Elektrische Lichtquellen: Gasentladungslampen [Aus Russischen 1948, E. Henschel, Reprint 2021 ed.] 9783112575321, 9783112575314

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ELEKTRISCHE

LICHTQUELLEN

GASENTLADUNGSLAMPEN

A. P. I W A N O W

ELEKTRISCHE

LICHTQUELLEN

GASENTLADUNGSLAMPEN

1955 A K A D E M I E - V E R L A G

B E R L I N

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Erschienen im Staatsverlag f ü r energietechnische L i t e r a t u r Moskau-Leningrad 1948 Übersetzt aus dem Russischen von einem Studentenkollektiv der Humboldt-Universität, Berlin u n t e r der L e i t u n g von E . Henschel Wissenschaftliche Redaktion Dipl.-Phys. Dr. B. Winde, I n s t i t u t f ü r Strahlungsquellen der Deutschen Akademie der Wissenschaften zu Berlin

Erschienen im Akademie-Verlag Berlin W 8 , Mohreostr. 89 Lizenz-Nr. 202 D ruck genehmig un g s - N r . 100/407/55 Copyright 1954 b y Akademie-Verlag GmbH Alle Rechte vorbehalten Satz und D r u c k : (IV/26/14) Tribüne, Verlag und Druckereien des F D G B Druckerei II N a u m b u r g (Saale) - A u f t r . - N r . 741 Bestell- und Verlagsnuroroer 5153 Printed in Germany

Gewidmet dem Gedächtnis der großen russischen Gelehrten und Techniker: M. W. L O M O N O S S O W

W. W. P E T K O W

P. N. J A B L O T S C H K O W W. N. T S C H I K O L E W - A . N. L O D Y G 1 N .

Durch ihre Forschungen, Entdeckungen und Erfindungen sind uns neue Wege in der Anwendung elektrischer Energie für Beleuchtungszwecke gewiesen worden.

VORWORT Die Geschichte der russischen Wissenschaft und Technik enthält viele ehrenvolle Seiten, die von Forschungen und Entdeckungen auf dem Gebiete der Erzeugung elektrischen Lichtes handeln. Am bekanntesten sind die Untersuchungen von M. W. LOMONOSSOW zur Ausarbeitung einer Theorie der atmosphärischen Elektrizität und zur Erklärung der Lichterscheinungen in der Natur: des Nordlichtes und der energiereichsten Form der Gasentladung, des Blitzes. W. W P E T R O W entdeckte den elektrischen Lichtbogen. P . N. JABLOTSCHKOW erfand die erste praktisch verwendbare Bogenlampe, die „ J A B L O T S C H K O W - K e r z e " . Von W. N. TSCHIKOLEW wurde die erste Differentialbogenlampe erfunden, die erste praktisch brauchbare Glühlampe wurde von A. N. L O D Y G I N erfunden und angewendet. Die Verwirklichung dieser ersten technischen Ideen wurde erst nach der Großen Sozialistischen Oktoberrevolution möglich, als das Sowjetland ohne ausländische technische Hilfe seine mächtige Industrie für elektrische Lampen und seine wissenschaftlich-technische Basis in Form von Werk- und Branchenlaboratorien aufbaute. Diese entwickelten erfolgreich alle Arten von Lichtquellen. In Übereinstimmung mit den Forderungen der Volkswirtschaft ist die Heranbildung von Spezialisten auf diesem Gebiet in den sowjetischen Hoch- und Mittelschulen organisiert. Eine der wichtigsten Aufgaben, die mit dem weiteren Wachstum der Industrie verbunden sind, ist die Heranbildung von qualifizierten Fachleuten. Das vorliegende Buch kann als ein Mittel zur erfolgreichen Lösung dieser Aufgabe dienen. Diese Bedeutung des Buches ist auch dem Umstand zu verdanken, daß es sowohl seinem Inhalt und Umfang, als auch seiner Zielsetzung nach in der russischen und ausländischen Literatur allein dasteht. Das Buch „Die Glühlampe" erschien im Jahre 1938. Der Inhalt des zweiten Teiles dieses Buches umfaßt den theoretischen und praktischen Stoff, der die neuesten Lichtquellen, die Gasentladungslampen, betrifft. Bei der Auswahl und Darlegung des Stoffes war es die Hauptaufgabe, einen systematischen Gesamtüberblick über diese Gruppe von Lichtquellen zu geben, und zwar in enger Verbindung des praktischen Materials mit den Grundlagen der heutigen Theorie. Dabei werden angrenzende Gebiete der Physik behandelt, wie die Theorie der Spektren und des Atombaus, die Theorie der Gasentladung, die verschiedenen Arten der Lumineszenz sowie die Anwendung dieser Theorien für die Erklärung der physikalischen Prozesse, die sich in den Gasentladungslampen abspielen. VII

Bezüglich der Fragen der Anwendung der beschriebenen Lichtquellen beschränkt sich der Verfasser auf eine kurze Darlegung. Wir verweisen dazu auf die vorhandenen Lehrbücher über Lichttechnik. In dem Buch werden die Fortschritte der Technik auf dem behandelten Gebiet einschließlich der neuesten Errungenschaften beschrieben und in ihrer Entwicklung dargestellt. Da ein großer Teil des Werkes während des Großen Vaterländischen Krieges geschrieben wurde, war die Benutzung der neuesten Literaturquellen beschränkt. Notwendige Ergänzungen durch neues Material konnten also erst nach Fertigstellung des Manuskripts vorgenommen werden. Das zeigt sich in der Art der Darlegung, hauptsächlich im Umfang des ergänzten Materials. Abschließend danke ich A. N . IWANOW für seine große Hilfe bei der Durchsicht der Korrekturen und B. L. BALASCHINSKIJ für seine wertvolle Mitarbeit bei der Vorbereitung des Manuskripts zum Druck, außerdem R. A. N I L E N D E R und W. A. FABRIKANT für eine Reihe wertvoller Ratschläge bei der Begutachtung des Manuskripts. Außerdem danke ich dem Staatsverlag für energietechnische Literatur für die Sorgfalt bei der Herausgabe des Buches. A . IWANOW

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INHALT EINLEITUNG 1. Temperaturstrahlung und Lumineszenz 2. Arten der Lumineszenz

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1. T E I L S P E K T R E N UND ATOMBAU 1. Kapitel. Die Spektren 3. Die Struktur und die Einteilung der Spektren 4. Die Abhängigkeit der Struktur der Spektren vom Zustand des strahlenden Stoffes 5. Die Gesetzmäßigkeiten der Struktur des Wasserstoffspektrums . . . 2. Kapitel. Die Planetentheorie der Atome ( N . B O H R ) 6. Das Planetenmodell der Atome 7. Die Theorie des wasserstoffähnlichen Atoms Kreisförmige Bahnen Elliptische Bahnen 8. Die Gesetzmäßigkeiten in der Struktur der Alkalispektren 3. Kapitel. Die quantenmechanische Atomtheorie 9. Die Welleneigenschaften feines materiellen Teilchens und die Quantenbedingungen 10. Die Wellengleichung 11. Die quantenmechanische Theorie des Wasserstoffatoms 4. Kapitel. Die Quantenbedingungen und die Regeln der Energieübergänge . . . 12. Die Quantenbedingungen des Elektrons 13. Die Auswahlregel und der Aufbau komplizierter Atomsysteme . . . . 14. Das Vektormodell und die Quantenbedingungen des Atoms 15. Die Regeln für die Energieübergänge

13 13 17 20 23

23 25 25 27 33 38 38 41 45 51 51 57 66 68

2. T E I L D I E G R U N D L E G E N D E N E R S C H E I N U N G E N IN G A S E N T L A D U N G S L A M P E N 5. Kapitel. Die elektrische Leitfähigkeit der Oase 16. Die Entdeckung und Erforschung der grundlegenden Erscheinungen der Gasentladung 17. Der Durchgang des elektrischen Stroms durch Vakuum und Materie. . 18. Die Bewegung eines Elektrons im elektrischen Feld 19. Das Gas und sein Einfluß auf die Bewegung geladener Teilchen . . . fi. Kapitel. Elementarprozesse in Gasentladungslampen 20. Die Klassifikation der Elementarprozesse einer Gasentladung 21. Elastische Zusammenstöße eines Elektrons mit Gasatomen 22. Unelastische Zusammenstöße eines Elektrons mit Gasatomen . . . . 23. Sekundäre Elementarprozesse im Gas 24. Elementarprozesse an den Elektroden und den Wänden des Gasentladungsgefäßes 7. Kapitel. Die in Gasentladungslampen benutzten Gasentladungseigenschaften . 25. Die Formen der in den Lampen benutzten Gasentladungen

75 75 83 85 '87 97 97 100 102 ] J0 116 124 124

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26. Die Glimmentladung 27. Die Bogenentladung

126 137 3. T E I L

D I E A L L G E M E I N E N E L E K T R I S C H E N UND L I C H T T E G H N I S C H E N E I G E N S C H A F T E N VON G A S E N T L A D U N G S L A M P E N von Gasentladungslampen 8. Kapitel. Die elektrischen Eigenschaften 28. Die Klassifikation der Gasentladungslampen 29. Die Zündung der Gasentladung 30. Die elektrischen Charakteristiken von Gasentladungslampen 31. Die Stabilisierung der Gasentladung 32. Die Bedingungen für die Stabilisierung einer Gasentladung in einem Gleichstromkreis . . 33. Besonderheiten der Stabilisierung einer Gasentladung in einem Wechselstromkreis 9. Kapitel. Die energetischen Eigenschaften von Gasentladungslampen 34. Allgemeine Energiebilanz einer Gasentladungslampe A. Die energetischen Verhältnisse an den Elektroden 35. Besonderheiten an der Anode 36. Die Energiebilanz an der Anode 37. Besonderheiten verschiedener Kathodenarten 38. Die Energiebilanz an der Kathode 39. Betriebseigenschaften der einzelnen Kathodentypen B. Die energetischen Verhältnisse im Gasraum 40. Die Aufteilung der Energie der bewegten Elektronen 41. Allgemeine Eigenschaften der positiven Säule bei niedrigen Gas- oder Dampfdrucken 42. Die Energiebilanz in der positiven Säule C. Der gegenseitige Zusammenhang der einzelnen Teile der Energiebilanz 43. Die Gesamt-Energiebilanz einer Gasentladungslampe 10. Kapitel. Lichttechnische Eigenschaften und Betriebseigenschaften der Gasentladungslampen 44. Die Spektraleigenschaften von Gasentladungslampen 45. Die Farbe von Gasentladungslampen 46. Der Lichtstrom von Gasentladungslampen, ihre Leuchtdichte und die räumliehe Verteilung 47. Nutzeffekte und Lichtausbeute der Strahlung 48. Die Betriebsdauer einer Gasentladungslampe

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4. T E I L G A S E N T L A D U N G S L A M P E N UND - R Ö H R E N MIT P E R M A N E N T E N GASEN 49. Klassifikation und allgemeine Eigenschaften 259 11. Kapitel. Glimmlampen 50. Überblick über die Entwicklung und die allgemeinen Eigenschaften der Glimmlampen 51. Moderne Glimmlampentypen und ihre elektrischen und lichttechnischen Eigenschaften 52. Die Anwendung der Glimmlampen

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12. Kapitel. Leuchtrohren 53. Überblick über die Entwicklung und die allgemeinen Eigenschaften der Leuchtröhren 54. Die elektrischen und lichttechnischen Eigenschaften der Leuchtröhren

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275 277

55. Leuchtröhren mit Stiektoff und Kohlendioxyd 56. Leuchtröhren mit Edelgasen 57. Die Verwendung von Leuchtröhren und ihr Anschluß an das elektrische Netz 13. Kapitel. Bogenentladungsröhren 58. Überblick über die Entwicklung und die allgemeinen Eigenschaften von Bogenentladungsröhren mit permanenten Gasen 59. Elektrische, lichttechnische und Betriebseigenschaften von Bogenentladungsröhren

14.

