P. r/Volf. Durchgang schwerer und Zeichter Wasserstoffionen 361

Vher den Dzcrehrrang sohwerer zord 2eichts.r Wiisner8tofldonen

d;zcrch A r y orr flus I)

Vom Prnwx WoLf (&fit 6 Figuren)

Inhal t : Einleitung. - I. Umladungsmessungen: 1. D+ -+ Ar. 2. D,+ --f Ar. 11. Wirkungsquerschnittsmessungen: 1. DC --f Ar. 2. H+ --t Ar. - Zusammenfassung.

Einleitung

Unser fruherer Mitarbeiter, Herr W. No thdur f t , iiberlieB mir bei seinem Weggang .von Danzig eine bei Warmeleitungsmessungen eriibrjgte kleine Probe schweren Wasserstoffs und setzte mich da- durch in die Lage, mit diesem eine Reihe ahnlicher StoBversuche durchzufiihren, a i e ich sie mit andern Gasen bereits bpschrieben habe2). Mit Deuterium haben solche Messungen in zweierlei Hin- sicht besonderen Wert. Erstens liefern sie einen Beitrag zur Kenntnis der Eigenschaften des neuen Gases, dessen eingehende Erforschung heute im Mittelpunkt des Interesses steht. Zweitens aber bedeutet die Verwendung von schwerem neben leichtem Wasser- stofF fur StoBversuche eine ganz besonders Hare und einfache Ver- and rung der Versuchsbedingungen, da die beiden Korper sich praktisch durch nichts als die Masse unterscheiden. Ein Vergleich solcher Messungen kann daher wertvolle Anhaltspunkte fur eine Weiterentwicklung der Theorie der StoBe zwischen Ionen und Gas- molekulen liefern, die bisher noch in den Anflngen steht. AuBerdem bieten gerade Versuche unter einfachen Bedingungen die beste Mog- lichkeit, die bisherigen, unter starken Vereinfachungen gewonnenen theoretischen Voraussagen auf ihre Richtigkeit zu priifen.

1) Erste Ergebnisse wurden bereits beim Treffen ostdeutscher Physiker und Chemiker in Kiinigsberg/Pr. am 27. 6. 1936 vorgetragen.

2) Meine Blteren Arbeiten uber diesen Gegenstand werden wie friiher kurz folgendermaBen sitiert: F. Wolf , Ann. d. Phys. [5] 'La. S. 285. 1935 als ,,l"; 25. S. 527. 1938: ,,HI"; 26. S. 737. 1936: ,,IV"; Naturw. 24. S. 447. 1936: ,,V; Ann. d. Phys. [?I] 27. S. 543. 1936: ,,Vl"; Ztschr. f. techn. Phys. 17. S. 428. 1936: ,,VIP'.

Annalen der Physik. 6 . Folge. 25. 25

362 Annalen der Physik. 5. Polge. Band 28. 1937

Wegen der geringen Menge des verfiigbaren Gases niu8tt: ich mich darauf beschranken, den schweren Wasserstoff nur in der Form seiner Ionen D+ und D,+ als Geschosse zu verwenden. Der Vorrat war zu gering, um andere Ionen gegen Deuterium als Hindernis von geniigendem Druck laufen zu lassen. Da meine friiheren Messungen in ,,VIdi gerade fiir H+ --f S r und H,+ --f Ar besonders charakteristische Kurven mit stark veranderlichen Ordi- naten geliefert hatten, wahlte ich auch fur die BeschieBunq mit D+ und D,+ als Hindernisgas Argon aus. Hier muBten Abweichungen im Verhalten gegeniiber H+ und H,+ am deutlichsten zu bemerken sein. - Untersucht wurden der Umladungsquerschnitt and der ge- samte Wirkungsquerschnitt bei dem Vorgang D+ --f Ar, sowie der Umladungsquerschnitt bei I>,+ -+ Ar. Zum Vergleich mit dem Ver- halten des leichten Wasserstoffs habe ich ferner den in rneineii friiheren arbeiten noch nicht enthaltenen Wirkungsquerschniit hei H+ --f Ar neu gemessen.

Das Deuteriumgas war nach personlicher Mitteilung von Herrn N o t h d u r f t I) aus schwerem Wasser der norwegischen Hydroelektrisk Kvelstof A.-G. von 99,95 O/,, Reinheitsgrad hergestellt durch Reduktion an gliihendem Eisenpulver. Da das D,O beim Einbringen in die Entwicklungsanordnung voriibergehend mit einem kleinen Luftvolumen in Beriihrung kam, das Feuchtigkeit enthielt, trat eine Verunreinigung des D, durch Kd ein. Nach vorsichtiger Schatzung diirfte jedoch das schwere Wasserstoffgas auch bei meinen Versuchen kaum mehr als lo/, an Verunreinigungen enthalten haben, d. h. einen Betrag, der gegeniiber der verhaltnismafiig geringen Mefigenauigkeit bei den StoBversuchen vernachlassigbar klein ist. - Das Argongas iind der leichte Wasserstoff waren dieselben wie in ,,VI".

