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A. v. Hippel, a. a. O.
A. W. Hull u. W. F. Winter, Phys. Rev. 21. S. 211. 1923;
G. Holst, Physica 4. S. 68. 1924;
H. Lüder, a. a. O.
H. Lüder, Ztschr. f. Phys. 27. S. 170. 1935.
K. H. Kindon u. J. Langmuir, Phys. Rev. 22. S. 148. 1923;
M. L. E. Oliphant u. P. B. Moon a. a. O.;
p482_1) F. M. Penning, Physica 8. S. 13. 1928.
p482_2) M. L. E. Oliphant u. P. B. Moon, Proc. Roy. Soc. A 127. S. 388. 1930.
p482_3) H. Fröhlich, Ann. d. Phys. [5] 13. S. 229. 1932.
p484_1) K. H. Kindon u. I. Langmuir, Phys. Rev. 22. S. 148. 1923;
p484_2) M. L. E. Oliphant, Proc. Roy. Soc. A. 124. S. 227. 1929;
p484_3) E. W. Pike, Phys. Ztschr. 33. S. 457. 1932.
p484_4) A. Gehrts, Ztschr. f. techn. Phys. 14. S. 145. 1933.
p484_5) M. Bareiss, Ztschr. Ph. S. 585. 1931.
p484_6) G. v. Hevesy u. A. Faessler, Zs. f. Ph., 88. S. 336. 1934 haben festgestellt, daß der aktive Niederschlag des Thoriums sowie andere Substanzen wie PbO, RbSO4 unter der Einwirkung von Elektronenstrahlen von 20 bis 30 kV von ihrer Unterlage entfernt werden. Da jedoch, wie v. Hevesy u. Faessler schreiben, nicht entschieden werden konnte, wie weit es sich dabei um einen rein thermischen Verdampfungsvorgang handelt, möchten wir vorläufig von einer Diskussion dieser Resultate absehen.
p484_7) F. M. Penning, a. a. O.
p484_8) M. L. E. Oliphant u. P. B. Moon, a. a. O.
p485_2) Wenn nämlich die Verbreiterung der Elektronenterme durch die Einwirkung benachbarter Moleküle gering ist. Daß Zerstäubung von Isolatoren prinzipiell möglich sein muß, folgt bereits schon aus der Möglichkeit von photochemischen Reaktionen in Isolatoren. Trotzdem haben wir in der gesamten Literatur keinen sicheren Nachweis einer Zerstäubung von Isolatoren durch Elektronenenergie finden können. Vgl. hierzu S. 484, Anm. 6.
p486_1) Vgl. irgendeine moderne Darstellung über die Elektronentheorie der Metalle, etwa Handbuch der Physik. Bd. 24, 2.
p487_1) M. Bareiss, a. a. O.
p487_2) Vgl. hierzu (7), S. 493.
p487_3) Es ist nämlich die elektrische Leitfähigkeit σ = (vgl. A. Sommerfeld, Ztschr. f. Phys. 61. S. 1. 1930). Daraus ergibt sich die Gesamtstoßzahl zu.
p488_2) Vgl. z. B. F. Bloch, Hdbch. der Radiologie VI. 2. Aufl. I. S. 269.
p490_2) Nicht zu übersehen ist es, ob nicht die Entfernung eines Elektrons aus einer inneren Schale (bzw. der hierzu inverse Vorgang) eine etwas größere Energieübertragung auf das Gitter zur Folge haben kann. Unter Umständen hat dieser Prozeß bei den Versuchen von v. Hevesy und Faessler (vgl. S. 484 Anm. 6) mitgewirkt.
p491_1) A. v. Hippel, Ann. d. Phys. 81. S. 1043. 1926;
p491_2) J. Stark, Ztschr. f. El. 14. S. 752. 1908;
p491_3) A. Güntherschulze u. K. Meyer, Ztschr. f. Phys. 68. S. 607. 1930.
p491_4) A. v. Hippel (Ann. d. Phys. 86. S. 1006. 1928) hat bereits einen entsprechenden Ansatz aufgestellt. Es wird dabei jedoch weder der Absolutbetrag der Zerstäubung berechnet noch die Tatsache der kritischen Temperatur berücksichtigt.
p492_1) Vgl. hierzu S. 504.
p493_2) P. Kapitza, Phil. Mag. 45. S. 959. 1923.
p495_1) Vgl. hierzu auch A. v. Hippel, a. a. O.
p496_1) R. Seeliger u. K. Sommermeyer, Ztschr. f. Phys. 93. S. 692. 1935.
p496_2) Th. Baum, Phys. Ztschr. 40. S. 686. 1926.
p497_1) Vgl. etwa J. O. Taylor u. J. Langmuir, Phys. Rev. 44. S. 423. 1933.
p498_1) Die K+-Ionen fallen dann mit mindestens der gleichen Energie auf das W auf. Daß durch ein Eindringen der Ionen in das W erst oberhalb 300 Volt Fehler entstehen, folgt aus M. L. E. Oliphant u. P. B. Moon, Proc. Roy. Soc. 137. S. 463. 1932.
p500_1) J. Mayer, Ztschr. f. Phys. 61. S. 798. 1930.
p503_1) Vgl. J. Bender, Phys. Ztschr. 19. S. 410. 1918, speziell der letzte Abschnitt. In Betracht zu ziehen als Erklärungsmöglichkeit ist noch, daß man den metallischen Charakter der Aufprallstellen beibehält und den geringen Energieaustausch zwischen Gitter und Elektronen für die Unabhängigkeit der Zerstäubung von der Elektronenleitfähigkeit verantwortlich macht. Da aber auch bei den Salzen sich eine individuelle Wärmeleitfähigkeit kaum bemerkbar macht, muß der Zustand der Aufprallstellen tatsächlich gasförmig sein und es liegt daher die Annahme näher, daß die Elektronenleitfähigkeit weitgehend verschwindet.
p504_1) A. Güntherschulze u. K. Meyer, a. a. O.
p504_2) Aus den auf S. 502, Abschn. 1 angeführten Gründen muß die wirkliche Wärmeleitfähigkeit kleiner sein.
p505_1) M. L. E. Oliphant u. F. B. Moon, a. a. O.
p506_1) Vgl. auch Mr. Massey, Proc. Cambr. 26. S. 386. 1930.
p506_2) M. Cheney, Phys. Rev. 10. S. 325. 1917;
p507_1) M. L. E. Oliphant, Proc. Roy. Soc. A. 127. S. 373. 1930.
p507_2) Dieser charakteristische Verlauf der Sekundäremission ist häufig durch Ionisation der auf dem Metall befindlichen Gashäute verdeckt: M. L. E. Oliphant, Proc. Roy. Soc. A. 127. S. 373. 1930;
p507_3) Unsere Ausführungen gelten natürlich nur für den Aufprall von Teilchen mit größerem Atomvolumen, welche ihre kinetische Energie zunächst vollständig in Schwingungsenergie des Gitters umsetzen, und berühren daher nicht die für α-Teilchen oder Protonen gültige Theorie von Kapitza, Phil. Mag. 45. S. 989. 1923.
p508_3) Natürlich gilt dies nur für von seiner Oxydhaut befreites Al, vgl. A. v. Hippel, a. a. O.
Phys. Rev. 30. S. 473. 1927.
Proc. Cambr. 24. S. 451. 1927/28, und andere Autoren.
vgl. jedoch auch A. Rostagni, Ztschr. f. Phys. 88. S. 55. 1934.
W. J. Jakson, Phys. Rev. 28. S. 524. 1926;
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