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5. T E I L METALLDAMPFLAMPEN UND - R Ö H R E N 60. Eigenschaften und Einteilung der Metalldampflampen Kapitel. Quecksilberniederdrucklampen 61. Überblick über die Entwicklung und allgemeine Beschreibung der Quecksilberniederdrucklampen 62. Allgemeine physikalische Eigenschaften der Lampen mit Quecksilberkathode 63. Die elektrischen, lichttechnischen und Betriebseigenschaften der Quecksilberniederdrucklampen mit flüssiger Kathode Kapitel. Natriumdampfniederdrucklampen : 64. Historischer Überblick über die Entwicklung der Natriumdampflampen 65. Physikalische Eigenschaften der Natriumlampen 66. Lichtausbeute und die Bedingungen für die Wahl des Arbeitszustandes der Natriumlampe 67. Typen von Natriumlampen und ihre grundlegenden Eigenschaften . . 68. Die Betriebseigenschaften der Natriumlampen bei nichtstationärem Betrieb und Betrieb über lange Zeiten Kapitel. Quecksilberhochdrucklampen 69. Überblick über die Entwicklung und allgemeine Beschreibung der Quecksilberhochdrucklampen 70. Allgemeine physikalische Eigenschaften der Quecksilberhochdruckentladung : . 71 Energetische und lichttechnische Eigenschaften der Quecksilberhochdruckentladung . • , 72. Betriebseigenschaften der Quecksilberhochdrucklampen aus Glas . . . 73. Betriebseigenschaften der Quecksilberhochdrucklampen aus Quarz . . A. Quarzlampen mit Oxydelektroden und Argon-Quecksilberfüllung . B. Die Quarzhochdrucklampe mit Flüssigkeitskathode C. Quarz-Quecksilberlampen der Type „Gornoje Solnze" (Höhensonne) Kapitel. Quecksilberhöchstdrucklampen 74. Übersicht über die Entwicklung und allgemeine Beschreibung der Quecksilberhöchstdrucklampen 75. Die allgemeinen Eigenschaften und die Klassifikation der Quecksilberhöchstdrucklampen 76. Höchstdrucklampen kleiner Leistung mit natürlicher Kühlung (Röhrenform) 77. Quecksilberhöchstdrucklampen kleiner Leistung in Kombination mit einer Glühlampe 78 Höchstdrucklampen von mittlerer und großer Leistung mit Luftkühlung (kugelförmige) 79. Höchstdrucklampen mittlerer und großer Leistung mit Wasserkühlung (Röhrenform)

281 284 291 297 297 298

309 312 312 319 322 331 331 332 335 349 358 365 365 373 381 394 406 408 411 411 415 415 418 420 429 431 433 XI

18. Kapitel. Lampen mit Amalgamen und Dämpfen anderer Metalle 80. Übersicht über die Entwicklung der Lampen mit Amalgamen und anderen Metallen 81. Die Lampen mit Kadmium-, Zink- und Thalliumdämpfen 82. Die Lampen mit Kalium-, Rubidium-, Caesium- und Eisendämpfen . . 6. T E I L G A S E N T L A D U N G S L A M P E N MIT V E R B E S S E R T E R L I C H T A U S B E U T E UND F A R B E 19. Kapitel. Leuchtstofflampen 83. Überblick über die Anwendungen der Photolumineszenz zur Vervollkommnung von Lichtquellen 84. Luminophore und ihre Eigenschaften 85. Die Anwendung der Photolumineszenz zur Vergrößerung der Lichtausbeute und Verbesserung der Farbe von Quecksilberlampen , . , , , . . 86. Hochspannungsleuchtröhren (mit Glimmentladung) 87. Quecksilber-Niederspannungsleuchtstofflampen

443 443 446 4SI

457 457 460 471 478 485

7. T E I L DIE BOGENLAMPEN 20. Kapitel. Die allgemeinen Eigenschaften der in Bogenlampen verwendeten Entladung 88. Grundlegende Besonderheiten der Arbeitsweise und Einteilung . . . . 89. Allgemeine physikalische Eigenschaften der Lichtbögen 21. Kapitel. Lichtbogenlampen mit Wolframelektroden in Quecksilberdampf und in inaktiven Oasen 90. Überblick über die Entwicklung der Lampen mit Wolframelektroden . 91. Lampen mit Wolframelektroden in inaktiven Gasen 92. Lampen mit Wolframelektroden in Quecksilberdampf 22. Kapitel. Lichtbogenlampen mit in atmosphärischer Luft arbeitenden Elektroden 93. Allgemeiner Überblick über die Entwicklung und die Eigenschaften von Bogenlampen mit in atmosphärischer Luft arbeitenden Elektroden . . 94. Bogenlampentypen mit Kohle- und Metallelektroden und ihre Eigenschaften A. Bogenlampen mit Reinkohleelektroden B. Bogenlampen mit Kohleelektroden, die Metallsalze enthalten (Effektkohlen) C. Bogenlampen mit Metallelektroden D. Die Regulierung des Elektrodenabstands bei Bogenlampen und der Anschluß an das elektrische Netz 95. Intensivbogenlampen 8. T E I L S O N D E R F O R M E N VON G A S E N T L A D U N G S L A M P E N Höchstdrucklampen mit schweren Gasen, Induktions- und

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23. Kapitel. Impulslampen 96. Klassifikation der Sonderlampen 97. Höchstdrucklampen mit K r y p t o n und Xenon 98. Elektrodenlose Induktionslampen mit hochfrequenter Entladung . . . 99. Impulsentladungslampen

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LITERATURVERZEICHNIS

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EINLEITUNG 1. Temperaturstrahlung und Lumineszenz Der praktische Wert jeder Lichtquelle hängt davon ab, inwieweit ihre Eigenschaften mit den gestellten Anforderungen übereinstimmen. Die moderne Beleuchtungstechnik beschränkt sich in ihren Anforderungen an eine Lichtquelle nicht nur darauf, einen genügend großen Lichtstrom auf dem gegebenen Arbeitsplatz zu erhalten. Sie zieht auch andere Eigenschaften in Erwägung, die, verbunden mit physiologischen und psychologischen Paktoren, für die Funktion des Auges eine Rolle spielen. Zu diesen Eigenschaften gehören: Die Leuchtdichte der Lichtquelle, die zeitliche Konstanz und die Farbigkeit des ausgesandten Lichtes. In allen Fällen und insbesondere dort, wo die Verwendung von Licht mit. einem großen Energieverbrauch verbunden ist, spielt auch der Faktor der Wirtschaftlichkeit eine große Rolle. Er ist im wesentlichen von der Lichtausbeute der verwendeten Lichtquelle, von ihrer Lebensdauer und vom Verhältnis der Energiekosten zu den Ersatzkosten der Lampe abhängig. Daneben spielen eine Reihe anderer Faktoren eine bestimmte Rolle. Die Erhitzung fester Körper bis zur Glühtemperatur ist bis heute die verbreitetste Methode, Licht zu erzeugen. Temperaturstrahler, wie die moderne Glühlampe, erfüllen vollständig die Anforderungen bezüglich der Leistung und der Qualität des Lichtstromes. Aber die Glühlampen sind — ebenso wie auch die anderen Temperaturstrahler — bezüglich der letzten Forderung, der Wirtschaftlichkeit, wenig entwickelt, verglichen mit anderen technischen Apparaten, die die Aufgabe haben, eine Energieart in eine andere umzuwandeln. Das erklärt sich daraus, daß die Empfindlichkeit des Auges auf ein schmales Intervall des Spektrums beschränkt ist. Nur Strahlung in diesem Spektralbereich wird vom Auge wahrgenommen. Bei den Betriebstemperaturen der modernen Lampen ist aber die Intensität der in diesem Bereich emittierten Strahlung gering. Daraus folgt, daß nur ein unbedeutender Teil der von einem Temperaturstrahler emittierten Gesamtenergie vom Auge als Licht empfunden werden kann, während der übrige, weitaus größere Teil, nur als Wärme in Erscheinung tritt. Im Zusammenhang damit bemerken wir, daß sogar bei den am weitesten vervollkommneten Temperaturlichtquellen, den Wolfram-Glühlampen, der Teil der Energie, welcher auf den sichtbaren Teil des Spektrums entfällt, bei einer Fadentemperatur T = 2450° K (evakuierte Lampe) etwa 7 Prozent, bzw. etwa 12 Prozent bei einer Temperatur T = 2800° K (gasgefüllte Lampe) beträgt. Daraus ist zu entnehmen, daß in der modernen Glühlampe nur ein ganz geringer Teil 1 Iwanow, Elektrische Lichtquellen

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der emittierten Gesamtenergie auf Lichtenergie entfällt. Berücksichtigt man noch die unterschiedliche Empfindlichkeit des Auges bei verschiedenen Wellenlängen, so wird die Verwendung der Strahlungsenergie für Beleuchtungszwecke durch den visuellen Wirkungsgrad, der im günstigsten Fall ca. 4 Prozent beträgt, bestimmt. Um den Lichtanteil in der Strahlung der Glühlampe weiter zu steigern, muß man die Glühfadentemperatur erhöhen. Das ist aber bekanntlich durch die Siedeund die Schmelztemperatur des Fadenmaterials nur begrenzt möglich. Wolfram ist das am schwersten schmelzbare der bekannten, in der Technik verwendeten, reinen Metalle. Seine Schmelztemperatur beträgt 380° K. Der visuelle Wirkungsgrad bei dieser Temperatur beträgt etwa 8 Prozent. Jedoch ist auch dieser Wert praktisch nicht erreichbar, da der Glühfaden in der Lampe eine gewisse Festigkeit besitzen muß. Die Festigkeit verringert sich mit der Annäherung der Betriebstemperatur an die Schmelztemperatur. Andererseits muß berücksichtigt werden, daß das Material, aus dem der Glühfaden besteht, bei hoher Temperatur verdampft. Um die Verdampfung zu erschweren, kann man den Faden in ein Edelgas bringen. Dieses Verfahren wird bei den gasgefüllten Lampen angewendet. Jedoch löst dieses Verfahren das Problem nicht grundsätzlich, da es einerseits die Ausnutzbarkeit schwer schmelzender Metalle nur teilweise verbessert und außerdem die Lichtausbeute auf Kosten der Wärmeleitung und Konvektion des Gases verringert. Sogar bei so hohen Temperaturen, wie der Sonnentemperatur, die fast doppelt so hoch ist, wie die Schmelztemperatur des Wolframs, beträgt der visuelle Nutzeffekt bestenfalls 14 Prozent. Deshalb ist selbst für Temperaturlichtquellen, deren Strahlung sich nur wenig von der eines schwarzen Körpers unterscheidet, prinzipiell kein größerer Nutzeffekt möglich. Es gibt gewisse Möglichkeiten, auf Grund selektiver Emission den Wirkungsgrad von Temperaturstrahlern zu erhöhen. Es ist eine Eigenschaft mancher Körper, vorzugsweise in gewissen Spektralgebieten Energie zu emittieren, z. B. im Sichtbaren, bei verhältnismäßig geringer Emission in den übrigen Gebieten. Jedoch führt das bei den gegenwärtig bekannten Metallen und Verbindungen zu keiner wesentlichen Erhöhung der Lichtausbeute. Außerdem verringert sich auch die selektive Emission bei Erhöhung der Temperatur. Dennoch ist prinzipiell die Möglichkeit weiterer Erfolge auf diesem Gebiet nicht ausgeschlossen, wenn man neue Stoffe entwickelt, die sich von den bis jetzt bekannten durch günstigere selektive Eigenschaften unterscheiden. Zusammenfassend läßt sich sagen, daß man bei unseren heutigen Kenntnissen von den Eigenschaften der festen Körper bei hohen Temperaturen keine wesentliche Erhöhung der Lichtausbeute beim Temperaturstrahler erwarten kann, weil die Schmelztemperatur der am schwersten schmelzbaren Stoffe, wie z. B. einiger Karbide (Tantalkarbid, Titankarbid u. a.) und einiger anderer Verbindungen 2

