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Hdb. d. Phys. XXIV. S. 516. Gl. (55, 13)]. Der Hauptgrund ist, daß für die Stoßwahrschein-lichkeit in erster Linie die Differenz der Wellenzahlen des Stoßelektrons vor und nach dem Stoß K - K1 wesentlich ist. Diese Differenz hängt aber nur von v ab.
p409_2) M. Born, Ztschr. f. Phys. 38. S. 803. 1926.
p409_3) W. Elsasser, Ztschr. f. Phys. 45. S. 522. 1928.
p409_4) H. Bethe, Ann. d. Phys. [5] 5. S. 325. 1930
p409_5) F. Distel, Ztschr. f. Phys. 74. S. 785. 1932.
p409_6) H. S. W. Massey und C. B. O. Mohr, Proc. Roy. Soc. A 136. S. 310. 1932.
p409_7) F. Bloch, Ann. d. Phys. [5] 16. S. 285. 1933 u.
p410_1) G. Wentzel, Hdbch. d. Phys. 24/I. Ziff. 15, S. 735.
p411_1) Genauer gesagt: die Phasenverschiebung δ1 ist für kleine l ungefähr 180°. Vgl. W. Henneberg, Ztschr. f. Phys. 83. S. 555. 1933, insbesondere Fig. 1. Man extrapoliere die dortigen Kurven bis √E = 80 (= Kernladungszahl des Hg).
p412_2) Die erste Bornsche Näherung stimmt ja bei Wasserstoff vorzüglich mit der Erfahrung überein. Vgl. insbersondere E. J. Williams, Proc. Roy. Soc. 135. S. 108. 1932.
p412_3) W. Henneberg, a. a. O.
p415_1) Daß dann die Atomelektronen und das Stoßelektron im selben Potentialfeld laufen, würde übrigens einen großen Vorteil für die Behandlung des Austausches bieten. Es sind nämlich die Eigenfunktionen der sich austauschenden Elektronen zueinander orthogonal. S. G. Wentzel, a. a. O., S. 730.
p422_1) H. S. W. Massey u. C. B. O. Mohr, a. a. O.
p422_2) W. Henneberg, a. a. O.
p424_1) Vgl. W. Henneberg, Ztschr. f. Phys. 82. S. 563. 1933 und
p425_1) W. Elsasser, a. a. O.
p425_2) H. Bethe, Hdb. d. Phys. XXIV/1, S. 293, Gl. (4, 22). In Gl. (4, 22) und (4, 23) ist für 2Z zu setzen 2√Z.
p431_2) Das ist schon von der Bremsformel für Elektronen ber bekant [H. Bethe, Ztschr. f. Phys. 76. S. 293. 1932 und
p432_2) D. L. Webster, Phys. Rev. 43. S. 839. 1933.
W. Voss, Ztschr. f. Phys. S. 581.
Ztschr. f. Phys. 81. S. 363. 1933.
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