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elektrischen Felde in Luft haben ferner die Herren Arno und
ThrelfalP) beobachtet. Beide suchen die Ursache dieser
Erscheinungen lediglich in dielektrischer Hysteresis; mir scheint
aber, dass bei demselben auch die Leitfähigkeit eine wesent-
liche Rolle spielt, und es sich um eine üebereinander-
lagerung beider Wirkungen handelt und zwar aus folgenden
Gründen.

Die beiden Herren finden, dass die dielektrische Hysteresis
nicht, wie zu erwarten ist, dem Quadrat der Feldstärke pro-
portional ist, sondern dass die Beziehung zwischen beiden
Grössen eine viel verwickeitere ist Dieser Befund ist im
Widerspruch mit Versuchen der Herren Steinmetz^ und
Schaufelberger^), von denen der erstere mit alternirenden
Ladungen eines ruhenden Condensators , der letztere mit
schwingenden Rotationsellipsoiden im ruhenden Felde arbeitete.
Letzterer findet übrigens auch nur bei Paraffin Proportionalität
zwischen dielektrischer Hysteresis und Quadrat der Feldstärke,
nicht aber bei Hartgummi, was ebenfalls auf die grössere
Leitfähigkeit des letzteren zurückzuführen ist.

Rührt nämlich ein Theil der beobachteten Wirkung von
der Leitfähigkeit her, so muss eine Abweichung von der ein-
fachen Gesetzmässigkeit deswegen stattfinden, weil die Leit-
fähigkeit der schlechten Leiter selbst eine Function der Feld-
stärke ist.

Der Einfiuss der Leitfähigkeit verschwindet, wenn das
Product Xt entweder sehr klein oder sehr gross ist; das erstere
würde bei Hrn. Schaufelberger's Versuchen an Paraffin,
das letztere bei Hrn. Steinmetz' Versuchen (r = oo) zutreflFen
und ferner auch bei gewissen Versuchen von Hrn. Threlfall,
bei denen die Leitfähigkeit des Dielektricums durch Zusatz
leitender Substanz (Graphitpulver) vermehrt wurde [X sehr gross),
wobei sich eine zunehmende Annäherung an die erwähnte ein-
fache Gesetzmässigkeit ergab.



1) Vgl. die Citate auf p. 532.

2) C. P. Steinmetz, Elektrotechn. Zeitschr. 13. p. 227. 1892.



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570 Ä, Heydweiller.

TaVl betonen ist, dass bei vielen der obigen Versuche, ins-
besondere bei denen von Arno nicht die Leitung der iso-
lirenden Substanz, sondern die absorbirten Oberflächenschichten
(Feuchtigkeit) die maassgebende Grösse ist, wie aus den Ver-
suchen von Hrn. Schaufelberger und vielen meiner Beob-
achtungen (vgl. p. 538 und 544 — 545) hervorgeht.

Hr. Arno hat auch Rotation der Luft in einem Vacuum-
gefäss im rotirenden Felde beobachtet, aber nur hemmende
Kräfte gefunden, die er ebenfalls nur auf dielektrische Hysteresis
zurückführt. Aus den obigen Darlegungen und meinen Ver-
suchen ergiebt sich, dass auch hier der Leitfähigkeit eine wesent-
liche Rolle zufällt.

28. Weiter hatHr.BoreP) hierher gehörige Beobachtungen
gemacht Scheiben aus Glimmer etc. rotirten im alterniren-
den elektrischen Feld, wenn ihnen zur Seite ein isolirender
Stab (Glas) aufgestellt war. Auch diese Erscheinung kann nicht
auf dielektrischer Hysteresis beruhen, da, wie schon bemerkt,
durch Hysteresis freie Energie nicht erzeugt, sondern nur ver-
nichtet werden kann. Sie muss vielmehr, wie auch Hr. Borel
annimmt, auf Leitfähigkeit zurückgeführt werden und dürfte
von derselben Art und ebenso zu erklären sein, wie meine in
den Abschnitten 18 und 21 besprochenen Beobachtungen.

Zum Schluss möchte ich noch Beobachtungen von Hm.
0. Lehmann*) anführen , der kreiselnde Bewegungen von
schlecht leitenden Theilchen, die in eben solchen Flüssigkeiten
suspendirt. sind, im elektrischen Felde beschreibt. Ich ver-
muthe, dass auch diese auf Kräfte von der in der vorliegenden
Abhandlung besprochenen Art zurückzuführen sind.