4490° K nicht übersteigt. Berücksichtigt man noch den Umstand, daß die Eigenschaften dieser Stoffe es mit den bis heute bekannten Verfahren nicht erlauben, eine Massenproduktion von Glühfäden durchzuführen, so kann man sagen, daß es zur Entwicklung von Lichtquellen größerer Wirtschaftlickeit unumgänglich ist, zu einem anderen Verfahren der Lichterzeugung überzugehen, einem Verfahren, das nicht auf dem Prinzip der Erhitzung von festen Körpern beruht. Selbst in ihrer heutigen Form besitzt die Glühlampe jedoch eine Reihe bekannter Vorzüge, die, sollte man denken, ihr noch lange ein weites Anwendungsgebiet sichern. Zu einer anderen Art von Lichtquellen, die bei hohen Temperaturen des strahlenden Körpers arbeiten, die keinen Glühfaden erfordern (was ihre Funktion wesentlich verbessert), gehören die Bogenlampen mit glühenden Elektroden, bei denen neben der Temperaturstrahlung der erhitzten Elektroden auch Elektrolumineszenz beim Durchgang des Stromes durch den mit Gas gefüllten Raum zwischen den Elektroden vorhanden ist. Bei diesen Lampen werden die Elektroden verbraucht. Für diese Lichtquellen gilt alles oben gesagte; mit dem Zusatz, daß die Temperatur des strahlenden Körpers die der Glühfäden wesentlich übersteigt. Infolgedessen besitzen die Bogenlampen, bei denen die Elektroden die Quelle der Strahlung sind, einen größeren visuellen Wirkungsgrad als die Glühlampen. Er übersteigt jedoch auch in diesem Fall für Reinkohleelektroden nicht 6 bis 7 Prozent. Wegen der geringen Ausdehnung der strahlenden Elektrodenoberfläche und ihrer großen Leuchtdichte findet die Bogenlampe überall dort Verwendung, wo derartige Eigenschaften der Lichtquelle wichtig sind, z. B. in Scheinwerfern. Da die Bogenlampe recht kompliziert ist, und auch einer besonderen Bedienung bedarf, wird sie auf den übrigen Gebieten der Beleuchtungstechnik nur beschränkt angewendet. Unter gewissen Bedingungen können die einzelnen Energiearten auch unabhängig vom Wärmezustand des lichtausstrahlenden Stoffes unmittelbar in Lichtenergie umgewandelt werden. Diese Arten der Lichterzeugung bezeichnet man allgemein als Lumineszenz. Die Lumineszenz stellt einen Energieüberschuß dar, der von dem Stoff außer der Temperaturstrahlung emittiert wird. Diese Definition umfaßt jedoch außer der Lumineszenz auch eine Reihe anderer Leuchterscheinungen, wie Reflexion, verschiedene Arten der Lichtstreuung u. a. Daher bezeichnet man nach einen Vorschlag des Akademiemitgliedes S. I. WAWILOW als Lumineszenz nur die Strahlung neben der Temperaturstrahlung, die eine endliche Nachleuchtdauer von größenordnungsmäßig 1 0 - 1 0 sec und mehr besitzt. Abhängig von der Art der primär zugeführten Energie und einigen anderen Merkmalen kann die Lumineszenz in verschiedene Arten eingeteilt werden (Elektrolumineszenz, Photolumineszenz, Chemolumineszenz usw.). I*

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Im Prinzip haben alle diese Arten der Lumineszenz eine Eigenschaft gemeinsam : die Lichtstrahlung bei Lumineszenzerscheinungen gehorcht nicht den Gesetzen der Temperatiirstrahlung. Deshalb nennt man das durch Lumineszenz erzeugte Licht manchmal auch „kaltes Licht". Diese Bezeichnung schließt jedoch nicht unbedingt aus, daß der Strahler im Betrieb seine Temperatur erhöht, da ja in einigen Fällen, z. B. bei der Bogenentladung in Gasen, die Temperatur des strahlenden Gases sich bedeutend erhöhen kann. Jedoch ist hierbei die Temperaturerhöhung nicht die Hauptursache für die Strahlung. Diese ist vielmehr im wesentlichen durch andere Vorgänge bedingt. In der Natur beobachten wir eine ganze Reihe von Lichterscheinungen, die nicht durch Temperaturerhöhung hervorgerufen werden. Bei langsam vor sich gehender Oxydation organischer Stoffe, z. B. beim Faulen von Holz oder heruntergefallenen Blättern, kann man, besonders gut in dunklen Nächten, ein Leuchten beobachten. Ferner läßt sich eine Reihe von Leuchterscheinungen an lebenden Organismen (Insekten, Fischen und niederen Lebewesen — Infusorien) auch unmittelbar in der Natur beobachten. Das allen gut bekannte „Glühwürmchen" ist eine der typischsten Erscheinungen dieser Art. Die nähere Untersuchung ergab, daß sein gesamtes Licht „kaltes Licht" ist. Das gilt sowohl hinsichtlich der Temperatur des strahlenden Insektenkörpers, als auch hinsichtlich der Verteilung der Strahlungsenergie über das Spektrum. Die gesamte emittierte Energie liegt im sichtbaren Spektralbereich und überdies ist das Licht völlig der Beschaffenheit unseres Auges angepaßt. Der visuelle Wirkungsgrad beträgt bis zu 97 Prozent. Die Existenz einer Lichtquelle mit einer derartig hohen Lichtausbeute in der Natur zeigt einen Weg zu wirtschaftlicher Lichterzeugung. Folgen daraus schon die Ursachen dieser Erscheinung und die Möglichkeiten der technischen Ausnutzung dieses Prinzips ? Durch die Erforschung des Leuchtens der Insekten gelang es, festzustellen, daß ihr Licht infolge einer chemischen Reaktion von zwei Stoffen entsteht. Diese Stoffe werden durch spezielle Organe des Insekts erzeugt. Durch Experimente konnte man diese beiden Stoffe aus dem Insektenorganismus absondern. Bei ihrer Vermischung erhielt man Licht. Die künstliche Darstellung dieser Stoffe gelang jedoch vorläufig nicht. Offensichtlich wäre die praktische Darstellung dieser chemischen Verbindungen eine der wichtigsten Lösungen der Aufgabe, kaltes Licht zu erzeugen. Die moderne Technik fand aber andere Wege zur Erzeugung von kaltem Licht. Sie nutzt nicht die Energie chemischer Umwandlungen aus, sondern die Energie des elektrischen Stromes bei seinem Durchgang durch verdünnte Gase oder Dämpfe. Bereits vor mehr als 100 Jahren wurde auf Grund der Arbeiten von W. W. PETROW und anderen bekannt, daß der Durchgang des elektrischen Stromes durch verdünnte Gase mit einem Leuchten des Gases verbunden ist. Die Untersuchung dieses Leuchtens mit Hilfe des Spektroskops ließ erkennen, daß sich das Spektrum in seinem Charakter wesentlich vom Spektrum glühender Festkörper unterscheidet. 4

Im Gegensatz zum kontinuierlichen Spektrum der Temperatur-Strahlung mit seinem allmählichen und unmerklichen Übergang einer Farbe in die andere, wird das Spektrum eines Gases, das unter der Einwirkung einer elektrischen Entladung Licht emittiert, durch eine Reihe einzelner Linien und Streifen gekennzeichnet. Diese werden durch dunkle Zwischenräume getrennt, liegen in verschiedenen Spektralbereichen und sind von der Gasart und gewissen anderen Bedingungen abhängig. Diesen Eigenarten entsprechend besitzt jedes Gas eine charakteristische Leuchtfarbe: Neon rot, Stickstoff goldrosa, Natriumdampf gelb und Quecksilberdampf grünlichblau. Die Strahlung in den nicht sichtbaren Spektralgebieten unterscheidet sich bei den verschiedenen Gasen sehr stark sowohl quantitativ als auch qualitativ. Durch Kombination entsprechender Gase oder Metalldämpfe kann man prinzipiell Energieausstrahlung in einem beliebigen Spektralgebiet erhalten. Infrarot (II» 1* fl> Auf diese Weise kann man die Strahl0 o 4 > 'S lungsausbeute in dem jeweils in 0 iw I /J Vokuum-Olühlampe^S^^^ Frage kommenden Bereich bedeuí o / / 7)s— 1,6% (10 Im/W) 5 "~-Gasgefüllte Glühlampe tend erhöhen. A r),—3.2% (20 Im/W) Als Beispiel, das das anschaulich demonstriert, kann man die spekQuecksilberhochdruddampe B 23%(1*3 1 m/W) trale Energieverteilung einiger Strahlungsquellen einander gegenüberstellen. In Abb. 1 ist ein derartiges Diagramm wiedergegeben: 1 a) für die Wärmestrahlung des Wolframs bei einer Temperatur von Natriumdampflampe c i), 60% (370lm/W) 2450 und von 2800° K, b) und c) entsprechend für die Emission einer Gasentladungslampe mit Queck1 II silber- und Natriumdampffüllung, und d) für die Strahlung des LeuchtD Strahlung des Leuchtkäfers käfers. T/, = 97% (600 im/W)

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1.

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Den im Diagramm angegebenen Zahlenwerten ist leicht zu entnehmen, daß in jenen Fällen, wo 0 0.2 0.4 06 0.8 1.0 1,2 1A 1.6 II lOfl das Licht durch Lumineszenzprozesse (Quecksilber- und NatriumAbb. 1 dampf, Leuchtkäfer) erzeugt wird, der visuelle Wirkungsgrad der Strahlung den Maximalwert des visuellen Wirkungsgrades der schwarzen Strahlung übertreffen kann. Der Grund für diese charakteristische Besonderheit der lumineszierenden Lichtquellen liegt im Mechanismus der Lumineszenzstrahlung. Dieser macht eine individuelle Anregung der elementaren Strahlungssysteme — der Atome und

Moleküle — möglich. Das gestattet, wenn die Voraussetzungen bekannt sind, durch eine entsprechende Kombination der Stoffe Strahlung in einem gewünschten Spektralgebiet zu erhalten. Dieser Umstand hat sehr große praktische Bedeutung und gibt Veranlassung, in einer Reihe von Fällen die Lumineszenzlichtquellen den Wärmestrahlungsquellen vorzuziehen.