I. Umladungemeaeungen

-Die Umladungsmessungen geschahen mit dem in ,,VI'. he- schriebenen verbesserten Verfahren. Die Ergebnisse konnen daher in den gleichen Grenzen fiir sicher angesehen werden wie die Kurven von ,,VIL', deren Zuverlassigkeit im Abschn. IV, 1 der Arbeit ,,VI'* eingehend diskutiert wurde. Da ferner die vorliegenden Messungen zeitlich in unmittelbarem AnschluB an die friiheren durchgefuhrt sind, ohne dafi irgendeine Lnderung an der Apparatur vorgenommen, irisbesondere ohne daS der empfindliche Umladungsauffanger aus der Anordnung entfernt war, so besteht kein Bedenken, die neuen Er- gebnisse rnit den entsprechenden Kurven fur leichten Wasserstoff aus ,,VI'. quantitativ zu vergleichen.

1) Vgl. auch W. Nothdurft , Ann. d. Phys. [5] 25. S. 157. 1937.

P. Wolf. Durchgang sclrwerer und leichter Wasserstoffionen 363

1. D+ -+ Ar

Die Mebergebnisse an dem Vorgang D+ --f Ar Bind in Ab- hangigkeit von der Geschwindigkeit der stofienden Deuteronen in Fig. 1 wiedergegeben. Wie in den friiheren Abhandlungen be- zeichnen die kleinen Kreise Einzelwerte des Umladungsquerschnitts, die aus aufeinanderfolgenden Messungen bei zwei verschiedenen Gasdrucken ermittelt sind. Die kleinen senkrechten Striche geben jeweils die genaue Ioneugeschwindigkeit in IVZ an, bei der siimt- liche Werte jeder einzelnen Punktgruppe gemessen wurden. - Streng genommen bedeuten die Ordinaten der Abbildung in der Be- zeichnungsweise von ,,VILL zunachst Querschnitte &+, d. h. ionen-

Fig. 1. Umladungsquerschnitt bei D+ -; Ar. Zum Vergleich gestrichelt der Umladungsquerschnitt bei H+ -+ Ar

erzeugende Querschnitte, die durch die Summe von umladender und ionisierender Wirkung bedingt sind. Nach allen bisherigen Erfah- rungen uber die Ionisation - vgl. vor allem Arbeit ,,VIi' Abschn. I11 und IV, 2 , sowie Arbeit JTL Abschn. I, 2, - diirfte aber die von Goldmannl ) bei dem Sto6 H+ -t- Ar gemachte Feststellung, daB bis hinauf zu der Protonengeschwindigkeit von 4000 Volt uberhaupt keine Elektronen befreit werden, sicher auch fur den Vorgang D+ -+ Ar zutreffen. Daher besteht kein Bedenken, die MeBwerte der Fig. 1 unmittelbar als Umladungsquerschnitte aufzufassen.

Bei groBeren Ionengeschwindigkeiten lassen sich die MeBwerte zu einer recht sicheren Xurve vereinigen. Dagegen ist die Streuung

1) F. Goldmann, Ann. d. Phys. 10. S. 460. 1931. 25 *

364 Annalen der Physik. 5. Folge. Band 28. 1937

der Punkte bei den kleinsten Strahlenergien betrachtlich, groBer vor allem auch als die entsprechende Unsicherheit der Iiurve von H+ --f Ar in ,,VI". Dies ruhrt daher, daB es bedeutend schwieriger als bei Protonen war , einen Deuteronenstrahl geniigender Intensitat zu erhalten. Offenbar ist beim schweren Wasserstoff die Wahr- scheinlichkeit fiir die Erzeugung eines Atomions durch Elektronen- stoB kleiner als beim leichten. Dasselbe gilt ubrigens anscheinend auch fur die Bildung der betreffenden Molekulionen. Eine Folge dieser Schwierigkeit ist, daB die Kurven fiir die Ionen D+ und D,+ nicht ganz bis zu denselben kleinen Strahlgeschwindigkeiten hinunter verfolgbar waren als bei H+ und H,+.

Trotz dieser Unsicherheiten besteht aber kein Zweifel, daB die neue Kurve sich gegen geringe Geschwindigkeiten hin plotzlich zu sehr groBen Werten erhebt, und wenn man genau durch die Nittel- werte aus den Einzelmessungen hiudurchzieht, wird das Vorhanden- sein eines Maximums wahrscheinlich. - Der StoS D+ --t Ar liefert somit ein neues Beispiel fur die in ,,V" und ,,VII" erstmalig an- gedeutete und in ,,TI" ausfuhrlich diskutierte Erscheinung, dab der Umladungsquerschnitt bei kleinen Geschwindigkeiten eine Art Ram- sauereffekt zeigt. Die Anomalie kommt gerade bei der neuen Iiurve besonders deutlich heraus, der Wiederanstieg ist weitaus der aus- gepragteste, der bisher uberhaupt je gefunden wurde l).