Die Beobachtung treibender Kräfte im rotirenden Felde
an einem Radiometer von Hrn. 0. E. Meyer') habe ich schon
in meiner früheren Mittheilung*) erwähnt, wo auch einige an-
schliessende Versuche angeführt sind.



1) Ch. Borel, Compt. rend. 116. p. 1192. 1893; Arch, de Geneve
(3) 29. p. 317. 1893.

2) 0. Lehmann, Zeitschr. f. phys. Chem. 14. p. 305. 1894.

3) 0. £. Meyer, Kinetische Theorie der Gase p. 156. Anm. 3.
Breslau 1877.

4) A. Heydweiller, Verhandl. d. Physikal. Gesellsch. zu Berlin
16. p. 32. 1897.



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Bewegte Körper im elektrischen Felde. 571

VIII. Anwendung: auf kosmisohe Erscheinungen.

29. Man kann die Frage aufwerfen, ob die in den vor-
stehenden Abschnitten besprochenen Kräfte nicht auch auf
die Bewegung der Himmelskörper einen Einfluss haben. Zweifel-
los hat man der Erde, wahrscheinlich der Sonne und wohl
auch anderen Himmelskörpern beträchtliche elektrische La-
dungen zuzuschreiben und die Bewegungen der Planeten und
Trabanten finden mithin im elektrischen Felde statt.

Wir wollen hier nur die Frage erörtern, ob die üm-
drehungszeiten der Erde und des Mondes um ihre Axe durch
Kräfte der besagten Art merklich beeinflusst werden können.
Wir dürfen bei den geringen hier in Frage kommenden Feld-
stärken die Annahme machen, dass die Leitfähigkeit A^ in der
Umgebung der Weltkörper gegen die ihrer Oberflächenschichten
X. zu vernachlässigen sei, die auftretenden Kräfte also hemmende
sind, und ferner wollen wir voraussetzen, dass (Vs^«^)* gross
sei gegen 1, was mit der Wirklichkeit übereinstimmen dürfte.
Es ergiebt sich dann folgende Diflferentialgleichung für die
Winkelgeschwindigkeit der Axendrehung der beiden Weltkörper,
dm/dt:

wenn die Beschleunigung so klein ist, dass die Bewegung vom
stationären Zustand nicht weit entfernt ist, was auch den
thatsächlichen Verhältnissen entspricht; hierin ist T dUs Träg-
heitsmoment des Weltkörpers in Bezug auf seine Axe, also
wenn r sein Halbmesser und d seine Dichte:

sowie



^8" 4A<7r



Die Feldstärke F möge herrühren von der Ladung des

Centralkörpers vom Radius R, dem Potential F im Abstände a,

sodass

VR



F =



^na*



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572 A, Heydweiller.

Es ist dann

T "" 3-i * TiVUirf "" 128 ' Vr'»«y;..rf '

und das Integral der obigen Diflferentialgleichung giebt



dt [dtjo



Nimmt man als Leitfähigkeit der Erdoberfläche diejenige
einer 3 proc. Kochsalzlösung, des Meerwassers, so ergiebt die
Einsetzung der bekannten Grössen, dass auch bei unwahr-
scheinlich hohen Annahmen über die Grösse des Sonnen-
potentiales eine merkliche Verkürzung des Tages auch in
Millionen, ja Billionen von Jahren durch diese Kräfte nicht
bedingt wird.

Anders verhält es sich mit dem Monde, dessen Oberlläche
bei völliger Trockenheit jedenfalls ein weit geringeres Leit-
vermögen besitzt, das wir in elektrostatischem Maasse wohl
zwischen 10 "^^ und 10"^ annehmen dürfen; ich setze A.= 10~*.
Das elektrische Potential der Erde, auf das es hier ankommt,
ist von Hrn. F. Exner zu 3.10^ elektrostatischen Einheiten
berechnet worden^); die Grundlage dieser Rechnung, das
Potentialgefalle über der Erdoberfläche ist nach den neueren
Messungen im Luftballon wohl nicht ganz zuverlässig, auch
dürfte in früheren Zeiten das Potential erheblich höher ge-
wesen sein, als heute, da eine allmähliche Zerstreuung der
elektrischen Energie wohl sicher anzunehmen ist» Das höchste
Potential, das die Erde gegenwärtig haben könnte, ohne dass
disruptive Entladung durch die Atmosphäre einträte, ist nach
Berechnungen, die ich früher anstellte^), etwa 200 7i?= 1,26.10^^
elektrostatische Einheiten.

