablenkung des Kohlensäurestrahles durch den E. W. unbekannter Geschwindigkeit eine gleiche Ablenkung durch einen Luftstrahl bekannter Geschwindigkeit zugeordnet werden. Es ergab sich, daß die Geschwindigkeit des E. W. proportional der Wurzel aus der von den Ionen transportierten Stromstärke war ^[36], und daß er dicht am Glimmpunkt bei 2.10^-6 Amp. etwa 80 cm pro Sekunde betrug. In der Praxis fließt etwa dieser Strom durch einen Glimmpunkt. Wie die weiteren Messungen zeigten (siehe unten), nimmt die Windgeschwindigkeit mit wachsender Entfernung vom Glimmpunkt ab; bei einem Rohr von 75 mm Radius beträgt sie in der Nähe der Wand bei 2.10^-6 Amp. nur noch gegen 40 cm/sec.

Die Luft, die in Form des E. W. vom Glimmpunkt weggeblasen wird, muß irgendwie dem Glimmpunkt zugeführt werden. Um die Strömungsverhältnisse der Luft in der Kammer zu untersuchen, wurde an einem Glasstab ein Räucherkerzchen in die Kammer eingeführt, in der ein hochgeladener Draht von einem geerdeten zylindrischen Drahtnetz in etwa 100 mm Abstand umgeben war. Der Rauch folgt dann den herrschenden Luftströmungen, und man sieht, wie der Wind in einer flachen Scheibe als Sektor von etwa 100° Öffnung senkrecht zum Draht vom Glimmpunkt fortgeht, durch das Drahtnetz hindurchtritt, sich dann nach oben und unten in zwei Arme teilt, die in einem Räume von annähernd 30 cm Höhe über und unter dem Glimmpunkt nach dem Draht, und am Draht angelangt, in der Richtung des Drahtes nach oben und unten zum Glimmpunkt zurückströmen. Ein Teil der Luft läuft, vom Drahtnetz kommend, über oder unter dem Glimmpunkt an dem Draht vorbei bis an die dem Drahtnetz entgegengesetzte Seite der Kammer, steigt bzw. fällt in die Höhe des Glimmpunktes und kehrt dann wagerecht zum Glimmpunkt zurück.

Die Rückströmung ist ganz wesentlich langsamer als die Fortströmung, nach meinen Messungen nur etwa ein Sechstel bis ein Achtel so groß wie diese. Durch die langsam auf breiter Fläche stattfindende Rückströmung und die Wirbel wird die hydrodynamische notwendige Kontinuitätsbedingung erfüllt.

Wenn den Luftströmungen der Weg durch das Drahtnetz hindurch versperrt wird, indem man die Maschen verklebt, ändert sich der Strömungsverlauf nicht wesentlich. Nur strömt die Luft jetzt innerhalb des Zylinders am Mantel nach oben bzw. unten, um dann den Weg wie sonst fortzusetzen.

In der Praxis befinden sich an einem Drahte eine große Zahl Glimmpunkte. Eine direkte Messung der mittleren Geschwindigkeit, die in diesem Falle durch die von den einzelnen Glimmpunkten ausgehenden elektrischen Windstrahlen erzeugt wird, gelang nicht. Es wurde deshalb die durch einen einzelnen Glimmpunkt im Mittel fließende Stromstärke bestimmt und daraus die mittlere Geschwindigkeit des elektrischen Windes berechnet. Zu diesem Zwecke wurden eine große Zahl von glatten Drähten mit steigenden Stromstärken belastet und die Glimmpunkte gezählt. Die Gesamtstromstärke, dividiert durch die Zahl der Glimmpunkte, gibt ein angenähertes Maß für die Stromstärke pro Glimmpunkt. Es zeigte sich hierbei, daß mit steigender Gesamtstromstärke die Stromstärke pro Glimmpunkt nur langsam ansteigt, weil sich neue Glimmpunkte bilden. Zum Beispiel stieg bei einem gebrauchten, etwas angerosteten Eisendraht von 0,6 mm Durchmesser und 18 cm Länge bei Steigerung des Gesamtstromes auf das Hundertfache, der Strom pro Glimmpunkt nur auf das Vierfache. Die folgende Tabelle gibt die Stromstärke pro Glimmpunkt in Abhängigkeit von der Gesamtstromstärke bei dem erwähnten Eisendraht. Andere Drähte von anderen Durchmessern und aus anderem Material lieferten ähnliche Ergebnisse.

Tabelle 3. Stromstärke und Glimmpunktzahl bei einem Eisendraht von 18 cm Länge und 0,6 mm Durchmesser.