2. Arten der Lumineszenz Beim Studium der zahlreichen Arten der Lumineszenz ist es sehr zweckmäßig, eine Einteilung des gesamten Erscheinungskomplexes der kalten Lichtemission in verschiedene Gruppen vorzunehmen, indem man die Erscheinungen nach bestimmten allgemeinen Kennzeichen zusammenfaßt. Solche Kennzeichen können sowohl der Prozeß der Lichtemission selbst, als auch das Material, das als Leuchtstoff verwendet wird, sein. So können bei der Klassifikation der verschiedenen Arten der Lumineszenz folgende Faktoren zugrundegelegt werden: 1. Die Methode der Lichtgewinnung, die bestimmt wird durch die Art der ursprünglichen Energie, welche in Strahlungsenergie verwandelt wird; 2. der Ausstrahlungsmechanismus; 3. die Dauer der Lichtaussendung nach Beendigung des Anregungsprozesses; 4. der Aggregatzustand des emittierenden Stoffes und charakteristische Zusatzbedingungen (Temperatur und Dichte für Gase und Dämpfe, Struktur für feste Körper); 5. die Reinheit des Stoffes und die Rolle der Zusätze. Beim systematischen Studium der einzelnen Lumineszenzlichtquellen führt man am besten eine grundsätzliche Einteilung nach dem Hauptmerkmal durch, d. h. nach der Methode, wie man das kalte Licht erzeugt. Weiterhin muß man bei der Betrachtung der Elementarprozesse innerhalb dieser Unterteilung eine Gruppierung der Erscheinungen nach den übrigen Kennzeichen vornehmen. Im Hinblick auf die Erzeugung von kaltem Licht unterscheidet man folgende Arten der Lumineszenz : A. Die E l e k t r o l u m i n e s z e n z oder die Lichtaussendung infolge von Stößen geladener Teilchen — Elektronen oder Ionen — die sich in einem elektrischen Feld bewegen. Auf diesem Prinzip beruht die Lichtaussendung der verbreitetsten Lumineszenzlichtquellen, der Gasentladungsröhren und Glimmlampen. Bei ihnen wird, wie bekannt, die Lichtemission von permanenten Gasen und Metalldämpfen bei verschiedenen Drucken im Gasentladungsprozeß ausgenutzt. In bezug auf den Mechanismus des Prozesses kann die Elektrolumineszenzemission folgender Art sein: 1. spontan oder selbständig, 2. erzwungen oder metastabil, 3. Rekombinationsstrahlung. 6

Im ersten Falle springt ein Elektron des angeregten Systems, das nicht vom Zentrum losgerissen wurde, nach sehr kurzer Zeit (10~7 sec) von selbst in seinen anfängliehen Zustand zurück. Im zweiten Fall, der metastabilen Anregung eines Systems, währt der angeregte Zustand erheblich länger (Größenordnung bis zu 10 - 1 sec). Die Rückkehr des Systems erfolgt dabei durch Wechselwirkung des betreffenden Systems mit benachbarten anderen Systemen — Atomen oder Molekülen. Der dritte Fall bedeutet die vollständige Abtrennung eines Elektrons vom Zentrum des Systems (Ionisation) und die darauffolgende Wiedervereinigung des Rumpfes mit einem im allgemeinen anderen Elektron (Rekombination). Die Wiedervereinigung wird von einer Energieausstrahlung begleitet. Die Elektrolumineszenz kann auch zur Anregung der kalten Lichtemission von festen Körpern, Luminophoren ausgenützt werden. Diese finden z. B. als Leuchtschirme bei Kathodenstrahloszillographen, Elektronenmikroskopen usw. Anwendung. Nach dem Vorzeichen der Ladung der Teilchen, die sich unter dem Einfluß eines elektrischen Feldes bewegen, und durch ihren Stoß die Lichtaussendung hervorrufen, unterteilt man die Elektrolumineszenz außerdem in Kathodolumineszenz (Lichtaussendung durch Stoß negativer Teilchen—Elektronen) und Anodenlumineszenz (Lichtaussendung durch Stoß positiv geladener Ionen). B. Die Röntgenlumineszenz. Hierunter versteht man die Lichtaussendung unter der Einwirkung von Röntgenstrahlen. Die Anregung der Lumineszenz durch Röntgenstrahlen erweist sich bei genauerer Betrachtung als Folge des Zusammenstoßes von Elektronen mit den Molekülen des lumineszierenden Stoffes. Die Elektronen entstehen einmal durch die photoelektrische Wirkung der Röntgenstrahlen (Photoeffekt), oder es handelt sich dabei um Sekundärelektronen, die durch den Aufprall von Primärelektronen auf die Oberfläche des betreffenden Stoffes entstehen. Praktische Anwendung findet die Röntgenlumineszenz bei der Röntgenanalyse. Hier macht man das sonst unsichtbare Röntgenbild auf dem Leuchtschirm sichtbar. C. Die Radiolumineszenz. Dabei handelt es sich um die Lichtemission unter der Wirkung der Produkte des radioaktiven Zerfalls — der positiv geladenen a-Teilchen (Heliumkerne), der negativ geladenen -Teilchen (Elektronen) und der kurzwelligen elektromagnetischen Strahlung (y-Strahlen). Die Radiolumineszenz wird in der Praxis bei der Untersuchung radioaktiver Stoffe angewendet. D. Die Photolumineszenz. Hierbei handelt es sich um die Lichtemission von Stoffen unter der unmittelbaren Einwirkung elektromagnetischer Strahlung. Sie wird unter bestimmten, bekannten Bedingungen bei einer Reihe von Stoffen beobachtet. Was die Abhängigkeit der Photolumineszenz vom Aggregatzustand der Stoffe betrifft, so können die Bedingungen der Anregung sowohl im festen, flüssigen als auch gasförmigen Zustand gegeben sein. 7

In allen Fällen der Photolumineszenz gilt ein allgemeines Gesetz für die Frequenzänderung der Primärstrahlung (STOKESsches Gesetz). Nach diesem Gesetz hat die durch die Photolumineszenz hervorgerufene Sekundärstrahlung stets eine kleinere Frequenz bzw. eine größere Wellenlänge als die anregende Primärstrahlung. Das folgt unmittelbar aus dem Energieerhaltungssatz. Alle Photolumineszenzerscheinungen teilt man nach der Dauer der Lichtaussendung nach Wegfall der Primärstrahlung in zwei Arten ein: in die Fluoreszenz und die Phosphoreszenz. Die Fluoreszenz wird hauptsächlich bei Flüssigkeiten und Gasen beobachtet. Sie ist durch eine kurzzeitige Lichtaussendung gekennzeichnet; die Nachleuchtdauer liegt unter 10 - 6 sec. Die Phosphoreszenz dagegen, die charakteristisch für feste Körper ist, besitzt eine viel größere Leuchtdauer. Hier beobachtet man noch nach einer Zeit von 0,1 sec und mehr ein Nachleuchten. Die vorgenommene Einteilung ist jedoch nicht streng, weil die angegebenen Grenzwerte, von denen die Zuordnung der gegebenen Erscheinung zu der einen oder anderen Art der Lumineszenz abhängt, völlig willkürlich sind und nicht von irgendeinem prinzipiellen Unterschied in den Ursachen oder im Emissionsmechanismus abhängen. So kann man etwa die Lichtemission mit einer Nachleuchtdauer zwischen 10 - 6 und 10 _ 2 sec willkürlich mit dem gleichen Recht in die eine oder andere Kategorie der Photolumineszenz einordnen. Die Photolumineszenz findet neuerdings in der Praxis in breitem Maße zur Erhöhung der Lichtausbeute und Verbesserung der Farbqualität von Leuchtstofflampen Verwendung. Darüber hinaus findet die Photolumineszenz eine breite Anwendung in der sog. Photolumineszenzanalyse, die die individuellen Eigenschaften der Lichtemission verschiedener Stoffe unter dem Einfluß von unsichtbaren, ultravioletten Strahlen ausnutzt. E. D i e C h e m o l u m i n e s z e n z ist das Leuchten bei der unmittelbar, die bei chemischen Reaktionen in flüssigen oder gasförmigen Medien frei werdende Energie in Licht umgewandelt wird. Zu den Erscheinungen der Chemolumineszenz gehört das Leuchten bei langsamer Oxydation organischer Stoffe, zum Teil das Leuchten der Flammen beim Verbrennungsprozeß und eine Reihe von Leuchterscheiiiungen, die bei chemischen Reaktionen in Flüssigkeiten beobachtet werden. Zur Chemolumineszenz gehören beispielsweise auch die Leuchterscheinungen, die in der Pflanzen- und Tierwelt beobachtet werden. Nämlich: das Leuchten von Bakterien, Pilzen, Insekten und Fischen. Alle Arten des Leuchtens lebender Organismen bezeichnet man als B i o l u m i n e s z e n z . Für praktische Zwecke findet die Chemolumineszenz bis jetzt noch keine Anwendungen, da diese Frage bisher nicht bearbeitet wurde. Dennoch zwingt uns die in der Natur zu beobachtende teilweise hohe Lichtausbeute der auf Chemolumineszenz beruhenden Strahlung dazu die Aufmerksamkeit auf die in diesen Prozessen vorborgenen Möglichkeiten zu lenken. Wir müssen die Chemolumineszenz zu den rationellen Methoden für die zukünftige Lichterzeugung rechnen (siehe Abb. 1),

8

F. D i e T h e r m o l u m i n e s z e n z ist das Lumineszenzleuchten beim Erwärmen gewisser Stoffe, die auf irgendeine andere Weise angeregt werden. Diese Strahlung unterscheidet sich prinzipiell von der gewöhnlichen Wärmestrahlung dadurch, daß sowohl die Gesamtstrahlungsintensität, als auch die spektrale Verteilung der emittierten Energie, nicht den Gesetzen der Wärmestrahlung unterworfen sind. Als Beispiel für die Thermolumineszenz kann man das Leuchten des Minerals Fluorit bei Erwärmung anführen, das bei Temperaturen unter 600° C ein mattes blaues Leuchten zeigt, aber bei Erwärmung auf höhere Temperaturen diese Fähigkeit verliert. Der danach im Dunkeln aufbewahrte Fluorit zeigt keine Thermolumineszenz. Sie tritt erst wieder auf, wenn der Fluorit der Einwirkung von Kathodenstrahlen oder von Licht, aus dem der kurz- und langwellige Spektralbereich herausgefiltert ist, ausgesetzt wird. Eine charakteristische Besonderheit des auf diese Weise erzeugten Lichtes ist es auch, daß ungeachtet des geringen Leuchteffektes die Lichtausbeute der Strahlung hier hohe Werte erreicht. Praktisch kann dieser Effekt zur Herstellung eines Normals geringer Lichtstärke mit bestimmten Spektraleigenschaften verwendet werden, Außer den weiter oben genannten Arten der Lumineszenz, die in der Praxis Anwendung finden oder in dieser Beziehung bestimmte Perspektiven haben, kann man noch auf zwei Erscheinungen des kalten Leuchtens hinweisen, die Kristallolumineszenz und die Tribolumineszenz, zwischen denen ein gewisser Zusammenhang besteht. G. Die K r i s t a l l o l u m i n e s z e n z oder das Leuchten der Kristalle bei ihrer Bildung, das gewissen Salzen eigentümlich ist, kann anscheinend durch die Neuverteilung der elektrischen Ladungen bei der Bildung des Kristalls aus einzelnen Molekülen erklärt werden. H. D i e T r i b o l u m i n e s z e n z oder das Leuchten durch Reibung wird bei der Spaltung oder Erschütterung von Kristallen beobachtet. Diese Fähigkeit besitzen sehr viele Kristallpulver, wie z. B. Uranilnitrat, Zinksulfid, aktiviertes Mangan, Saccharin, Zucker u. a. Bemerkenswert ist, daß in einigen Fällen Salze, die die Fähigkeit zur Kristallolumineszenz haben, auch die der Tribolumineszenz besitzen, wobei das Leuchten in beiden Fällen ein gleiches Spektrum hat. Dies gibt Grund zu der Annahme, daß die Ursachen, die das Leuchten in beiden Fällen hervorrufen gleich sind. Solch eine gemeinsame Ursache für beide Lumineszenzarten können elektrische Erscheinungen bei der Entstehung freier Ladungen an Kristalloberflächen während ihrer Bildung und Zerstörung sein. Die Kristallo- und Tribolumineszenz, die als physikalische Erscheinungen von Interesse sind, haben für die praktische Anwendung in Lichtquellen augenscheinlich keine Perspektiven.