Nehmen wir an, dass das Erdpotential einmal diesem
Werthe nahe gekommen sei, etwa 10^® betragen habe, so ergiebt
sich, dass in einigen 100 Billionen Jahren eine massige Rotations-
geschwindigkeit des Mondes um seine Axe, oder auch eine
starke nach der Erstarrung noch vorhandene Libration relativ
zu den Kraftlinien des erdelektrischen Feldes auf nicht mehr

1) F. Exner, Sitzungsber. d. k. Akad. d. Wissensch. zu Wien (2)
96. p. 418. 1887.

2) A. Heydweiller, Wied. Ann. 40. p. 464. 1890.



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Bewegte Korper im elektrischen Felde, 573

nachweisbare Werthe herabgesunken sein muss. Es scheint
also nicht unmöglich, dass die fast unveränderliche Lage des
Mondes gegen seinen Radiusvector zum Erdmittelpunkt zum
Theil in diesen Kräften ihre Ursache hat.

Bei diesen Berechnungen ist sowohl die Abweichung der
Mondgestalt von der Kugel, wie auch die nach den Herren
Ekholm und Arrhenius^) sehr bedeutende ICigenladung des
Mondes und deren Einfluss auf die Stärke des erdelektrischen
Feldes ausser Ansatz geblieben. Die Berücksichtigung beider
Umstände würde vielleicht noch eine erhebliche Vergrösserung
der berechneten Kraft ergeben. Indessen ist die genaue Be-
rechnung schwierig und die Grundlagen sind zu unsicher.
Ausserdem können sehr wohl auch die dielektrischen Eigen-
schaften des Mondes eine weitere Verstärkung der hemmenden
Kraft bedingen.

IX. Zusammenfassung.

Zum Schlüsse seien die Ergebnisse der vorliegenden Ar-
beit noch einmal, wie folgt, zusammengestellt

Es sind die aus der erweiterten Hertz 'sehen Theorie
(Abschnitt 1) folgenden Kräfte uhtersucht worden, welche an
der Grenze schlecht leitender, im elektrischen Felde bewegter
Körper in einer Umgebung von verschiedenem, ebenfalls ge-
ringem Leitvermögen entstehen, Kräfte, die auf die Bewegung
entweder hemmend oder beschleunigend einwirken.

Es wurde eine Reihe von Beobachtungen beschrieben,
die sich auf diese Kräfte zurückführen lassen und zwar:

1. Im Innern eines Glasgefässes erfahrt Luft von 760
bis zu einigen Millimetern Quecksilberdruck beim Erregen eines
elektrischen Feldes eine beträchthche impulsive Verstärkung
minimaler vorhandener Bewegungen, die durch periodisches
Herstellen und Vernichten des Feldes bedeutend gesteigert
werden kann, sodass eine in der Luft aufgehängte Scheibe
aus gut oder schlecht leitendem Material (Kupfer, Ebonit) je
nach der Feldstärke in lebhafte Schwingungen oder in Rotation
versetzt wird (Abschnitt 10—12, Tab. 5 u. 8).



1) N. Ekholm u. S. Arrhenius, Svenska Vet. Akad. Handl. 19.
(I) Nr. 8. 1894.



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574 .^. Heydweiller.

2. Bei geringerer Dichte der Luft (zwischen 5 und 0,1 mm
Quecksilberdruck) wird die Luft auch im Constanten ruhenden
Felde in Verstärkung kleiner Bewegungen in dauernde Rotation
versetzt und hierdurch den darin aufgehängten Scheiben eine
constante, von der ßichtkraft der Aufhängung abhängige Ab-
lenkung aus der Gleichgewichtslage bei ruhender Luft ertheilt
(Abschnitt 10—12, Tab. 6 u. 9).

3. In stärker verdünnter Luft (unter 0,1 mm Quecksilber-
druck) erfahren gut getrocknete und von den adsorbirten Gas-
schichten befreite Scheiben aus schlecht leitendem Material
(Ebonit, Glimmer, Paraffin) bei kleinen Bewegungen im con-
stanten ruhenden Felde ein Drehungsmoment, das je nach der
Feldstärke zu einem Schwingen um die Gleichgewichtslage, zu
einer nahezu gleichförmigen oder zu einer stark beschleunigten
Rotation führt (Abschnitt 10 u. 11, Tab. 7).