Die Iiurven der Arbeit ,,VI", bei denen von Fall zu Fall ent- weder das stoBende Ion oder das beschossene Gas wechselte, lieBen sehr wenig von allgerneinen GesetzmaiBigkeiten erkennen. Abgesehen davon, daB bei StoBvorgangen mit kleiner Resonanzverstimmung im Sinn des Resonanzprinzips von K a l l m a n n und Rosen die Umladungsausbeute meist besonders groB war , wechselten Kurven- form und Lage der auftretenden Extremwerte mit ziemlicher Regei- losigkeit. Offenbar waren individuelle Eigenschaften der StoBpartner fiir die Gestalt der einzelnen Kurven in erster Linie ausschlag- gebend. -Anders liegen die Dinge, wenn man die neue Kurve fur D+ --f Ar der Fig. 1 mit derjenigen fur H+ --f Ar von ,,TI6' ver- gleicht. In diesen beiden Fallen ist namlich erstens das beschossene

1) Die in der Einleitung erwahnte Verunreinigung des schweren Wasser- stoffs durch leichten hat zur Folge, daB gleichzeitig mit den Deuteronen auch H,+-Ionen durchs Magnetfeld in den MeBraurn eititreten konnen. Die Kurve fur den reinen StoB H,+ --f Ar mii6te nach ,,VI" sehr groBe Ordinaten er- geben. Die auBerordentlich kleinen Werte der vorliegenden Kurve im Minimum beweisen, da6 der Anteil an leichtem Wasserstoff wirklich bedeutungslos ge- wesen sein mu6.

2) Wegen ihrer Definition, 3 = En - Ei, vgl. z. B. Arbeit ,,VI" Abschn.111.

F. Wolf. Durchgang schwerer und leichter Wasserstojfionen 365

Argongas festgehalten. Zweitens unterscheiden sich auch die Ge- schosse H+ und Dt nicht merklich in ihren ,,individuelIen" Eigen- schafien, d. h. im obigen Zusammenhang im Bau ihrer Elektronen- hiillen. Genauer gesagt fehlt bei beiden Ionen das einzige Schalen- elektron ganz, nur in der Fahigkeit zur Einnahme der verschiedenen Quantenzustande besteht weitgehende Obereinstimmung. Die Ryd- bergkonstante RD ergibt sich namlich, wenn man die Mitbewegung des Kerns beriicksichtigt, nur urn knapp 0,3u/00 grSBer als R,. Man hat es hier also mit zwei StoBvorgangen zu tun, bei denen das AuBere der jeweiligen Partner erhalten bleibt. Bei einem Vergleich der beiden Kurven fallt daher der EinfluB der individuellen Eigen- schaften vollig heraus. Wenn sie sich dennoch als verschieden er- weisen, so kann der Grund hierfiir nur in der Verschiedenheit der Nassen von H+ und D+ zu suchen seinl).

Den Vergleich ermoglicht die obige Fig. 1, in die die Um- ladungskurve fur H+ --f Ar aus ,,VI" gestrichelt iibertragen ist. Tatsachlich ahnelt sie im Charakter der Kurve fur D+ -+ Ar sehr. Die xhnlichkeit ist groger als unter den meisten sonstigen Kurven der Arbeit ,,VI". Man hat in beiden Fallen von groBen Geschwin- digkeiten kommend einen steilen Abfall bis fast auf Null, daran an- schliegend einen Wiederanstieg mit mehr oder weniger deutlichem Maximum. Dagegen ist - offenbar als Folge der Massenverschieden- heit - die Kurve fiir D+ -+ Ar im ganzen gegen grogere Strahl- energien verschoben. Ihre Ordinaten iibertreffen auBerdem, selbst wenn man diese Qerschiebung beriicksichtigt, bei kleinen Geschwin- digkeiten diejenigen der Protonenkurve betrlchtlich, bei grogen bleiben sie darunter.

Die theorefische Behandlung der StijBe zwischen langsamen h n e n und Gasmolekiilen von Massey und Smi th*) erwartet fur die Umladung ein Einsetzen bei bestimmter endlicher Strahlenergie und von da ab mit zunehmender Geschwindigkeit der Ionen einfach ein gleichmagiges Ansteigen ohne jede Schwankung. Experimentell ist auch bei Dt --t Ar in dem der Messung zuganglichen Bereich iiberhaupt kein Einsatzpotential des Umladungsquerschnitts zu finden, und statt des geforderten, bis auf Null heruntergehenden gleichmagigen Abfalls hat man gegen kleinste Geschwindigkeiten hin den erneuten Anstieg, dem ein Maximum zu folgen scheint. Der experimentelle Befund wird also - ebenso wie bei allen Kurven

1) Ahnliche Uberlegungen sind f iir die Lichtanregung durch IonenstoB inzwischen unabhkingig veroffentlicht von W. Hanle u. R. Junkelmann, Phys. Ztaehr. 37. s. 593. 1936.