9

1. TEIL Spektren und Atombau

1. K A P I T E L Die Spektren 3. Die Struktur und die Einteilung der Spektren Die meisten in der Praxis verwendeten Strahlungsempfänger sind nur in bestimmten Spektralbereichen empfindlich. Damit hängt es zusammen (wie bereits an dem Beispiel in § 1 gezeigt wurde), daß man nur dann ein hinlänglich großes, im Empfänger nutzbares Strahlungsquantum erhalten kann, wenn die Energieverteilung im Spektrum des Senders den Eigenschaften des gegebenen Empfängers entspricht. Die spektrale Zusammensetzung einer beliebig komplizierten Strahlung kann experimentell dadurch ermittelt werden, daß man die Strahlung durch ein Prisma oder ein Beugungsgitter hindurchschickt und das so erhaltene Spektrum mit Hilfe irgendeines Empfängers untersucht, der auf die einzelnen Bestandteile der Strahlung reagiert. Das Ergebnis ist für gewöhnlich ein Diagramm der spektralen Energie Verteilung (px = j(k) t wobei auf der Abszisse die Wellenlänge 1, auf der Ordinate die Strahlungsintensität < p x bei dieser Wellenlänge abgetragen wird. Die Spektren der Temperaturstrahlung flüssiger und fester Körper sind, wie bekannt, kontinuierlich. Das zeigt sich darin, daß sich die Strahlungsintensität stetig mit der Wellenlänge bzw. der Frequenz ändert. Die spektrale Energieverteilung der Temperaturstrahlung des schwarzen Körpers wird bekanntlich durch das PLANOKSche Strahlungsgesetz gegeben. Für nichtschwarze Körper kann man sie aus dem PLANCKsehen Strahlungsgesetz und dem KntCHHOFFschen Gesetz ableiten. Individuelle Materialeigenschaften des Strahlers bewirken bei der Temperaturstrahlung keine grundsätzlichen Änderungen des Charakters der spektralen Energieverteilung. Ist der Körper nicht schwarz, so ist die Strahlung sowohl in den einzelnen Spektralbereichen, als auch insgesamt, verglichen mit der des schwarzen Körpers derselben Temperatur, Weniger intensiv. Die relative Energieverteilung kann dabei mit der des schwarzen Körpers übereinstimmen (grauer Strahler), oder sie kann sich in stärkerem oder geringerem Maße von dieser unterscheiden ( S e l e k t i v strahier). Unterschiede, die mit den individuellen Eigenschaften des Materials des Strahlers zusammenhängen, gleichen sich durch Erhöhung seiner Temperatur und durch die Annäherung der Strahlungsbedingungen an den Zustand des thermodynamischen Gleichgewichts des strahlenden Systems aus (z. B. bei der Hohlraumstrahlung). 13

Indessen besitzt jeder Stoff sehr stark ausgeprägte individuelle optische Eigenschaften, die ihren Ausdruck in den charakteristischen Spektren der Elemente, aus denen der Stoff zusammengesetzt ist, finden. Je nachdem welche Rolle der Stoff bei der Erzeugung des charakteristischen Spektrums spielt, unterscheidet man zwei Arten von Spektren:. E m i s s i o n s s p e k t r e n und A b s o r p t i o n s s p e k t r e n . Charakteristische Spektren kann man auch unter Bedingungen erhalten, die sich von denen der Anregung durch Erwärmung unterscheiden, z. B. bei der Anwendung verschiedener Arten des kalten Leuchtens bzw. der Lumineszenz. Bei der Temperaturstrahlung befinden sich die einzelnen Elementarteilchen, die den Stoff bilden, in enger Wechselwirkung mit den sie umgebenden Teilchen und Teilchenkomplexen. Zum Unterschied davon kann man bei der Anwendung gewisser Arten der Lumineszenz eine Anregung einzelner Atome und Moleküle erreichen, bei der diese von den sie umgebenden anderen Teilchen des- Stoffes isoliert sind. Man erhält so die charakteristischen Spektren der einzelnen Stoffe ungestört. Solche Verfahren ermöglichen es, den Charakter eines emittierten Spektrums grundlegend zu verändern. Wenn man sie zusammen mit Temperaturanregung anwendet und die Stoffe, die man zur Strahlungserzeugung benutzt, richtig auswählt, ist eine wesentliche Erhöhung des nutzbaren Strahlungsanteils möglich. Dabei steht der Charakter des von einer Lichtquelle emittierten Spektrums sowohl in engem und unmittelbarem Zusammenhang mit dem Atom- und Molekülbau, als auch mit dem Anregungsmechanismus des Stoffes. Die charakteristischen Spektren eines absorbierenden Körpers kann man beim Durchgang von Strahlung irgendeiner Strahlungsquelle (z. B. eines glühenden Körpers) durch den entsprechenden Stoff, der einen Teil der Strahlung absorbiert, erhalten. In diesem Falle wird das ursprüngliche Strahlungsspektrum dadurch geändert, daß in einzelnen Spektralgebieten keine Strahlung vorhanden ist, da sie von dem Stoff absorbiert wurde. Die Gesamtheit der Lücken eines solchen Spektrums bildet das Absorptionsspektrum des Stoffes unter den gegebenen Bedingungen. Ein Beispiel für ein Absorptionsspektrum ist das System der FRAüNHOFERschen Linien im Sonnenspektrum, die in diesem Falle Umkehrspektrallinien der Strahlung der glühenden Gase der Sonnenoberfläche sind. Daß diese Linien notwendigerweise erscheinen, folgt unmittelbar aus dem KiROHHOFFschen Gesetz. Die Energieverteilung im Spektrum kann durch die Art oder Struktur des Spektrums und durch die Strahlungsintensität in seinen einzelnen Abschnitten charakterisiert werden. Nach ihrer Struktur unterteilt man die Spektren in folgende Gruppen: a) Linienspektren; sie bestehen aus einzelnen Linien, die in einer bestimmten, für jeden Stoff charakteristischen Reihenfolge, angeordnet sind. b) Bandenspektren; sie bestehen aus einzelnen Banden größerer oder geringerer Breite. Bei Beobachtung mit Geräten großen Auflösungsvermögens sieht man, daß die Banden sich aus einzelnen dicht beieinanderliegenden Linien zusammensetzen. 14

c) Kontinuierliche Spektren; sie sind durch eine kontinuierliche Verteilung der Strahlung über die Wellenlängen gekennzeichnet; im sichtbaren Teil äußert sich diese Verteilung dadurch, daß die Farben kontinuierlich ineinander übergehen. Die Struktur der Spektren erlaubt es, Aussagen zu machen über die Art und den Aufbau des Stoffes, der eine bestimmte Strahlung emittiert. Die Linienspektren werden nämlich von einzelnen Atomen, die Bandenspektren aber von einzelnen Gasmolekülen, die ihrerseits wieder aus Atomen bestehen, emittiert. Die kontinuierlichen Spektren werden in der Regel von glühenden, festen und flüssigen Körpern, seltener von Gasen großer Dichte ausgesandt. Die Verteilung der Linien im Spektrum unterliegt einer bestimmten Gesetzmäßigkeit, die es erlaubt, einzelne Liniengruppen auszusondern, die den Namen Serien tragen. Die Serien stellen eine Reihe scharfer Linien dar, die in bestimmter Weise angeordnet sind. Das kann in mathematischen Formeln ausgedrückt werden. Bei vielen Elementen findet man eine Feinstruktur der Spektren, die darin besteht, daß einzelne Linien der Serie selbst wieder Gruppen bilden, die sich aus zwei, drei und mehr dicht beieinanderliegenden Linien zusammensetzen. Die Gesetzmäßigkeit der Entstehung solcher Gruppen, die man allgemein,,Multiplettlinien" nennt, wurde zuerst bei der Untersuchung der Alkalimetalle aufgedeckt. Bei ihren Spektren liegen immer zwei Linien dicht beieinander, sie bilden sogenannte Dubletts. Die Spektrallinien, aus denen das Linienspektrum besteht, zeigen bei Untersuchung mit einem Gerät großen Auflösungsvermögens, daß sie nicht streng monochromatisch sind. In Wirklichkeit haben alle Spektrallinien eine endliche Breite. Beim Fehlen von Absorption im umgebenden Medium hat die Intensitätsverteilung über die Linienbreite das Aussehen der in Abb. 2 dargestellten Kurve. Da es nicht möglich ist, die Wellenlänge anzugeben, bei der die Intensität null wird, drückt man die Breite einer Spektrallinie durch die Größe A X aus. A1 ist die Entfernung vom Intensitätsmaximum bis zu der Stelle, an der die Intensität noch 50 Prozent der Maximalintensität beträgt. AI nennt man auch die Halbwertsbreite (Abb. 3 b). Daß Spektrallinien endlicher Breite entstehen, hat mehrere Ursachen: man kann mathematisch zeigen, daß monochromatisches Licht streng nur durch eine zeitlich konstante Energieemission im Zeitintervall — oo bis -f- oo erzeugt werden kann. Dagegen kann man bei einem zeitlich begrenzten Strahlungsprozeß, wie er z. B. bei der Lichtemission eines Atoms nach seiner Anregung stattfindet, nur nichtmonochromatische Strahlung erhalten, obgleich das Atom eine genau definierte Grundfrequenz v0 =

besitzt.

Eine andere Ursache für die endliche Linienbreite ist der Doppler-Effekt. Er drückt sich in einer Änderung der empfangenen Frequenz des Wellenvorganges aus wenn sich die Quelle dieses Vorganges relativ zum Beobachter bewegt. In 15

unserem Falle wird der Doppler-Effekt durch die Wärmebewegung der Atome während der Lichtaussendung hervorgerufen. c Ist die Wellenlänge der Strahlung eines ruhenden Atoms = — (c ist die Lichtgeschwindigkeit), so beträgt bei Bewegungen des Atoms relativ zum Beobachter mit der Geschwindigkeit v während der Ausstrahlung die gemessene Wellenlänge gleich: (3,1)

*= J o ( l ± f j .

wobei das -(--Zeichen für eine Bewegung des Atoms vom Beobachter weg, das — Zeichen für eine Bewegung auf den Beobachter zu gilt. Wegen des Vorhandenseins verschiedener Richtungen und Geschwindigkeiten bei der Wärmebewegungen der Atome, deren Verteilung von der Temperatur abhängt, kann man die Strahlung als einen zusammengesetzten Wellenvorgang auffassen mit einer Intensitätsverteilung 0 über die einzelnen Wellenlängen, wie sie durch die Kurve in Abb. 2 dargestellt wird. Berücksichtigt man die M A X W E L L s c h e Geschwindigkeitsverteilung der strahlenden Atome (s. § 19) sowie den DopplerÄU y Effekt der Geschwindigkeitskomponente, die in Richtung „strahlendes Atom-Beobachter" liegt, so erhält man eine Gleichung der Linien-Intensität 1, n (n — 1) fü n2 wird. So entspricht in der Quantenmechanik die Stelle maximaler Ladungsdichte annähernd dem Bahnradius in der Planetentheorie. Noch besser eignet sich jedoch für die Analogie mit den Bahnen die radiale Dichteverteilung, die die Gesamtladung auf der Oberfläche einer Kugel von gegebenem Radius darstellt oder 4

nr2R2.

