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Beibl. z. d. Ann. d. Phys. p. 283. 1905.
Finska Vet. Soc. Öfvers. 53. 1910 - 1911.
p580_1) H. Rubens u. E. F. Nichols, Wied. Ann. 60. p. 418. 1897.
p580_2) R. W. Wood, Phil. Mag. April u. Okt. 1902. Aug. 1903.
p580_3) J. Kossonogoff, Phys. Zeitschr. 4. p. 208. 1903.
p580_4) F. Ehrenhaft, Ann. d. Phys. 11. p. 489. 1903.
p580_5) F. Kirchner, Ann. d. Phys. 13. p. 239. 1904.
p580_6) F. Pockels, Phys. Zeitschr. 5. p. 152. 1904.
p581_1) Vgl. die Polemik zwischen Ehrenhaft u. Pockels, Phys. Zeitschr. 5. p. 387 u. 460. 1904.
p581_2) J. C. Maxwell-Garnett, Phil. Trans. 203. p. 385. 1904;
p581_3) L. Lorentz, Wied. Ann. 11. p. 70. 1880.
p582_1) G. Mie, Ann. d. Phys. 25. p. 377. 1908.
p582_2) J. Kossonogoff, Phys. Zeitschr. 4. p. 258 u. 518. 1903.
p583_1) Cl. Schaefer u. F. Großmann, Ann. d. Phys. 31. p. 498. 1910.
p583_2) P. Debye, Ann. d. Phys. 30. p. 57. 1909.
p583_3) C. Scotti, Nuovo Cim (5) 7. p. 334. 1904;
p583_4) A. Bock, Physik. Zeitschr. 4. p. 339 u. 404. 1903.
p584_1) R. W. Wood, Physik. Zeitschr. 14. p. 189. 1913.
p585_1) K. F. Lindman, Ann. d. Phys. 38. p. 526. 1912. die Kugel sich in der Öffnung befand. Falls andererseits kein Empfängerrohr (mit Diaphragmen) benutzt wurde, so konnte die zwischen Erreger und Meßresonator eingeführte Kugel unter gewissen Umständen sogar eine Verstärkung der beobachteten Strahlungsintensität erzeugen.
p587_2) J. J. Thomson, Recent Researches in Electricity and Magnetism. p. 370. 1893.
p587_3) Nach Pockels würde allerdings, falls nur die einfachste axial-symmetrische Eigenschwingung berücksichtigt wird, die maximale Resonanz schon bei λ/2 = 2,85 α = 10 cm eintreten, und nach Mie (vgl. oben p. 582), der die Schwingungen einer leitenden Kugel auf eine allgemeine Weise behandelt hat, entspricht dem Strahlungsmaximum eine halbe Wellenlänge λ/2 = α/0,324 = 10,8 cm. Nach später beschriebenen Versuchen besteht aber zwischen den von den direkten Primärwellen und den von den „sekundären“, von der Kugel ausgehenden Wellen im Meßresonator erregten Schwingungen eine Phasendifferenz, die, wenigstens im Intervalle λ/2 = 10 cm bis λ/2 = 15 cm, sich nur wenig von Null unterscheidet. Das Maximum der Schirmwirkung wird deswegen nicht an derselben Stelle wie das der Resonanz liegen, sondern muß (wie man sich leicht graphisch überzeugen kann), etwas nach der Seite der längeren Wellen hin verschoben sein.
p588_1) Bei einem dünnen geradlinigen Sekundärleiter, der eine ausgesprochene Eigenperiode hat, entspricht das Resonanzmaximum angenähert dem Isochronismus zwischen Primär- und Sekundärleiter. Die „Sekundärwellen“ waren wahrscheinlich bei diesem Versuche, besonders wenn die Periode der Primärwellen von der Eigenperiode des Resonators ein wenig abwich, zu schwach, um eine merkliche Verschiebung des Schirmwirkungsmaximums erzeugen zu können. Bei einem System von mehreren linearen Leitern findet, wie wir später sehen werden, eine beträchtliche Verschiebung (nach links) statt.
p590_1) Vgl. P. Debye, l. c. § 5.
p591_1) E. Marx, Wied. Ann. 66. p. 613. 1898.