2) H.S. W.Massey u. R. A. Smith , Proc. Eoy. SOC. A.142. S. 14'2. 1933.

366 A n n u l e n der Physik. 5. Folge. B a n d 28. 1937

der Arbeit ,,VI" -- auch hier von der Theorie nicht richtig wieder- gegeben.

Statt dessen besteht ein anderer, uberaus einfacher Zusammen- hang mit dem Umladungsvorgang von H+ --t Ar. Wenn man namlich in Fig. 1 die Abszissen der Kurve fur D+ --t Br im Ver- haltnis 1 : f% verkleinert, so kommen beide Kurven fast vollstandig zur Deckung. Diese Umzeichnung, die in Fig. 2 durchgefuhrt ist, bedeutet nichts anderes als eine Auftragung der Umladungskurven

Fig. 2. Die Urriladungsquerschnitte der Fig. I, uber der Lineargeschwindigkeit aufgetragen

uber einem fur beide gemeinsamen MaBstab der Lineargeschwindig- keit. - Bei der Strahlerzeugung bewirkt ja wegen der Verschieden- heit der Massen beider Ionen erst die Anwendung der Spannungs- differenz 2 P auf D+ die gleiche Lineargeschwindigkeit, die dem H+-Ion bereits durch die Spannung P erteilt wird. Will man also in einer Darstellung, in der wie in Fii. 1 die Wurzeln aus den Spannungen aufgetragen sind, beide Vorgange auf gleiches Ge- schwindigkeitsmafi bringen, so mug man entweder den Abszissen- magstab der H+-Kurve um den Faktor f% dehnen oder denjenigen der D+-Kurve entsprechend verkleinern. Das Letztere ist in Fig. 2 geschehen. Der Koeffizient, mit dem die ursprunglich fur die H+- Kurve geltenden T/mt zu multiplizieren sind, urn unmittelbar die fur beide Kurven gemeinsame Lineargeschwindigkeit zu ergeben? ist rechts unten angeschrieben.

Die ubereinstimmung beider Kurven in Fig. 2 reicht bis in die Gegend der anomalen Maxima herab. Erst hier beginnen die Ordinaten, erheblich voneinander abzuweichen. Die Abszisse scheint dagegen auch fur beide Extremwerte dieselbe zu sein. Oberhalb der Anomalien ist das Zusammenfallen der Kurven - besonders

F . Wolf. Durchgang schwerer und leichfer Wasserstoffionen 367

bei Beriicksichtigung der begrenzten MeBgenauigkeit - SO gut, da6 man nicht an eiuen Zufall denken mochte. Vielmehr tritt hier der Fall, der bei andern StoBvorgangen bisher niemals dentlich zu finden war, in voller Klarheit hervor, daB namlich fur die Gro6e der Um- ladungsausbeute allein die Lineargeschwindigkeit der Geschosse be- stimmend ist. Da kein Unterschied in den Hulleneigenschaften der StoBpartner besteht, geniigt die gleiche StoBdauer, um mit gleicher Wah,rscheinlichkeit zum Umladungsvorgang zu fiihren I).

Aber auch die theoretischen Rechnungen von Massey und Smi th , die ja unter starken Vereinfachungen durchgefiihrt wurden, sind imstande, wenjgstens die Hauptzuge der experimentellen Er- fahrung richtig zu beschreiben. Hierfiir besteht beim Vergleich der obigen beiden Kurven auch mehr Aussicht als in jedem anderen Fall, da gerade hier die individuellen Eigenschaften, deren theore- tische Erfassung auberordentlich schwierig ware, ausgeschaltet sind. Man darf wohl mit ziemlicher Sicherheit annehmen, daB der bei jeder der beiden MeBkurven gefundene groBe Hauptabfall von der Seite groberer Geschwindigkeiten her (vgl. von jetzt ab wieder Fig. l!) annahernd mit demjenigen ubereinstimmt, den die Theorie erwartet, wahrend die Anomalie bei kleinsten Geschwindigkeiten irgendwelchen sekundaren Griinden zuzuschreiben ist, die die Rechnung noch nicht beherrscht. Ohne die Anomalie wiirde dann auch der Versuch bei beiden StoBvorgangen ein Einsatzpotential des Umladungsquer- schnitts liefern, das jeweils ungefahr da liegen diirfte, wo die wirklich gemessene Kurve ihr Minimum durchlauft. Fu r das Ein- satzpotential liefert nun aber die Rechnung von Massey und S m i t h eine Abschatzung, nach der es annahernd proportional M Aa r 2