Gesamtstrom J in Amp.	Strom pro Meter Amp.	Glimmpunktzahl N	J/N Amp
1 . 10^-6	5,5 . 10^-6	1	1 . 10^-6
2	11	2	1
2,5	13,7	2	1,2
4,5	24,7	4	1,1
5	27,5	5	1
11	61	8	1,4
15	82	10	1,5
24	1,32 . 10^-4	10	2,4
35	1,81	13	2,7
55	3,0	13	(4,2)
100	5,5	26	(4)

Bei dem untersuchten Draht trat bei 55 . 10^-6 Amp. Gesamtstrom bereits eine Glimmhaut auf, die einzelne Stellen des Drahtes bedeckte, und die sich mit weiter gesteigerter Stromstärke weiter ausbreitete, so daß es scheint, daß rund 3 . 10^-6 Amp. die höchste an einem glatten Draht erzielbare Stromstärke pro Glimmpunkt ist. An Drähten, die mit Spitzen versehen sind oder bei denen auf andere Weise einzelne Stellen absichtlich bevorzugt werden, lassen sich natürlich bedeutend höhere Stromstärken pro Glimmpunkt erzielen. An einem Stacheldraht z. B. ließen sich mit den zur Verfügung stehenden Mitteln etwa 80 . 10^-6 Amp. pro Glimmpunkt erzielen.

In der Praxis werden die Drähte mit etwa 0,1 mA pro Meter Draht belastet. Aus der Tabelle ergibt sich, daß dabei etwa 2 . 10^-6 Amp. durch einen Glimmpunkt fließen, wodurch also eine Windgeschwindigkeit, die der Wurzel aus der Stromstärke proportional ist, von etwa 80 cm/sec hervorgerufen würde. Dieser Wert ist ein mittlerer Wert; je nach der Drahtsorte und dem beobachteten Glimmpunkt ist die Geschwindigkeit etwas größer oder kleiner. Außerdem ist zu berücksichtigen, daß sie vom Draht nach der Wand zu abnimmt, nach unseren obigen Versuchen bei 6 . 10^-6 Amp. von 120 cm/sec dicht am Draht auf 80 cm/sec in 60 mm Entfernung. Bei einem Rohr von 75 mm Radius und einer mittleren Stromstärke von 2 . 10^-6 Amp. würde also der vom Draht zur Wand fließende Strom Geschwindigkeiten zwischen 80 und 40 cm/sec hervorrufen, während durch die Rückströmung entgegengesetzte Geschwindigkeiten von etwa ein Sechstel bis ein Achtel dieses Wertes entstehen.

Diese vom Draht zur Wand gerichtete Windgeschwindigkeit ist wesentlich größer als die maximalen Geschwindigkeiten der lediglich durch die Aufladung und das Feld bewegten kleineren Teilchen von 10^-4 cm Größe und darunter. Es kann also kein Zweifel sein, daß der elektrische Wind eine ganz wesentliche und zum Teil die ausschlaggebende Rolle bei der Fortbewegung der Staubteilchen, besonders der kleineren, vom Draht zur Wand spielt. Außerdem entstellt durch den elektrischen Wind noch ein anderer, die Abscheidung der Staubteilchen fördernder Umstand infolge der fortwährenden Umwälzungen und Wirbel, die der Wind hervorruft. Durch dies fortwährende Herumwirbeln und Umwälzen der Gasmasse wird nämlich die Wahrscheinlichkeit wesentlich vermehrt, daß die Staubteilchen in die von den einzelnen Glimmpunkten ausgehenden Ionenstrahlen gelangen und eine hohe Ladung aufnehmen: die Glimmpunkte liegen ja nach den obigen Versuchen durchschnittlich 2 cm auseinander, und die von ihnen ausgehenden Ionenstrahlen erfüllen nur einen engen flachen Raum, daher könnten ohne jene Windwirbel besonders die in der Nähe des Drahtes vorbeiströmenden Staubmassen einen längeren Weg zurücklegen, ohne aufgeladen zu werden.

Die Aufladung der Teilchen andererseits ist nicht nur zur Erhöhung der Wanderungsgeschwindigkeit der Teilchen zur Wand wichtig, sondern außerdem zur schließlichen Abscheidung an der Wand unbedingt notwendig, denn diese erfolgt offenbar wesentlich durch die elektrostatische Anziehung zwischen dem geladenen Staube und der entgegengesetzt geladenen Wandung, während die Windstrahlen, wie wir sahen, vor der Wand abgebogen werden.