4. Im rotirenden elektrischen Felde findet eine üeber-
einanderlagerung verschiedener Kräfte statt, von denen die
einen, die vorerwähnten, auf den leitenden, die anderen auf
den dielektrischen Eigenschaften der Medien beruhen ; während
die ersteren hemmende oder beschleunigende sein können, sind
die letzteren stets hemmend^ (Abschnitt 2, 6 — 8 u. 27).

Die Theorie gestattet aus den vorliegenden Beobachtungen
einige Schlüsse bezüglich des Leitvermögens des Glases und
der Luft bei Zimmertemperatur zu ziehen. Es sind die folgenden :

1. Das Leitvermögen des benutzten Glases ist etwa von
der Grössenordnung:

2.10-^ C.G.S.-Einh. elektrostatisch
oder

2 . 10-26 C.G.S-Einh. elektromagnetisch

(Abschnitt 16, 19 u. 22).

2. Die Leitfähigkeit der Luft ist in hohem Grade ab-
hängig von der Feldstärke einerseits und ihrer Dichte anderer-
seits, und zwar wächst sie mit zunehmender Feldstärke und
mit abnehmender Dichte, mit letzterer aber nur bis zu einem
Maximum, von dem aus sie wieder abnimmt. Dieses Maxi-
mum liegt unter den vorliegenden Versuchsbedingungen etwa
bei 0,005 mm Quecksilberdruck, ist aber wahrscheinlich ab-
hängig von den Dimensionen des Vacuumgefässes (Abschnitt
23 u. 25).



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Bewegte Körper im elektrischen Felde. 575

3. Bei höheren Drucken (über 5 mm Hg) und nicht zu
grossen Feldstärken (etwa bis 5 C.G.S.-Einh. elektrostatisch)
ist die Leitfähigkeit der Luft kleiner als die oben angegebene
des Glases (Abschnitt 10, 12 u. 18).

4. Bei kleineren Drucken (zwischen 5 und 0,1 mm Hg) er-
reicht die Leitfähigkeit der Luft die des Glases schon bei
kleineren Feldstärken (unter 5 C.G.S.-Einh.) und zwar bei um
so geringeren, je niedriger der Druck ist (Abschnitt 19, u. 20,
Tab. 11 u. 12).

5. Bei noch weiterer Verdünnung der Luft erreicht ihr
Leitvermögen bei massigen Feldstärken (unter 5 C.G.S.-Einh.)
die Grössenordnung

10-1 C.G.S.-Einh. elektrostatisch
oder

10-23 C.G.S.-Einh. elektromagnetisch

(Abschnitt 23, Tab. 13).

Die Yorstehenden Beobachtungen und Schlussfolgerungen
sind in guter üebereinstimmung mit der Hypothese von der
elektrolytischen Leitfähigkeit der Luft; der elektrolytische
Dissociationsgrad der letzteren ist unter den Versuchsbedin-
gungen äusserst gering anzunehmen (Abschnitt 24 u. 25).

Auch eine Anzahl früher von anderen Forschem beob-
achteter Erscheinungen dürfte auf die hier behandelten Kräfte
zurückzuführen sein (Abschnitt 26 — 28).

Es ist möglich, dass durch dieselben die Bewegungen
mancher Himmelskörper, insbesondere des Mondes, beeinflusst
worden sind (Abschnitt 29).

Breslau, August 1899.

(Eingegangen 17. August 1899.)



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lieber die Meststrahlen des Flussspathes;
von H. Ruhens.