sein soll, wo M = - m1 mB die reduzierte Masse der StoBpartner, A die Resonanzverstimmung und r einen Mindestabstand der Kerne beim Sto6 bedeutet, der in erster Annaherung gleich dem gas- kinetischen Kernabstand gesetzt werden darf. Man kann hiermit also sofort das theoretisch erwartete Verhaltnis der Einsatzpotentiale

m1 + ms

P, : P, = (M da T'), : ( M Aa

hinschreiben, wobei der Index 2 auf den Vorgang D+ --f Ar, der Index 1 auf H+ --f Ar Bezug habe. Dann ist zur Erprobung der Theorie zu fragen, ob der Zahlenwert dieses Verhaltnisses mit dem Verhiiltnis der experimentell gefundenen Abszissen der Kurvenminima iibereinatimmt, die versuchsweise als Einsatzpotentiale fur den

1) Fur die Lichtanregung durch Ionensto8 finden Hanle u. Junkel - manp (a. a. 0.) nicht so einfache Verhiiltnisse.

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Hauptanstieg der Kurven festgehalten seien. Der Fehler der mog- licherweise durch diese willkiirliche Wahl gerade der Minima ent- steht, hebt sich sicher zum gro8en Teil wieder heraus, da er bei beiden StoBprozessen in gleicher Weise gemacht wird.

Bei der Ausrechnung des theoretischen Verhaltnisses darf erstens r2 in Zahler und Nenner gestrichen werden. Denn der gaskinetische Iiernabstand ist sicher bei beiden Vorgangen weit- gehend derselbe, da die punktformigen Ionen H+ und D + jedesmal mit demselben Argonatom zusammenstoBen. Zweitens sind auch die Resonanzverstimmungen A praktisch gleich, weil sich neben der in beiden Fallen konstanten Ionisierungsspannung des Argons die- jenigen des H und D nicht merklich voneinander unterscheiden. Wie bei den oben genannten Rydbergkonstanten ist auch die Ionisierungsspannung des D urn kaum 0,3 o/oo groJ3er als die des H. Die Resonanzverstimmung von H' --f Ar, A , = - 2?16Volt (vgl. ,,VIdd, Abschn. 111) wird dadurch fur L)+ --t At- erst in der dritten Stelle hinter dem Komma geandert, und wird um 0,016, d. h. um 3,4O/,, kleiner als der entsprechende Wert A12 = 4,666 von H+ --t AT. Man kann also unbedenklich oben auch die beiden Aa herausheben, und der Quotient der Einsatzpotentiale vereinfacht sich schlieBlich auf das Verhaltnis der reduzierten Massen. Es ergibt sich:

P,:P,= 1,95:1.

Demgegenuber liegen die Minima der experimentellen Iiurven von Fig. 1, soweit sie sich bei der Streuung der MeBergebnisse uber- haupt fixieren lassen, bei etwa 13 I/vz;It fur D+ --f Ar und bei 10 1/mt fur H+ --f A+.. Die Energien selbst sind also 170 und 100 Volt, und es folgt daB tatsachlich das obige von der Theorie erwartete Verhaltnis nicht nur dem Sinne nach, sondern sogar zahlenmaBig recht gut mit dem experimentellen Befund iiberein- stimmt.

Neben diesem quantitativen Erfolg ergibt sich ubrigens auch noch folgender qualitative. Es war festgestellt, daB die MeSkurve yon D+ --f Ar in Fig. 1 jenseits des Minimums gegen gro6ere Ge- schwindigkeiten hin langsamer ansteigt als diejenige von H+ --f Ar. Genau dasselbe enthalt auch die Theorie, wenn sie urn SO kleinere Ausbeuten erwartet, bei je groderen Potentialen die Umladung einsetzt.

Es mu8 aber ausdriicklich hervorgehoben werden, da8 dieser quantitative Erfolg der Theorie bisher einzig dasteht. Weder in ineiner alteren Arbeit ,JV" (S. 751), wo die Umladungskurven allcr-

F. Wolf. DaLrchgang schwerer und leichter Wasserstoffionen 369

dings noch ungenauer bekannt waren, noch in ,,VI" war es mog- lich, auch nur der Reihenfolge und der GroBenordnung nach fur irgendwelche (zum Teil extrapolierten) Einsatze Obereinstimmung zwischen Experiment und Rechnung festzustellen. Die Brauchbar- keit der Theorie im vorliegenden Fall grundet sich zweifellos eben- falls auf die besonders einfachen Bedingungen, daB die Hullen- eigenschaften konstant gehalten und nur die Massen variiert wurden.