So wirken die Windströmung und die rein elektrostatischen Kräfte zusammen, und erzeugen die überraschend schnelle und nahe vollständige, technisch äußerst wichtige Entfernung der verschiedensten Staubarten aus den strömenden Gasen.

Die vorliegenden Arbeiten wurden in den Jahren 1925 bis 1927 im Kaiser Wilhelm-Institut für physikalische und Elektrochemie in Berlin-Dahlem ausgeführt.

Zum Schluß sei es mir gestattet, auch an dieser Stelle Herrn Prof. Dr. R. Ladenburg für die Anregung zu diesen Arbeiten sowie für das stete Interesse herzlich zu danken, welches er ihnen und mir entgegengebracht hat.

Lebenslauf

Ich wurde am 21. Juli 1898 als Sohn des verstorbenen Postsekretärs Ewald Tietze in Spittelndorf (Kreis Liegnitz) geboren. Ich besuchte die Oberrealschule in Liegnitz, die ich in Obersekunda im Jahre 1914 verließ. Vom Sommer 1917 bis Sommer 1919 war ich im Heeresdienst. Im Winter 1919 erhielt ich in einem Sonderlehrgang für Kriegsteilnehmer an der Oberrealschule in Liegnitz das Reifezeugnis. Vom Sommersemester 1920 bis zum Sommersemester 1924 studierte ich an der Universität Breslau Physik, Mathematik und Chemie. Meine Lehrer waren die Herren Professoren Biltz, Buchwald, Kneser, Kühnemann, Ladenburg, Lummer, Reiche und Waetzmann. Vom Wintersemester 1924 bis Sommersemester 1927 studierte ich an der Universität Berlin und hörte die Vorlesungen der Herren Professoren Grotian, Ladenburg und Planck. Zugleich arbeitete ich im Kaiser Wilhelm-Institut für physikalische Chemie und Elektrochemie in Dahlem und führte daselbst meine Doktorarbeit unter Leitung von Herrn Professor Ladenburg aus.