p592_1) In einer früheren Arbeit ( Ann. d. Phys. 40. p. 992. 1913) habe ich diese zum Nachweis von Sekundärwellen dienende Versuchsanordnung eingehend erörtert.
p593_1) Gegen diese und die nächstfolgenden Schlußfolgerungen kann allerdings der Einwand erhoben werden, daß sie sich nicht auf reinen Absorptionsmessungen gründen, sondern auf Versuchen, bei welchen die „Sekundärstrahlung“ sich über die Primärstrahlung lagerte, und welche man deshalb lieber als Beugungsversuche bezeichnen könnte. Die erhaltenen Schirmwirkungsmaxima sind also keine eigentlichen Absorptionsmaxima und bei Verwendung eines einzigen Resonators als Hindernis für die elektrischen Wellen muß auch aus dem erwähnten Grunde die Schirmwirkung von der Entfernung des Meßresonators von diesem Hindernis (von dem die Sekundärwellen sich nach allen Seiten ausbreiten) abhängen. Aus später beschriebenen Versuchen geht aber hervor, daß die von ebenen, aus Kupferkugeln zusammengesetzten Gittern erzeugten Reflexionsmaxima in keinem Falle schärfer ausgebildet sind als das mit einer einzigen Kupferkugel erhaltene Schirmwirkungsmaximum. Da nun die Sekundärstrahlung (d. h. die diffus reflektierte Strahlung) bei dielektrischen Massen bedeutend weniger intensiv ist als bei leitenden, muß auch ihre Einwirkung auf die Form der mit einer dielektrischen Kugel erhaltenen Schirmwirkungskurve geringer sein als die entsprechende Einwirkung bei einer leitenden Kugel.
p593_2) Bei den kolloidalen Lösungen mit sehr feinen Teilchen, deren Leitfähigkeit nicht eine vollkommene sein kann, hat nach Mie (l. c.) nur die erste Schwingung, der „die Rayleighsche Strahlung“ entspricht, einen merklichen Betrag. Bei gröberen kolloidalen Lösungen tritt auch die zweite elektrische und die erste magnetische Schwingung hinzu. E dürfte dies annäherungsweise auch für die Schwingungen dielektrischer Kugeln gelten.
p594_1) Die Wassertröpfchen der Dampfstrahlen sind allerdings nicht vollständig unleitend, da sie eine von dem Säureluftstrom stammende Spur von Säure enthalten. Ihre Leitfähigkeit dürfte wohl doch hier vernachlässigt werden können.
p598_1) Bei der benutzten Versuchsanordnung schwächten die vor der Mitte der Öffnung stehenden Kugeln die Strahlen etwas mehr als die seitlichen.
p598_2) Cl. Schaefer, Ann. d. Phys. 16. p. 106. 1905.
p599_1) K. F. Lindman, Ann. d. Phys. 40. p. 1016. 1913.
p600_1) Die Entstehung der von Resonatoren ausgehenden „Sekundärwellen“ kann allerdings nach H. Poincare durch eine vom Resonator bewirkte „Diffraktion“ erklärt werden, die jedoch von der gewöhnlichen Diffraktion sehr verschieden ist. (Vgl. meinen Aufsatz: „Über sekundäre elektrische Schwingungen“, Ann. d. Phys. 40. p. 994, Fußnote 4. 1913.)
p600_2) J. Klemenčič u. P. Czermak, Wied. Ann. 50. p. 174. 1893.
p601_2) Man könnte vielleicht dieses Ergebnis als ein Analogon zu den von Planck aus seiner elektromagnetischen Dispersionstheorie für die selektive Absorption des Lichtes in einem stark absorbierenden Medium gezogenen Schlußfolgerungen (vgl. oben p. 580) ansehen. Die Voraussetzungen der Planckschen Theorie (ausgesprochene Eigenperiode der Resonatoren, Abstand zweier benachbarter Resonatoren groß gegen die Lineardimensionen eines Resonators und klein gegen die im Medium fortschreitenden Wellen) waren allerdings bei keinem von den obigen Versuchen streng erfüllt. Bei den dichteren Gittern waren die Eigenschwingungen wahrscheinlich stärker gedämpft und wohl auch ein wenig langsamer als bei dem „lichten“ Gitter.