Da (11,24)

4 n r

2

R

2

=

47tA2r

2 n

•

e~2Br

ist, folgt, wenn wir dieselben Operationen für die radiale Dichte wiederholen, (11,25)

dr

woraus nach Vereinfachung entsprechend (11,26)

n •

r" 1 —

B

= 0

oder (11,27)

Tm

—

^ B

—

An2

n2h2 • me e2

folgt. Somit entspricht für eine Kreisbahn die Lage des Maximums der radialen Dichte genau dem Bahnradius. Der Wert des Dichtemaximums selbst ist leicht zu erhalten, indem man in Gleichung (11,24) den erhaltenen Wert für rm einsetzt.

U(n>ll-m*fW

5 Ol t ,. , , , J P s , 20 Ii 12 i *

In Abb. 12 a, b und c sind die Diagramme für folgende Terme dargestellt: I S (n — 1; l = m = 0) — Kreisbahn, 2S (n = 2; l = m = 0) und 3S (m = 3; l = m = 0) — elliptische Bahnen.

2ß 24 20 16 12 8

4

0 i

0 *

I4*r

, , .

8 Ii Ii 20

8 12 16 20 24 2« iSln-l.t-m-01

J % Ji 32 28 2* 20 li 12 ¿ H i i I 12 16 20 2*28 MM M—' T. i« «.-4

*0

Abb. 12

Der Maßstab auf der Abszissenachse der Diagramme ist in Einheiten a = 0,53 Ä abgetragen, die dem aus der Gleichung (7,8) errechneten Bahnradius eines Elektrons im Grundzustand entsprechen. Die Radien der Kreisbahnen, die man aus dieser Gleichung erhält, sind für die drei Fälle unter der Zeichnung abgetragen. Aus dem Vergleich der Entfernung des Maximums der Kurven mit den Radien 4

I w a n o w , Elektrische Lichtquellen

49

der entsprechenden Bahnen ist leicht zu sehen, daß das Maximum der Aufenthaltswahrscheinlichkeit eines Elektrons oder der Abstand der maximalen radialen Ladungsdichte bei l = n — 1 (Abb. 12 a) gleich dem Bahnradius ist. Bei l — 1 (Abb. 12 b und c) ist die Funktion R komplizierter als (11,18) und der Unterschied zwischen den Orten des Maximums und dem Radius der Bahnen ist beträchtlicher. In Anbetracht dessen, daß in diesem Falle die" Elektronenwolke, die den Kern umgibt, aus n — l Schalen besteht, haben die Kurven ebensoviele Maxima. Die Analogie zu den elliptischen Bahnen besteht hier darin, daß sich das Elektron bei der Rotation auf ihnen in verschiedenen Entfernungen vom Kern befindet. Die Anwendung der Wellengleichung ermöglicht es, die Energieparameter auch für kompliziertere Atomsysteme zu bestimmen. So benutzt man für die Lösung eines Problemes mit n Teilchen, wie schon oben gesagt, die verallgemeinerte Wellengleichung: (U'28>

»

m

«

Vl^+^V-Epoti^O, n

wobei m,i — die Masse des i. Teilchens, V | — der ihm entsprechende Operator ist. Jedoch zwingen die mathematischen Schwierigkeiten bei der Lösung der Gleichung in diesen Fällen dazu, zu Spezialmethoden Zuflucht zu nehmen, die auf dem Prinzip der sukzessiven Näherung beruhen. Verfahren für die Lösung der Gleichung bei komplizierten Systemen wurden von dem Akademiemitglied W. A. FOCK in Leningrad entwickelt. Die Einführung der Methoden der Quantenmechanik für die Lösung von Aufgaben, die mit dem Atombau und der Struktur der Spektren zusammenhängen, erlaubte die Präzisierung der Quantenregeln für Atomsysteme und die Voraussage einer Reihe neuer, bis zur Einführung dieser Methode unbekannter Gesetzmäßigkeiten.

50

4. KAPITEL

Die Quantenbedingungen und die Kegeln der Energieübergänge 12. Die Quantenbedingungen des Elektrons Entsprechend den einzelnen Arten der Elektronenbewegung benutzt die heutige Atommechanik und die Theorie der Spektren Quantenbedingungen, die die Gesamtheit der energetischen Parameter des Elektrons bestimmen. Diese Quantenbedingungen werden durch eine Reihe von Größen ausgedrückt, die man „Quantenzahlen" nennt. Die alte Quantentheorie, die auf der Vorstellung vom Planetenmodell des Atoms beruhte, verbindet die Quantenzahlen mit der Elektronenbahn oder mit anderen Bewegungsgrößen, und zwar werden bei der Planetenvorstellung die Parameter des Elektrons durch die Größe der Bahn, ihre Form, die Orientierung des „Spins" der Rotationsachse des Elektrons bezüglich der Bahn und die räumliche Lage der Bahn selbst bestimmt. Die Wichtigkeit der Quantenzahlen für die Bestimmung der energetischen Parameter des Elektrons und des Atoms blieb in der neuen Quantenmechanik vollständig erhalten, wenn diese auch die Vorstellung von der Bewegung des Elektrons auf bestimmten Bahnen ablehnt und die energetischen Parameter im Zusammenhang mit der Aufenthaltswahrscheinlichkeit des Elektrons an verschiedenen Punkten des Atomsystems betrachtet. Die Quantenzahlen erscheinen, wie bereits gesagt, im Verlaufe der mathematischen Operationen bei der Lösung der Gleichungen des Systems. Jedoch sind dank der großen Anschaulichkeit die BoHRSchen Vorstellungen bei der physikalischen Deutung der einzelnen Quantenzahlen nützlich, und man benutzt auch heute noch die planetare Interpretation der Elektronenbewegung innerhalb des Atoms. Für die Klassifikation der stationären Zustände der Atomsysteme verwendet die Quantentheorie folgende Quantenzahlen: 1. Die H a u p t q u a n t e n z a h l n bestimmt den Energieinhalt des Elektrons im stationären Zustand. Die Hauptquantenzahl n nimmt die Werte der ganzen positiven Zahlen an: n = 1, 2, 3, 4,. . ., oo. Im Planetenmodell des Atoms charakterisiert die Hauptquantenzahl die grundlegenden räumlichen Größen der Bahn, insbesondere für eine Kreisbahn ihren Radius oder Durchmesser und gleichzeitig das Impulsmoment des Elektrons auf dieser Bahn. Bei elliptischen Bahnen bestimmt n die Länge der großen Halbachse der Ellipse. i*

51

Ein Beispiel für die Anwendung der Hauptquantenzahl zur Bestimmung des Bahnradius und der energetischen Größen für das Wasserstoffatom kann man in den Gleichungen (7,8) und (7,9) sehen. 2. Die N e b e n q u a n t e n z a h l l bestimmt im wesentlichen das Impulsmoment des Elektrons auf der Bahn. Im allgemeinen Falle der nicht kreisförmigen Bahn sind, wie bereits weiter oben gesagt, für seine Bestimmung ergänzende Parameter notwendig. Wenn bei elliptischen Bahnen die Hauptquantenzahl n der Parameter ist, der die große Achse der Ellipse bestimmt, so charakterisiert die Nebenquantenzahl l die Länge ihrer kleinen Achse. I = 0 , 1 , 2, 3 , . . . . n — 1 Bei einer Änderung der Quantenzahlen n und l vergrößert sich, wenn n wächst, die große Achse der Ellipse nach dem Gesetz (7, 8) für die Vergrößerung des Kreisbahndurchmessers. Bei einem bestimmten «-Wert wächst die kleine Achse der Ellipse mit zunehmender Nebenquantenzahl l. Der Grenzwert l = n — 1 entspricht der Kreisbahn. Die Bahnänderungen, die den Änderungen der Hauptquantenzahlen n und der Nebenquantenzahlen l entsprechen, kann man — für das Wasserstoffatom — aus Abb. 13 entnehmen. Zur Kennzeichnung der verschiedenen Elektronen, die auf den durch die Quantenzahlen n und l gekennzeichneten Bahnen kreisen, werden in der Spektroskopie Symbole verwendet, die aus einer Zifferbezeichnung für die Hauptquantenzahl n und aus einer Buchstabenbezeichnung für die Nebenquantenzahl l bestehen. Dabei benutzt man für die Bezeichnung von l die kleinen Anfangsbuchstaben der charakteristischen Spektralserien, die man bei den entsprechenden Elektronenübergängen erhält. Für die verschiedenen Größen werden folgende Bezeichnungen verwendet: Tabelle 1 Wert von l

Buchstabenbezeichnung

0 1 2 3

s P d f

Benennung der Serie Nebenserie oder scharfe Serie Hauptserie (Principale) Nebenserie oder diffuse Serie

Fundamental- oder BERGMANN-Serie

Symbolische Kennzeichnung d. einzelnen Terme ls, 2s, 3s,. 2p, 3p, 4p, 3d, 4d, 5d, 4f, 5f, 6f, .

.. ... ... ..

Die symbolischen Bezeichnungen der Bahnen in Abb. 13 sind in Klammern gesetzt: Wenn sich das Elektron auf einer geschlossenen elliptischen Bahn im Felde der Ladung bewegt, die sich im Mittelpunkt des Atoms befindet (wie das beim Wasserstoffatom der Fall ist, sofern man von relativistischen Korrekturen absieht), 52

werden die Elektronen bei ein und derselben großen Achse der Ellipse und verschiedenen kleinen Achsen die gleiche Energie besitzen, deren Wert ausschließlich durch die Hauptquantenzahl bestimmt wird. Zustände, die durch die gleiche Energie gekennzeichnet sind, sich aber in anderen mechanischen Eigenschaften unterscheiden, nennt man „entartete Zustände". Ein entarteter Zustand ist nicht vorhanden, wenn die elliptische Bahn nicht geschlossen ist. Das ist z.B. bei einem System der Fall, dessen elektrisches Feld durch die Gegenwart benachbarter Elektronen oder infolge anderer Ursachen gestört ist. Bei genügend schwacher Störhng des Feldes behält die Bahn die elliptische Form bei und es findet eine Präzession in der Bahnebene statt. Aus diesem Grunde hängt der energetische Zustand des Elektrons auf der Bahn nicht nur von der Hauptquantenzahl n, die die große Achse der Ellipse bestimmt, sondern auch von der Nebenquantenzahl l ab. Die Anzahl der Energieniveaus des Elektrons wird in diesem Falle gleich der Anzahl der möglichen Bahnen sein. Der energetische Hauptparameter, der durch die Nebenquantenzahl l bestimmt wird, ist in allen Fällen das B a h n i m p u l s m o m e n t des E l e k t r o n s . Die ursprüngliche Atomtheorie schloß den Wert Null für das Bahnmoment aus, da er gleichbedeutend mit der Existenz geradliniger Pendelbahnen wäre. Darum konnte vom Standpunkt der alten Theorie aus die Größe des Bahnmoments durch die Gleichung (12.1)

[ i ] = n

^L

= { i

+

i )

^

ausgedrückt werden. Dieser Ausdruck ermöglicht es, für den Grenzwert der Quantenzahl l == n — 1 (Kreisbahnen) auch noch einen Wert für das Moment der Bewegungsgröße zu erhalten, der der Gleichung (7,7) genügt. Die neue Quantenmechanik, die sich von den Bahnvorstellungen losgesagt hat, liefert für das Impulsmoment des Elektrons den Ausdruck: (12.2)