Nach Versuchen, welche ich im Jahre 1897 in Gemein-
schaft mit Hrn. E. Nichols angestellt habe^), besitzt der
Flussspath im ültrarothen ein Gebiet metallischer Reflexion,
welches leicht dadurch nachgewiesen werden kann, dass man
die Strahlung einer beliebigen Wärmequelle mehrfach an
Flussspathflächen reflectiren lässt. Die dann noch vorhandenen
Strahlen (Reststrahlen) gehören nahezu ausschliesslich dem-
jenigen Spectralgebiet an, in welchem die metallische Reflexion
stattfindet. Ihre Wellenlänge ist daher nur wenig abhängig
von der Temperatur und BeschaflFenheit der benutzten Wärme-
quelle. Bei zwei verschiedenen Versuchsreihen, von denen die
eine bei Anwendung eines mit Flussspathpulver überzogenen
glühenden Platinbleches, dreier Flussspathflächen und eines
Bolometers, die andere mit Benutzung von einem Zirkonbrenner,
vier Flussspathflächen und einem Radiometer angestellt war,
ergab sich die Wellenlänge des Energiemaximums im Gitter-
spectrum der Reststrahlen bei 24,4 ii bez. bei 23,7 jw. Dabei
erwies sich die Form der Energiecurve in beiden Fällen als
unsymmetrisch und zwar derart, dass der Anstieg zum Maxi-
mum von Seiten der kürzeren Wellen ein wesentlich steilerer
war als von Seiten der längeren. Auch zeigte sich in beiden
Fällen auf diesem letzteren Theile der Curve eine schwache
Ausbuchtung, welche schon damals zu der Vermuthung Anlass
gab, dass das beobachtete] Energiemaximum möglicherweise
aus zwei getrennten Erhebungen bestehen könne.*) Die damals
benutzte Spectralanordnung in Verbindung mit den zur Strahlungs-
messung dienenden Apparaten schien jedoch nicht ausreichend,
um die vorstehende Frage zu entscheiden.

Nachdem nun im Laufe der Zeit sowohl die Spectral-
anordnung wesentlich verbessert als auch die Empfindlichkeit



1) H. Rubens u. E. F. Nichol8,':Wied. Ann. 60. p. 418. 1897.

2) Vgl. 1. c. p. 439.



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Reststrahlen des Flttssspathes. 577

und Genauigkeit der Strahlungsmessung durch Anwendung der
Thermosäule ^) an Stelle des Bolometers bez. Radiometers be-
trächtlich erhöht worden ist, habe ich von neuem die Best-
strahlen des Flussspath einer eingehenden Untersuchung unter-
zogen.

Die Versuchsanordnung entsprach yollkommen derjenigen,
welche früher zur Beobachtung der Beststrahlen von Steinsalz
und Sylvin gedient hatte*) und welche in Fig. 1 nochmals
schematisch angedeutet ist. Die
Abmessungen der einzelnen Theile
des Spiegelspectrometers s^,e^j e^, s^
waren mit Bücksicht auf die Er-
zeugung eines möglichst intensiven ^
Spectrums gewählt. Als Wärme- '^^\
quelle kam stets ein Auerbrenner Ä \ l \
ohne Zugglas zur Anwendung. Die
Spalten ^^ und s^ waren bei den im
Folgenden beschriebenen Versuchs- *' y \i v
reihen 40 mm hoch und 3 mm ^'^™ t^^
breit. Zur Erzeugung des Spec- ^ '*

trums diente das oft benutzte ^ Pur i
Beugungsgitter g aus Silberdraht ')

mit der Gitterconstanten 0,3716 mm. Ein Theil der reflectirenden
Flussspathflächen Pj bis P^, ein Concentrationsspiegel S und die
Thermosäule T befanden sich im Inneren eines gegen Luft-
strömung und fremde Strahlung schützenden Pappkastens. Bei
den Spectralbeobachtungen wurde der Collimator s^, e^ nebst
der hiermit starr verbundenen Wärmequelle Ä um gegebene
Winkel cp gedreht und der beim Aufziehen des Klappschirmes K
entstehende Ausschlag gemessen.

Mit Hülfe dieser Anordnung vnirden fünf verschiedene
Versuchsreihen ausgeführt, um die Energievertheilung der Best-
strahlen in den Beugungsspectren erster Ordnung festzustellen
und zwar betrug die Zahl der Flussspathreäexionen bei der mit I
bezeichneten Versuchsreihe zwei, bei Versuchsreihe II drei etc.,
sodass bei der V. Versuchsreihe sechs Beflexionen in An-



1) H. Rubens, Zeitschr. f. Instrumentenk. 18. p. 65. 1898.

2) H. Rubens u. £. Aschkinass, Wied. Ann. 65. p. 255. 1898.
8) Vgl. 1. c. p. 425.

Ann. d. Phj. a. Obern. N. F. 69. 37



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578 H. Rubens.

wendnng kamen. Im übrigen wurden sämmtliche Beob-
achtungen unter gleichen Bedingungen ausgeführt.