Fußnoten

↑ Man bezeichnet die Größe f auch als absolute Intensität der Linie, wobei jedoch zu berücksichtigen ist, daß die wirklich gemessene Intensität einer Spektrallinie außerdem von der Anregung abhängt.
↑ R. Ladenburg, ZS. f. Phys. 4, 451, 1921; siehe auch R. Ladenburg und F. Reiche, Naturwissensch. 11, 584, l923.
↑ Das ist die Linienbreite an der Stelle, an der die Intensität auf die Hälfte gesunken ist.
↑ Chr. Füchtbauer, G. Joos und O. Dinkelacker, Ann. d. Phys. (4) 71, 204, 1923.
↑ R. Ladenburg und F. Reiche, Ann. d. Phys. (4) 42, 181, 1913.
↑ R. Ladenburg und F. Reiche, Ber. d. schles. Gesellschaft f. Vaterland. Kultur 24. Februar 1914; siehe auch C. R. 157, 279, 1913; 158, 1788, 1914.
↑ Malinowski hat kurz nach Ladenburg und Reiche eine ähnliche Rechnung ausgeführt, wobei er jedoch eine unendlich dünne Schicht als wirksame Lichtquelle angenommen hat (siehe Ziffer 3). Ann. d. Phys. 44, 935, 1914.
↑ R. Ladenburg, Verh. d. D. Phys. Ges. 16, 775, 1914.
↑ Vgl. Rump, ZS. f. Phys. 29, 196, 1924.
↑ A. v. Malinowski, l. c.
↑ W. Orthmann, Ann. d. Phys. (4) 78, 601. 1925.
↑ M. Schein, ebenda 85, 257, 1928.
↑ P. Kunze, ebenda 85, 1013, 1928.
↑ Diese Arbeit lag schon zum großen Teil vor, als die Untersuchung von Kunze erschien. Es schien uns aber von genügender Wichtigkeit, unsere Messungen fertig zu stellen, gerade weil Kunzes Resultate so sehr verschieden von denen seiner Vorgänger waren und weil die oben genannte Korrektur uns nicht ganz richtig scheint (siehe Ziffer 7). Sie ist allerdings, wie die vorliegende Arbeit zeigt, von untergeordneter Bedeutung.
↑ Die Lampe ist beschrieben in "Strahlentherapie" 31, 303, 1929.
↑ H. Kreussler, Ann. d. Phys. 6, 412, 1901.
↑ Siehe Laudolt-Börnstein II, S. 1334.
↑ Die Kreise in Fig. 4 geben die Meßgenauigkeit an.
↑ R.W.Wood, Phil. Mag. 50, 761, 1925.
↑ Da nämlich im allgemeinen die Multiplizität des Grundzustandes kleiner ist als die der angeregten Zustände.
↑ Angenommen wird dabei, daß die Teilniveaus entsprechend ihren statistischen Gewichten besetzt sind.
↑ Beide Methoden bestimmen nämlich die Größe $\sum\limits_{r s} f_{rs}\ N_{j_s}$ summiert über alle Übergänge, wobei $N_{j_s}$ die Atomdichte in dem unteren Teilniveau ist, von dem die betreffende Komponente absorbiert wird. Setzt man $\sum\limits_{r s} f_{rs}\ N_{j_s} = fN_j$ , wobei $N_j = \sum N_{j_s}$ die Summe der Atomdichten in den unteren Teilniveaus bedeutet, so ist dadurch die Größe f für die Gesamtlinie definiert, und es gilt $g_j \cdot f = \sum\limits_{r s} f_{rs}\ g_{j_s}$ .
↑ Ch. Füchtbauer, G. Joos und O. Dinkelacker, l. c. Der oben angegebene f-Wert ist aus den Messungen der Verfasser mit Hilfe der Dampfdrucke von Smith und Menzies berechnet, während die Verfasser selbst die Knudsenschen Drucke benutzten.
↑ Erscheint demnächst in der ZS. f. Phys., siehe auch Die Naturwissensch. 17, 297, 1929.
↑ P. Kunze hat ein entsprechendes Resultat für den k-Wert angegeben.
↑ Durch Gleichsetzen von 5 $\overline f$ mit dem f-Wert der Gesamtlinie, bekommt man die Beziehung $5 \sum g_{j_s}^2 f_{rs}^2\ \sim \left (\sum g_{j_s}\ f_{rs}\right )^2$ . Für positive reelle Werte von $g_{k_r}\cdot f_{rs}$ hat diese Gleichung nur dann eine Lösung, wenn alle $g_{j_s} f_{rs}$ einander gleich sind.
↑ A. Schrammen, Ann. d. Phys. (4) 83, 1161, 1927.
↑ Das ist die Zeit, in der die Atomdichte im angeregten Zustand auf den e-ten Teil gesunken ist.
↑ W. Wien, Ann. d. Phys. (4) 73, 483, 1924. In diesem Falle spielt, worauf Ladenburg kürzlich hinwies (Die Naturwissensch. 17, 297, 1929), das Nachfüllen des oberen Niveaus der Linie 2537 (des ³P₁-Zustandes) aus höheren Niveaus keine Rolle, da die Leuchtdauer dieser Linie besonders groß ist und die höheren Niveaus auf dem ersten Teile der Bahn bereits abgeklungen sind. In vielen anderen Fällen des Abklingleuchtens liegen die Verhältnisse gerade umgekehrt, so daß die gemessenen Werte durch längere Lebensdauer höherer Niveaus entstellt sind, z. B. bei Natrium (vgl. R. Ladenburg und R. Minkowski, Ann. d. Phys. 87, 395,1928).
↑ W. Hanle, ZS. f. Phys. 30, 93, 1924.
↑ H. B. Dorgelo, Physica 5, 429, 1925.
↑ Siehe auch G. Eckart, Phys. Rev. 26, 454, 1925.
↑ Chr. Füchtbauer, Phys. ZS. 21, 635, 1920.
↑ In der Praxis benutzt man häufiger statt der Rohre Plattenkammern, in denen die Hochspannungsdrähte in geeigneten Abständen voneinander ausgespannt sind. Grundsätzlich ist der Vorgang bei all diesen Anordnungen derselbe, theoretisch aber sind die elektrischen Verhältnisse in Rohren am besten zu übersehen.
↑ F. v. Hauer, Ann. d. Phys. 61, 303, 1920; W. Deutsch, ebenda 68, 385, 1922; ZS. f. techn. Phys. 6, 423, 1925; 7, 623, 1926; H. Rohmann, ZS. f. Phys. 17, 259, 1923; R. Seeliger, ZS. f. techn. Phys. 7, 49, 1926; P. Arendt und H. Kallmann, ZS. f. Phys. 35, 421, 1926.
↑ Die Proportionalität mit der Wurzel aus der Stromstärke läßt sich theoretisch leicht aus den von J. J. Thomson entwickelten Vorstellungen ableiten. (Vgl. Conduction of electricity through gases. II. Edition 1906, S. 68.)

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Texte zum Stammbaum Scholz/Tietze