2. D,+ --t Ar

Die Umladungsmessungen an dem StoBvorgang D,+ --f Ar sind durch die kleinen Kreise in Fig. 3 wiedergegeben. Bezuglich ihrer Qewinnung und der Darstellung gilt dasselbe wie fur D+ -t Ar.

Pig. 3. Umladungsquerschnitt bei D,+ --t Ar. Zum Vergleich, diinn gestrichelt, der Umladungsquerschnitt bei H,+ --t Ar

Wegen des geringen Gasvorrats habe ich mich hier einstweilen auf Messungen bei nur drei verschiedenen Strahlgeschwindigkeiten be- schranken miissen. Es ist selbstverstandlich nicht moglich, durch diese wenigen Punkte die Kurve des Umladungsquerschnitts wirk- lich festzulegen. Zuniichst 1aBt sich nur sagen, daB die Ausbeute hier offenbar im ganzen Geschwindigkeitsbereich vie1 grof3er ausfallt als bei D' -+ Ar. Sie ist ungefahr von derselben GroBe wie bei dem StoBvorgang H,+ --t Ar, dessen Kurve aus Arbeit ,,VI" dunn gestrichelt in die Fig. 3 mit eingetragen ist.

Fur den genauen Kurvenverlauf kann gerade dieser Vergleich einige Fingerzeige liefern. Wie bei den StoBvorgangen D+ --f Ar und H+ --t Ar des vorigen Abschn. I, 1 sind wohl auch bei den StoBen D,+ --f Ar und H,+ --f Ar die Hiillen der StoBpartner in jedem Fall einander sehr ahnlich, wenn auch die Termschemata der Wasserstoff- molekule nicht quantitativ iibereinstimmen. Grob verschieden sind wieder nur ihre Massen. Es ist daher gut denkbar, daB auch zwischen den Umladungskurven dieser StoBvorgange ahnlich einfache Beziehungen

370 Annallert der Physik. 5. Folge. Band 28. 1937

bestehen wie zwischen denjenigen des vorigen Abschnitts. Man hiitte dann fur D,+ --f Ar ebenso wie fiir H,+ --f Ar von der Seite der groBen Geschwindigkeiten her zunachst einen Abfall zu erwarten, dem sich nach einem Minimum auf der Seite kleiner Geschwindigkeiten ein ausgepragtes Maximum anschlieBt. Versucht man, eine derartige Kurve durch die drei gemessenen Punktgruppen hindurchzuziehen, so kann sie nur etwa so verlaufen, wie dies rlurch die starke Strichelung in Fig. 3 angedeutet ist. Sowohl das Maximum wie das Minimum miiBten notwendig bei grofleren Geschwindigkeiten an- genommen. werden, und das Maximum wiirde groBer ausfallen, wahrend der Anstieg gegen die groflen Geschwindigkeiten hin lang- samer erfolgte als bei H,+ --t Ar. Die Verhaltnisse Iagen also analog wie bei den Kurven des Abschn. I, 1. Wieder konnte eine Transformation auf gleiche Lineargeschwindigkeit angenahert zur Deckung der Kurven fuhren. Andererseits verhielten sich die Ab- szissen der Kurvenminima, wenn man wieder sie als ersten Anhalt fiir die nicht zuganglichen Einsatzpotentiale des jeweiligen Haupt- anstiegs verwendete, im EnergiemaB roh wie 1,8 : 1, wahrend die theoretische Berechnung wie im vorigen Abschnitt unter Vernach- lassigung eines Unterschieds der A hier 1,91 : 1 liefern wurde.

Natiirlich sind alle diese Zusammenhange nur vermutet und miissen erst noch durch genauere Messungen bewiesen werden.

11. Wirkungsquerachnittameasungen Die Wirkungsquerschnitte wurden mittels des in Arbeit ,,Iii

beschriebenen Verfahrens gewonnen. Fur die ,Darstellung in den nachstehenden Abbildungen gilt dasselbe wie unter Kapitel I. Es sei aber hervorgehoben, daB aus Platzgriinden das Verhaltnis von Ordinaten- zu Abszissenmaflstab hier bedeutend kleiner gewiihlt wurde, als bei den entsprechenden Umladungskurven.

1. D+--t Ar

Die am Vorgang D+ --f Ar erhaltenen Wirkungsquerschnitts- werte, Fig. 4, reichen aus, um noch mit genugender Sicherheit eine Knrve hindurchzulegen. Diese hat denselben Charakter wie zahl- reiche Wirkungsquerschnittskurven, die von R a m saue r , Ko l l a th und L i l i en tha l l ) mit Protonen, sowie in ,,IIIi' von mir mit andern Ionen in verschiedenen Gasen erhalten wurden. In bekannter Weise - vgl. z. B. Arbeit ,,III", Abschn. 11, 1 und Arbeit ,,Wid Abschn.1, 1 - ist der steile Abfall bei kleinen Geschwindigkeiten dadurch zu

1) G. Ramsauer, R. K o l l a t h u. D. L i l i e n t h a l , Ann. d. Phys. [5] 8. S. 709. 1931.