Die Ergebnisse dieser flknf Reihen sind in der folgenden
Fig. 2 graphisch dargestellt. Als Abscissen sind die Ab-
lenkungswinkel, als Ordinaten die beobachteten Aussehläge ein-
getragen. Um ein Urtheil über den Grad der Unreinheit der
Spectra zu ermöglichen, ist für die Reihe III auch das Central-
bild mit auf die Hälfte verkleinerten Ordinaten eingezeichnet
worden. Die Breite desselben beträgt ca. 1 ^ 20', dennoch



Fig. 2.

kommt die dispergirende Wirkung des Gitters in den Beugungs-
spectren genügend zum Ausdruck, um die oben gestellte Frage
entscheiden zu können.

Man erkennt aus den Curven der Fig. 2 ohne weiteres^
dass bei zwei und auch noch bei drei Flussspathreflexionen
die Curven auf dem absteigenden Ast lediglich die bereits früher
beobachtete Ausbuchtung zeigen, während bei Anwendung von
4, 5 und 6 reflectirenden Flächen an Stelle dieser Ausbuchtung
sich ein zweites Maximum entwickelt, dessen Deutlichkeit mit
der Zahl der Reflexionen rasch zunimmt. Dieser letztere Um-
stand deutet darauf hin, dass dieses zweite, bei A = 31,6 ju
gelegene Energiemaximum nicht einer Eigenthümlichkeit der
angewandten Strahlungsquelle seine Entstehung verdankt,.



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Reststrahlen des Fiussspathes,



579



sondern durch selective Reflexion der Flussspathflächen her-
vorgebracht wird. Bildet man in jeder der Curven I bis V
das Verhältniss cc der Ordinaten p hei i^^ 24,0 fjL und q bei
/, SS 31,6 fjLf bei welchen Wellenlängen die beobachteten Maxima
bez. Ausbuchtungen liegen, so gelangt man zu einer Reihe
von Zahlen {a), von denen jede folgende, in die vorhergehenden
dividirt, nahezu den gleichen Quotienten (ß) ergiebt, wie dies
aus der nachstehenden Tabelle zu ersehen ist.

Tabelle I.



Nr. der








rsachsreihe


Pn


9n


-=?


n






9n



"n + l



I

II

III

IV
V



25,6


8,5


3,00


17,1


6,8


2,52


18,8


6,1


2,02


9,8


5,8


1,68


4,8


8,4


1,42



1,19


1,'jr,


1.20


1,18






1,21



Es ist leicht einzusehen, dass dieser Quotient ß das Ver-
hältniss der Reüexionsvermögen angiebt, welche eine Fluss-
spathfläche bei den Wellenlängen A, » 31,6 ju und l^ == 24,0 fjL
besitzt. Es seien nämlich u und v zwei Grössen, welche der
Energie der Strahlungsquelle bei den Wellenlängen i^ und X^
proportional sind. Bezeichnen wir femer die Reüexionsvermögen
der Flussspathiiäche fär die beiden Wellenlängen mit ()^ und
(>3, so sind die beobachteten Galvanometerausschläge bei der
mit n bezeichneten Versuchsreihe, bei welcher nach dem vor-
stehenden die Zahl der reflectirenden Flussspathflächen n + 1
beträgt, für die Wellenlängen i^ und A, proportional mit
M.()* + ^ bez. mit i;(>J» + ^ und ihr Verhältniss

Die entsprechende Grösse der Versuchsreihe n+1 ist

und das Verhältniss beider ergiebt sich, wie oben behauptet,



ß-



'n + l






37*



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580 H. Rubens.

Hiernach ist also das Beflexionsvermögen des Flussspath
bei A^ = 31,6 ^jl etwa 1,21 mal so gross, wie bei A^=:24,0/u.
Dass trotzdem in sämmtlichen Cnryen das kurzwelligere Maxi-
mum bei weitem das stärkere ist, liegt lediglich an der Energie-
vertheilung im Spectrum der Lichtquelle, welche die kürzeren
Wellen in sehr viel höherem Maasse aussendet. Bei der hier
benutzten Strahlungsqnelle würde eine mindestens achtmalige
Beflexion an Flussspathflächen erforderlich sein, um ein Ueber-
wiegen des langwelligen Maximums herbeizufiihren.