p603_1) Mit Hilfe von Resonatorengittern dürfte es möglich sein, elektromagnetische Analoga zu den neuerdings entdeckten, durch Molekulargitter hervorgerufenen Interferenzerscheinungen der Röntgenstrahlen nachzuweisen.
p603_2) Daß die beobachteten Reflexionsmaxima ein wenig höher als die entsprechenden Schirmwirkungsmaxima (Kurven I und II in Fig. 4) sind, dürfte auch zum Teil darauf beruhen, daß die Reflexion nicht bei normaler Inzidenz stattfand. Da die Versuchsanordnungen bei den Durchlässigkeits- und den Reflexionsversuchen einander nicht vollständig entsprachen, ist es zwecklos, auf die Höhendifferenz der erwähnten Kurven näher einzugehen. Man sieht jedoch, daß die Reflexionsmaxima sich oberhalb der übrigen Teile der Kurven etwas mehr erheben als die entsprechenden Schirmwirkungsmaxima. Eine eventuelle Ursache dazu wird später ( p. 610) erwähnt.
p604_2) Um zu entscheiden, ob die oben (p. 589 - 592) beschriebenen, mit dielektrischen Kugeln gemachten Beobachtungen wirklich mit den Eigenschwingungen dieser Körper etwas zu tun haben, wäre es von Bedeutung gewesen, das Reflexionsvermögen von aus solchen Kugeln zusammengesetzten Gittern zu untersuchen. Ich hoffe solche Versuche bald ausführen zu können.
p608_1) Wenn man den Abstand zwischen Kugelgitter und Spiegel von der vorderen Tangentialfläche der Kugeln rechnen würde - was allerdings nicht als plausibel erscheint, da die Kugeln als Emissionszentra für die reflektierten Strahlen aufgefaßt werden müssen - so würde man für die Phasenänderung am Kugelgitter auch den Wert π/2 erhalten. Für die durch die Umwandlung primärer Wellen in Sekundärwellen bedingte Phasenänderung habe ich früher ( Ann. d. Phys. 7. p. 836. 1902) im Falle eines geradlinigen mit den Primärwellen isochronen Sekundärleiters einen Wert = 3/4 π gefunden. Es wirkten nämlich zwei in der Nähe voneinander befindliche isochrone Resonatoren so aufeinander ein, als ob diese Phasenvergrößerung in Abständen vom Sekundärerreger, die von der Größenung einer halben Wellenlänge waren, einen Mittelwert von 3/4° hätte. „Mit abnehmendem Abstande vom Sekundärerreger schien diese Größe sich aber dem Werte von 3/4 π, mit wachsendem Abstande einem kleineren Werte, eventuell π/2, zu nähern.“ Bei einem Gitter, das aus vielen einander beeinflussenden Elementen besteht, braucht übrigens die Phasenänderung nicht notwendig gleich der von einem isolierten Elemente bewirkten Phasenänderung zu sein.
p614_1) K. F. Lindman, Finska Vet. Soc. Öfvers. 52. 1909 - 1910 und
p614_2) K. F. Lindman, Ann. d. Phys. 42. p. 30. 1913.
p616_1) Nach einer theoretischen Untersuchung von Hrn. C. W. Oseen (Arkiv för mat., astr. och fysik 9. Nr. 28. 1914) muß in der Tat ein dünner, vollkommen leitender Ring außer den von Pocklington und Lord Rayleigh untersuchten schwach gedämpften Eigenschwingungen noch ein stark gedämpftes Spektrum besitzen.
p617_1) C. W. Oseen, Physik. Zeitschr. 14. p. 1222. 1913.
p617_2) K. F. Lindman, Ann. d. Phys. 42. p. 30. 1913.
p619_1) Die Kurven sind hier des Vergleiches halber auf dieselbe maximale Ordinate und dieselbe ihr entsprechende Abszisse reduziert worden. Es bedeuten λ' die dem Reflexionsmaximum entsprechende Wellenlänge und J' die ursprüngliche Ordinate dieses Maximums.
p621_1) G. G. Barkla u. A. Sadler, Phil. Mag. 16. p. 550. 1908.
p622_1) K. F. Lindman, Über stationäre elektrischen Wellen, Dissertation Helsingfors 1901, p. 44.
Phil. Trans. 205. p. 237. 1906.
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