F. Wolf. Durchgang schwerer und Zeichter Wasserstoffwnen 571

deuten, dab die Streuung mit wachsender Strahlenergie sich rasch a d kleine Winkel gegen die Strahlrichtung beschrankt, die von der Wirkungsquerschnittsmessung nicht mehr erfaBt werden, wahrend der Wiederanstieg bei groBeren Geschwindigkeiten ein Anwachsen der Umladung bedeuten mug.

Fig. 4. Wirkungsquerschnitt bei D+ --f Ar. Zum Vergleich gestrichelt der Umladungsquerschnitt bei D+ -+ Ar

Man findet diese Zusammenhange gestutzt, wenn man die Wir- kungsquerschnittskurve unmittelbar mit derjenigen fur die Urnladung von D+ --t Ar vergleicht, die aus Abschn. I, 1 gestrichelt in die Fig. 4 ubertragen ist. Beide Kurven nahern sich mit wachsender Geschwindigkeit gegenseitig immer mehr an und zeigen damit, daB bei groBer Strahlenergie die Gesamtwirkung tatsachlich in der Haupt- sache auf der Umladung beruht. Der zunehmende Unterschied zwischen Wirkungsquerschnitt und Umladungsquersclmitt gegen kleine Geschwindigkeiten hin liefert ein unmittelbares MaB fur das Hervortreten der Streuung. Man hat ubrigens den Eindruck, daf3 das groSe anomale Maximum der Umladungskurve zwischen 5 und 10 1/ Volt die Wirkungsquerschnittskurve noch in sichtbarer Weise beein flu fit.

2. H+ -+ Ar

_ _

Nachdem die Wirkungsquerschnittskurve f ur D+ --f Ar keinerlei Besonderheiten aufwies, war es erwiinscht, auch diejenige fur H+ --f Ar mittels meines eigenen Verfahrens von ,,I" 'nachzu- priifen. Ramsaue r , Ko l l a th und L i l i e n t h a l (a. a. 0.) haben dieseq. Vorgang schon einmal untersucht. Merkwiirdigerweise ergab sich in Arbeit ,,VI", Abschn. IV, 1, daB ihre Kurve sich bei groBen Geachwindigkeiten den Umladungsmessungen von Go ldmann (aa.0.) und mir nicht, wie man erwarten mochte, immer enger anschmiegt. Sie erhebt sich vielmehr mit wachsender Geschwindigkeit in zu- nehmendem Ma6 dariiber und durchlauft ein besonderes Maximum,

372 Annalen deer Physik. 5. Folge. Band 28. 1937

das schwer gedeutet werden kann. - Die Nachpriifung dieser Kurve ist i n Fig. 5 wiedergegeben. Gleichzeitig wurde die zugehorige Um- lsdungskurve von ,,TI ( I gestrichelt eingezeichnet. Das Ergabnis zeigt keine Besonderheit. Der Wirkungsquerschnitt verlauft normal und schmiegt sich bei grogen Geschwindigkeiten den Umladungs-

Fig. 5 . Wirkungsquerachnitt bei H+ -+ Ar. Zum Vergleich gestrichelt der Umladungsquerschnitt bei H+ -+- Ar

messungen an. DaB die gezeichnete Kurve sich zwischen 16 und 20 VWt wieder ein wenig yon derjenigen des Umladungsquerschnitts entfernt, scheint rnir nicht von Bedeutung zu sein. Es ist gut mbg- lich, daB dies durch zu tiefe Lage der wenigen MeBpunkte bei

Fig. 6. Vergleich verschiedener Messungen am StoBvorgang H+ -+ Ar __

15 1/ Volt nur vorgetauscht ist. Jedenfalls bestatigen meine Mes- sungen die Eigentiimlichkeit der von R a m s a u e r , K o l l a t h und L i l i e n t h a l gewonnenen Kurve, die gerade oberhalb von 30 VVdt am meisten vom Umladungsquerscbnitt abweicht, nicht.