Wären die sämmtlichen in Fig. 2 dargestellten Versuchs-
reihen bei genau gleicher Empfindlichkeit angestellt, und vor
allen Dingen darauf Bücksicht genommen, dass bei Vermehrung
der reflectirenden Flächen von n auf n + 1 kein Theil des
Strahlenkegels verloren geht, so könnte man die absoluten
Werthe des Beflexionsvermögens q^ und q^ für die Wellen-
längen Aj und Aj ohne weiteres den Zahlen der Tab. I ent-
nehmen, indem man

ex = /^ und ?,= -'^

setzt. Die letztere dieser beiden Bedingungen ist jedoch keines-
wegs erfüllt Auch wachsen die Schwierigkeiten der Justirnng
wesentlich mit der Zahl der angewandten refiectirenden Flächen,
sodass die Ausschläge schon aus diesem Grunde bei den letzten
Beihen (insbesondere bei Beihe V) im Vergleich mit den ersten
Beihen zu klein ausfallen.

um dennoch eine exacte Bestimmung der Grössen q^
und (>| vorzunehmen, wäre es erforderlich, die Beflexions-
messungen in dem Gitterspectrum selbst anzustellen. Da in-
dessen die in den Beugungsspectren vorhandene Energie zu
genaueren Messungen nicht ausreicht, habe ich mich darauf
beschränkt, das Beflexionsvermögen einer Flussspathfiäche für
die gesammten, unzerlegten Beststrahlen zu ermitteln. Das-
selbe nimmt begreiflicherweise mit der Zahl der zur Erzeugung
der Beststrahlen angewandten reflectirenden Flussspathflächen
zu. Für einen Incidenzwinkel von angenähert 30® ergab sich
das Beflexionsvermögen bei zweimaliger Beflexion zu 69,2 Proc.
bei viermaliger Beflexion zu 74,9 Proc.^), bei sechsmaliger



1) In der zu Anfang citirten Abhandlung ist das Reflexionsvermögen
einer Fluoritfläche für die durch viermalige Reflexion erzeugten Rest-



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Beststrahlen des Flussspaihes, 581

Reflexion zu 79,5 Proc. Man ist hiernach zu der Annahme
berechtigt, -dass das Reflexions vermögen q^ bei l^ = 24,0 fjt
und pj bei A, » 31,6 ^ höchst wahrscheinlich die Werthe
75 Proc. bez. 90 Proc. übersteigt.

Die Curven der Fig. 2 lassen wegen der Unreinheit der
Spectren die Frage unbeantwortet, ob man es hier mit zwei
völlig getrennten Streifen zu thun hat, oder ob das Reflexions-
vermögen auch in dem Spectralgebiet zwischen den Wellen-
längen Aj = 24,0 fi und A, == 31,6 jw hohe Werthe besitzt. Um
eine Entscheidung herbeizuführen, wurden die Versuchsreihen
ni und IV mit engeren Spalten wiederholt und zwar betrugen
die Breiten von s^ und s^ hierbei nur 1,8 mm. Die so er-
haltenen Energiecurven zeigten indessen vollkommen gleichen
Charakter wie die früher beobachteten. Eine wesentlich deut-
lichere Trennung der beiden Maxima war auf diesem Wege
nicht zu erzielen. Es ist hiemach anzunehmen, dass die
Aenderung des Reflexionsvermögens in dem betrachteten Spec-
tralgebiet continuirlich yerläuft und zwar derart, dass auch
zwischen den Wellenlängen l^ und X^ hohes Reflexions vermögen
vorhanden ist.

Es ist nach dem Vorstehenden leicht zu übersehen, wes-
halb bei den früheren, in Gemeinschaft mit BLrn. E. Nichols
angestellten Versuchen das zweite Maximum in dem Gitter-
spectrum der Reststrahlen des Flussspath als solches nicht
beobachtet werden konnte. Bei den bolometrischen Messungen
wurde nur Reflexion an drei Fluoritflächen angewandt und
hierbei tritt, wie oben festgestellt wurde, das zweite Maximum
noch nicht hervor. Dagegen hätte sich dasselbe bei den radio-
metrischen Beobachtungen, bei welchen vier reflectirende Fluss-
spathflächen zur Verwendung gelangten, bereits bemerkbar
machen können. Der Grund, weshalb dies nicht geschah, liegt



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