[l]=--iW+

¿71

Da die Bahnebene eine ganz bestimmte Lage im Raum hat, hat das Bahnimpulsmoment, das durch die Quantenzahl bestimmt wird, vektoriellen Charakter. Man drückt diese Größe meist durch den Vektor l aus, er wird als Normale zur Bahnebene gezeichnet (Abb. 14, S. 54). Da die Bewegung des Elektrons auf der Bahn einem Kreisstrom analog ist, stimmt die Richtung des Vektors l auch mit der Richtung des Magnetfelds überein, das durch die Kreisbewegung des Elektrons hervorgerufen wird. Wie später noch deutlich werden wird, ist der Vektor des Bahnimpulsmoments l eine der Hauptkomponenten des Gesamtimpulsmoments des Elektrons auf der gegebenen Bahn. 3. Die S p i n q u a n t e n z a h l s. Die Gesamtenergie und das Impulsmoment des Atomsystems hängen nicht nur von der vorwärtsschreitenden Bewegung des 53

Elektrons, sondern auch von seiner Rotation um die eigene Achse ab. Das zu dieser Bewegung, dem sogenannten „Spin", gehörige Impulsmoment des Elektrons beträgt: (12,3)

[«]=«£•

In dieser Gleichung ist s eine neue Quantenzahl, die man Spin- oder Multiplettquantenzahl nennt. Die Größe s kann nur einen einzigen Wert annehmen: s = y 2 . Ebenso wie das Bahnimpulsmoment ist der Spin eine vektorielle Größe, die durch den Vektor S dargestellt wird. Das Kreisen einer Ladung mit endlichen räumlichen Ausmaßen erzeugt ein Magnetfeld, welches abhängig ist von der Rotationsrichtung des Elektrons. Infolgedessen beschränkt sich die räumliche Orientierung des Vektors S

J.-J

ÖT Abb. 14

Abb. 15

relativ zum Vektor l auf zwei Richtungen: parallel oder antiparallel, wie das in Abb. 15 a und b gezeigt wird. 4. Die i n n e r e Q u a n t e n z a h l j. Die Vektoraddition des Bahnimpulsmoments l und des Spinimpulsmoments 8 des Elektrons liefert den Vektor für das Gesamtimpulsmoment des Elektrons j, welches gleich der Summe der Vektoren l und S ist: (12.4)

j = ? + S.

Da alle drei Größen in Einheiten h' = Gesamtmoment der Bewegungsgröße j der Quantenzahlen l und s mit

Ii ¿n

ausgedrückt werden, läßt sich das

als Produkt der algebraischen Summe

darstellen. Diese Summe j nennt man die ¿71

innere Quantenzahl. Da die Vektoren l und s parallel oder antiparallel zueinander liegen können, ist die innere Quantenzahl Summe oder Differenz von l und s, also bei s = yg: (12.5) ?-1 = Z + y 2 und ?2 = z - y 2 . 54

In Anbetracht dessen, daß l = 0 , 1 , 2, . . . für Atome mit einem Valenzelektron ist, nimmt die innere Quantenzahl j immer gebrochene Werte an, die sich von ganzen Zahlen um y 2 unterscheiden, d. h. j = y* iy2,2v,... Das Gesamtimpulsmoment des Elektrons kann durch die Gleichung (12,6)

[?-] =

(j±y2)A

ausgedrückt werden. Da eine Änderung des Wertes der inneren Quantenzahl j auch zu einer Änderung der gesamten potentiellen Energie des Elektrons führt, so zerfällt — je nach der Orientierung des Spins — der entsprechende Term in zwei Terme. Das zeigt sich in der Feinstruktur des Spektrums. Bei dem einfachsten System, das nur ein Valenzelektron hat, besteht die Feinstruktur des Spektrums für alle Werte von l, außer für l = 0, im Auftreten von Doppellinien oder Dubletts. Bei l — 0 bleibt der Term einfach (Singulett), da dem negativen Wert j = — V« kein physikalischer Sinn zukommt. Die Änderung, der Größe j bei verschiedenen Werten von l und s zeigt für die Alkalimetalle Tab. 2. Tabelle 2

Termbezeiehnung

l

s

i

Terme

+ 1/2

1/2

2 2 Sv,. 3 2 S V i .

S

0

p

1

D

2

+ 1/2 -1/2

5/2 3/2

22P•/.. 42P'/a 22P'/,> 32PVs > «*/. 32DVî 42DV, 52DV 3*D3/2 42Ds/2 52D»/,,

F

3

+ 1/2 -1/2

7/2 5/2

42 Fi/, , 5 2 F 7 ,, 62F'/, 4 2 F Va , 5 2 F Vs , 62F O ffi Wî 00 00 M liî

i I

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62

L

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cö

G .

M O O O H «

oo oo oo os os os

Wenn man die Angaben in Tab. 6 betrachtet, kann man sehen, daß mit wachsender Atomnummer des Elements, sich die Bahnen, die durch minimale Energie charakterisiert sind, mit Elektronen auffüllen. Dementsprechend bildet sich auch die Reihe der abgeschlossenen Hüllen K, L, M . . . Die letzte Hülle des Atoms eines jeden Elementes enthält sog. „Valenzelektronen", von denen die wesentlichen physikalischen und chemischen Eigenschaften des Elementes abhängen. In gewissen Fällen ist eine Verletzung der „Reihenfolge" bei der Auffüllung (in der Tabelle) benachbarter Bahnen zu beobachten, wie z. B. für 19 K, 20 Ca 4s-Elektronen anstatt 3d und andere). Man erklärt sich das durch eine geringere Energie, die dem Niveau 4s im Vergleich zu dem Niveau 3d zukommt (wegen des großen Wertes der Nebenquantenzahl 1 — 2 für ein 3d-Elektron). Wenn man die Tab. 6 mit dem Periodischen System M E N D E L E J E W S (Tab. 7 ) vergleicht, kann man die Erklärung für gewisse physikalische und chemische Eigenschaften der verschiedenen Elemente des periodischen Systems finden. So erkennt man beim Vergleich der Tabellen 6 und 7, daß die Elemente der Alkaligruppe 3 Li, 11 Na, 19 K, 37 Rb und 55 Cs, die in der ersten Kolonne von Tab. 7 liegen, in ihrer Struktur durch das Vorhandensein eines Valenzelektrons gekennzeichnet sind, das in dem von den geschlossenen Hüllen abgeschirmten Felde des Kernes kreist. Eine solche Konfiguration liefert keine hinlänglich feste Bindung des Elektrons an den Kern, infolgedessen unterliegen bei äußeren Einwirkungen die Atome der oben genannten Elemente leicht inneren Veränderungen. Das zeigt sich in der großen chemischen Aktivität der Elemente der Alkaligruppe und in den kleineren Werten ihrer Ionisierungsspannungen, welche die Abtrennbarkeit des Valenzelektrons vom Atom charakterisieren. Wenn man ein Diagramm der Ionisierungsspannungen der einzelnen Elemente, die in der letzten Rubrik von Tab. 6 eingetragen sind, in Abhängigkeit von ihrer Atomnummer zeichnet, erhält man die Kurve der Abb. 18. Aus dem Diagramm ist zu entnehmen, daß unter den anderen Elementen des Periodischen Systems die Elemente der Alkaligruppe in der Tat das kleinste Ionisationspotential haben.

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Abb. 26

1S03

Me-

ro^a,

gestellt wurde, — der Bogen. Deshalb kann man behaupten, daß die Ehre der Entdeckung und ersten Erforschung des Bogens unbestreibar ihm zukommt. Mit dem von ihm hergestellten Bogen führte PETROW eine Reihe von Versuchen durch. Er schmolz im Bogen Zinn-, Silber-, Gold- und Zinkblättchen und beobachtete dabei die Umwandlung der unedlen Metalle, z. B. des Zinks, in Oxyde, er entzündete Zunder, Wasserstoff, Schießpulver, Spiritus, Thioäther und Holzstückchen. Außerdem bemerkte er, daß gewisse zusammengesetzte Stoffe (Baumwolle, Kolophonium) sich auch beim Fehlen von Sauerstoff entzünden können (im luftleeren Raum). Die Versuche mit der Gasentladung bei erniedrigtem Druck unternahm er, „weil er sich noch darüber zu vergewissern wünschte, ob das Licht, von dem oft das Strömen der GALVANO-VoLTAschen Flüssigkeit begleitet wird, sich im luftleeren Raum ebenfalls als elektrisches erweist". Infolgedessen untersuchte PETROW die Leuchterscheinungen bei herabgesetztem Luftdruck (etwa 7,5 bis 10 mm Hg) unter der Glocke einer Luftpumpe. Als Elektroden benutzte er dabei den Boden eines silbernen Glases, das umgekehrt über den Teller der Luftpumpe gestülpt war (Anode), und eine spitze Stahlnadel, die in vertikaler Richtung verschiebbar war (Kathode). Bei der Untersuchung der Erscheinungen unter diesen Bedingungen fand er die Wirkung einer Luftdruckänderung auf den Ablauf der leuchtenden Entladung. Er richtete dabei seine Aufmerksamkeit auf die Erleichterung ihrer Zündung bei erniedrigtem Druck, aber auch auf die Wirkung der Polarität der Elektroden, ihrer Form und ihres Materials auf den Verlauf der Lichterscheinungen. Als er „das Licht, welches das Strömen der GALVANO-VoLTAschen Flüssigkeit begleitet" mit dem elektrischen verglich (worunter PETROW das Leuchten versteht, das durch Reibungselektrisierung hervorgerufen wird) bemerkte er zwischen beiden Erscheinungsarten eine Reihe wesentlicher qualitativer Unterschiede. Diese bestehen in der Wirkung der Dichte des Mediums und der Entfernung zwischen den beiden geladenen Elektroden auf die Intensität des Leuchtens. Weiterhin fand er einen Unterschied in den Isolationseigenschaften und anderen Eigenheiten der Materialien in bezug auf die beiden Elektrizitätsarten. Die Unterschiede erklären sich durch rein quantitative Faktoren, die die gegebene elektrische Erscheinung charakterisieren, in diesem Falle durch die Spannung des elektrischen Feldes und die Leistung der Entladung. Ungeachtet der hohen Batteriespannung, die PETROW bei seinen Versuchen benutzte, kann die Leistung im äußeren Kreis wegen des hohen Innenwiderstands der Batterie nicht groß gewesen sein. Der Innenwiderstand vergrößerte sich zudem während des Betriebs durch Polarisation und im Laufe der Zeit durch Oxydation der Scheiben, und Austrocknen der Zwischenlagen (PETROWS Batterie bestand aus Kupfer- und Zinkscheiben mit einem Durchmesser von etwa 38 mm und aus Pappzwischenlagen, die mit einer Ammoniumchloridlösung getränkt waren). Darum forderte die weitere Ausdehnung der Versuche mit der Bogenentladung leistungsstärkere Stromquellen. In den Jahren 1 8 1 0 — 1 8 1 2 erhielt DAVY eine kräftige Bogenentladung, die von ihm VoLTAscher Bogen genannt wurde. Er benutzte dabei die große Kasten-

79

batterie des Londoner königlichen Instituts, die aus 2000 Kupfer- und Zinkplattenpaaren bestand, die je eine Fläche von ungefähr zwei Quadratdezimetern hatten und die durch isolierende Zwischenwände getrennt und in eine Ammoniumchloridlösung getaucht waren und schaltete dabei alle Paare hintereinander. Dieser Umstand, sowie die Tatsache, daß die westeuropäischen Physiker die Arbeiten W . W . PETROWS nicht kannten, veranlaßten sie, im Laufe des Jahrhunderts die Ehre der Entdeckung des Voi/TASchen Bogens DAVY zuzuschreiben (Abb. 27).