Urn dies deutlicher zu machen, habe ich schlieBlich in Fig. 6 (in anderem MaBstabsverhiiltnis als bei den vorhergehenden Bildern) meine neuen Kurven mit derjenigen von Ramsaue r , Ko l l a th und L i l i e n t h a l , ferner mit den Messungen von Goldmann sowie

F. Wolf. Durckgang schwerer und leichter Wasserstoffionen 373

von Jo rdan ' ) zusammengestellt. Der Uuterschied zwischen der Wirkungsquerschnittskurve von R a m s aue r , Kol l a t h und Lili en - t h a l und der meinigen bei kleinen Geschwindigkeiten ist von unter- geordneter Bedeutung, da er allein durch verschiedene Geometrie der Anordnungen verursacht sein kann, die die Streuung verschieden erfabt. Bei groBen Geschwindigkeiten sind meine Messungen sowohl der Umladung wie des Wirkurigsquerschnitts mit den Umladungs- messungen von Goldmann gut vertraglich, obwohl alle drei Unter- suchungen mit verschiedenen Verfahren durchgefuhrt sind. Das daruber liegende Maximum der Kurve von Ramsaue r , K o l l a t h und L i l i e n t h a l mochte ich danach nicht mehr fur richtig halten, zumal die Autoren selbst ihre Messungen bei groBen Geschwindig- keiten nur mit gewissem Vorbehalt wiedergeben. Ebenso scheint mir jetzt die Wirkuugsquerschnittskurve von J o r d a n bei kleinen Ge- sehwindigkeiten falsch zu sein. Wenn sie auch mittels bedeutend engerer Blenden gewonnen ist als die beiden andern Wirkungs- querschnittskurven, so sollte sie mit abnehwender Geschwindigkeit doch zunachst deutlicher den Umladungsmessungen folgen und erst nach einem Minimum den wachsenden Streubeitrag anzeigen. Bei groBen Geschwindigkeiten mu8 einstweilen offfjn hleiben, ob die wahre Wirkungsquerschnittskurve genau den Goldmannschen oder, vielleicht etwas niedriger, mehr den J o r d a n schen Messungen folgt.

Zuaammenfaesung

Mit friiher angegebenen Verfahren wurden die Umladungsquer- schnitte von D+ und D,+ --t Ar sowie die gesamten Wirkungs- qyrschnitte von D+ und H+ --t Ar in Abhangigkeit von der je- xeiligen Ionengeschwindigkeit gemessen mit folgenden Ergebnissen :

1. Der Charakter der Umladungskurve von D+ --t Ar ist der- selbe wie bei H+ --t Ar. Bei kleinen Strahlgeschwindigkeiten zeigt sich eine ahnliche Anomalie, wie ich sie kiirzlich bei zahlreichen andern StoSvorgangen nachweisen konnte (I, 1).

2. Ein Vergleich der StoBe D+ --f Ar und H+ -+ Ar ist be- sonders interessant, weil in beiden Fallen die Hullenbeschaffenheit der StoBpartner dieselbe ist. Unterschiede in der Umladung konnen nur mit der verschiedenen Masse von D+ und H+ zusammenhhgen. Als solche fallen auf die grogere Ausbeute bei der D+-Kurve im anomalen Gebiet, ferner vor allem, daB die D+-Kurve gegenuber der H+-Kurve nls Ganzes gegen grogere Strahlenergien verschoben ist (T, 1).

1) E. B. Jordan, Phys. Rev. 47. S. 467. 1935.

374 Annakn der Physik. 5. Folge. Band 28. 1937

3. Bei Auftragung beider Iiurven im GeschwindigkeitsmaB kommen sie auger bei kleinsten Geschwindigkeiten innerhalb de.r Versuchsfehler vollig zur Deckung. Demnach ist unter den vor- liegenden, besonders vereinfachten Versuchsbedingungen jeweils allein die StoSdauer fur die Umladungsausbeute maBgebend (I, 1).

4. Auch ein vorlaufig nocb roher theoretischer Pnsatz von Massey und S m i t h vermag - geeignet angewandt - unter diesen einfachen Verhaltnissen die Verschiebung der D+- gegen die H+- Kurve richtig wiederzugeben (I: 1).

5. Fur den Umladungsquerschnitt von D,+ -+ Ar deuten die wenigen Messungen, die bisher ausgefuhrt werden konnten, ahnliche Zusammenhange an. Doch mussen diese durch eingehendere Unter- suchungen erst bewiesen werden (I, 2).

6. Die Wirkungsquerschnittskurve von D+ --t Ar verlauft im Einklang mit der Erwartung. Bei groBen Geschwindigkeiten besteht die Gesamtwirkung im wesentlichen mr aus Umladung (11, 1).

7. Die neugemessene Iiurve des Wirkungsquerschnitts von H+ --f Ar zeigt irgendwelche bedeutenden Abweichungen von der Umladung, wie sie von R a m s a u e r , K o l l a t h und L i l i e n t h a l bei groBen Geschwindigkeiten gefunden wurden, nicht. Der wahrschein- lichste Kurvenverlauf wird auf Grund der Messungen verschiedener Autoren diskutiert (11, 2).

Herrn W. N o t h d u r f t danke ich bestens fur das Deuteriumgas, der Linde4.G. fur das Argon. Die Helmholtzgesellschaft hat mich wieder in vieler Hinsicht unterstutzt.

D a n z ig -L a n gfu h r , Physikalisches Institut der Technischeii Hochschule.

(Eingegangen 20. November 1936)