Abb. 27 Die Arbeiten W. W. PETROWS kann man als den Abschluß der ersten Periode der Erforschung der grundlegenden Gasentladungserscheinungen ansehen, da die weitere Arbeit auf diesem Gebiet im wesentlichen dem gründlicheren Studium dieser Erscheinungen, der Ausarbeitung ihrer Theorie und ihrer Anwendung für wissenschaftliche und praktische Zwecke gewidmet ist. Die Entwicklung dieser Arbeiten wurde in erster Linie durch die Vervollkommnung der elektrischen Energiequellen begünstigt, die es gestattete, die neue Beleuchtungsart aus den Wänden der Laboratorien hinaus auf den weiten Weg der praktischen Anwendung zu führen. Aus dem Vergleich der galvanischen und der Reibungselektrizität folgte ohne weiteres, daß für die Erzeugung des elektrischen Leuchtens verdünnter Gase die Eigenschaften der in elektrostatischen Maschinen erzeugten Elektrizität günstiger waren (heute wissen wir, daß diese Eigenschaften in der hohen Spannung der in solchen Maschinen erzeugten Elektrizität bestehen). Darum förderte die Vervollkommnung dieser Elektrizitätsquellen, die 1865 mit der Erfindung des Elektrophors abgeschlossen wurde, in hohem Grade die Möglichkeiten zur Erforschung des Leuchtens der Gasentladung. Jedoch hatte die Erfindung der Induktionsapparate, die mit galvanischen Elementen betrieben wurden und einen dauernden Strom hinreichend hoher Spannung und beträchtlicher Leistung lieferten, eine noch größere Bedeutung für die Entwicklung dieser Forschungen. Nach der Entdeckung der elektromagnetischen Induktion im Jahre 1831 und nach der Vervollkommnung der Induktionsspule wurden die Arbeiten zur Erforschung der leuchtenden elektrischen Entladung mit großem Eifer betrieben. 80

Die Arbeiten FARADAYS auf diesem Gebiet (bis 1838), die von ihm mit einer elektrostatischen Maschine durchgeführt wurden, führten zur Feststellung verschiedener Entladungsformen (stille Entladung, Glimmentladung, Funken) und ihrer Entstehungsbedingungen. FARADAY bemerkte auch den Unterschied der Lichterscheinungen am negativen und positiven Pol des Rohres und die Existenz eines Dunkelraumes vor dem negativen Pol (FARADAYScher Dunkelraum). Der Schwingungscharakter der Funkenentladung wurde mit einem Drehspiegel von WHEATSTONE 1834 entdeckt. 1835 bemerkte dieser ferner die o Abhängigkeit des Funkenspektrums vom Material der Entladungsa vorrichtung. Das führte ihn zu der Annahme, daß während des Funkenvorgangs Stoffteilchen aus der Elektrodenoberfläche herausgeschlagen werden. Einer der wichtigsten technischen Faktoren, die die Erforschung der Eigenschaften der elektrischen Entladung in Gasen begünstigten, war eine Vervollkommnung der Herstellungsmethoden der mit verschiedenen Gasen gefüllten Leuchtröhren. Sie wurde 1856 von GEISSLER vorgenommen. GEISSLER, ein Thüringer Glasbläser, stellte die nach ihm benannten, mit verschiedenen Gasen gefüllten Röhren mit Platinelektroden her, wobei er eine von ihm verbesserte Evakuierungsmethode anwendete. Die Röhren hatten verschiedene Form und wurden von vielen Physikern sowohl zur Demonstration der Gasentladungserscheinungen, als auch zu Forschungszwecken verwendet. Eine Zeichnung der Röhre zeigt Abb. 28. Sie kann als die erste technische Gasentladungsleuchtröhre angesehen werden, die schon alle Kennzeichen der heutigen Hochspannungsleuchtröhre hat. Eine Reihe wichtiger Untersuchungen der leuchtenden Entladung und die Entdeckung anderer elektrischer Erscheinungen in verdünnten Gasen und im Vakuum wurden danach von vielen Forschern gemacht. So untersuchte PLÜCKER 1 8 5 9 die Spektren leuchtender Gase in GEissLERSchen Röhren und etwas später, 1862, bemerkte er, daß man von ein und demselben Stoff je nach der Temperatur verschiedenartige Spektren erhalten kann.

^

In diese Zeit (1859) fällt auch die Beobachtung der Fluoreszenz im Hochvakuum bei Einwirkung von Elektrizität und die Feststellung der Tatsache, daß die Fluoreszenz nicht durch das Vorhandensein von Gasspuren bedingt wird. Später, 1 8 6 9 , beschrieb HITTORF die Veränderung des Dunkelraums an der Kathode in Abhängigkeit vom Gasdruck und die mannigfaltigen Wirkungen eines Magneten auf das Licht in den GEissLERSchen Röhren. Besondere Bedeutung für die Erforschung der elektrischen Erscheinungen im Vakuum und in verdünnten Gasen hat die Untersuchung der Natur der „Kathodenstrahlen", die die Fluoreszenz hervorrufen. Ihr Name stammt von GOLDSTEIN.

6 Iwanow, Elektrische Lichtquellen

81

Die korpuskulare Natur der Kathodenstrahlen wurde im Jahre 1879 von festgestellt. Die Kathodenstrahlen stellen einen Strom geladener Teilchen in einem besonderen Ultra-Gaszustand dar, der folgende physikalische Eigenschaften hat: 1. Die strahlende Materie ruft eine phosphorogene Wirkung hervor. Sie bewegt sich geradlinig und wirft bei Abschirmung des Teilchenstroms einen Schatten; 2. fällt die strahlende Materie auf die Oberfläche von Körpern, so ruft sie starke mechanische Wirkungen hervor; an den Stellen, auf die sie aufprallt, entwickelt sie Wärme; 3. Außerdem wird die strahlende Materie durch einen Magneten abgelenkt, und parallele Ströme verhalten sich zueinander nicht wie galvanische Ströme, sondern wie gleichnamig geladene Körper. Ein Gerät, das bei der Erforschung der Grunderscheinungen, die mit den KathodenJ J j-J^l rilZrrr^^W strahlen zusammenhängen, verwendet wur( ie, zeigt Abb. 29. Somit wurden in I L ¡Ii ^ J ' - " " P diesen Versuchen die Grundeigenschaften " % * der Kathodenstrahlen, die bekanntlich ein Ilm, Strom von negativ geladenen Teilchen, von ß Elektronen sind, richtig festgestellt. Die Bewegung dieser Teilchen im Gas unter der Abb. 29 Wirkung eines elektrischen Feldes ist bekanntlich auch der wichtigste Faktor, der sowohl die Gasentladung selbst, als auch die mit ihr verbundene Lichtemission hervorruft. Als abschließende Arbeiten auf dem Gebiet der Wirkung von Kathodenstrahlen kann man in dieser Periode die Arbeiten von LENAKD ansehen. Er ließ im Jahre 1893 Kathodenstrahlen durch eine dünne Aluminiumfolie in den freien Raum treten und beobachtete ihre negative Ladung. Auch die Arbeiten von RÖNTGEN muß man hier anführen. RÖNTGEN entdeckte bekanntlich 1896 eine neue Strahlungsart, die seinen Namen trägt. Im Verlaufe der weiteren Untersuchungen und der Anwendung der Gasentladung für technische Zwecke kommt den späteren theoretischen und experimentellen Arbeiten vieler Autoren große Bedeutung zu. Diese beschäftigen sich mit der Theorie der Elementarprozesse an der Elektrodenoberfläche und in der Gasentladung. Auf der Grundlage der oben beschriebenen Entdeckungen und Forschungen legte man in der Technik je nach der Art des Strahlers, der bei der Ausnutzung der Gasentladung für die Lichterzeugung verwendet wurde, drei Grundwege für die Entwicklung von Gasentladungslichtquellen fest: 1. die Entwicklung der G a s e n t l a d u n g s l a m p e n oder Lichtquellen, die auf der Ausnutzung des Leuchtens der Gase oder Metalldämpfe in einer Entladung beruhen; CROOKES

82

2. die Entwicklung der L a m p e n m i t l e u c h t e n d e n E l e k t r o d e n oder Lichtquellen, deren Wirkung auf der Ausnutzung des Leuchtens der glühenden Elektroden einer Gasentladung beruht. Für gewöhnlich ist das Leuchten solcher Lichtquellen nicht einheitlich, da an der Lichtaussendung auch das Gas teilnimmt, in dem die Entladung stattfindet, und schließlich 3. die Entwicklung der P h o t o l u m i n e s z e n z - oder einfach L u m i n e s z e n z lampen,

in denen man neben den oben behandelten Erscheinungen das

Leuchten besonderer Stoffe, der Luminophore bei Einwirkung kurzwelliger Strahlung, die während der Gasentladung ausgestrahlt wird, ausnutzt. Diese W e g e führten zum Bau der modernen Lampen.

17. Der Durchgang des elektrischen Stroms durch Vakuum und Materie Den Durchgang des elektrischen Stroms durch Hochvakuum und Materie in den verschiedenen Aggregatzuständen — fest, flüssig, gasförmig — erklärt die heutige Physik als Bewegung von geladenen Elementarteilchen unter der W i r kung eines elektrischen Feldes. I n den verschiedenen Teilen des elektrischen Stromkreises besteht die Funktion dieser Ladungen entweder unmittelbar im Elektrizitätstransport durch das entsprechende Medium (Konvektionsstrom), oder in der Bildung eines zeitlich veränderlichen elektrischen Feldes in einem Dielektrikum zwischen leitenden Elektroden (Verschiebungsstrom). Elementare Ladungsträger, die die elektrische Leitfähigkeit in einem bestimmten Medium hervorrufen, können negativ geladene Teilchen, Elektronen, und positiv oder negativ geladene Ionen sein. Das Elektron ist ein winziges materielles Teilchen, das die Masse me = 9-10~28 g und die negative Ladung e = 4,77 • 10~ 10 el.-stat. Einheiten (CGSE) oder e = l,59 • 10 _ 19 Coulomb besitzt. Die Ionen sind bedeutend schwerere positiv oder negativ geladene Teilchen, deren Masse ungefähr gleich der Atom- oder Molekülmasse des jeweiligen Stoffes ist, ja in gewissen Fällen (Komplex-Ionen) kann diese Masse ungefähr gleich der Masse einiger (von 3 bis 10) Moleküle sein. Entsprechend kann die positive oder negative Ladung eines Ions ein Vielfaches des Elektronenladung betragen (Das zweifache und mehr). Je nach der A r t der Elementarladungen, die die Elektrizität transportieren, kann es sich um eine Elektronen-, Ionen- oder gemischte Leitfähigkeit handeln. Als Beispiel für eine reine Elektronenleitfähigkeit kann die Leitfähigkeit der Metalle und der Vorgang des Durchgangs eines elektrischen Konvektionsstroms durch das Hochvakuum dienen; das beste Beispiel für Ionenleitfähigkeit ist die elektrische Leitfähigkeit flüssiger Elektrolyt^. A n der Bildung von elektrischen Ladungsträgern nimmt gewöhnlich das leitende Medium selbst teil, oder die für den Elektrizitätstransport notwendigen Elektronen werden, wie das im Hochvakuum der Fall ist, unter bekannten 6»

83

Bedingungen (Photoelektronen, Thermoelektronen- und Feldelektronenmission) vom Stoff der negativen Elektrode (Kathode) emittiert. Daß durch metallische Leiter ein elektrischer Strom fließt, erklärt sich daraus, daß sich die darin vorhandenen „quasifreien" Elektronen innerhalb des vom Metall eingenommenen Volumens verschieben. Nach der BoHRschen Atomtheorie kann das Vorhandensein solcher Elektronen durch die bedeutende Exzentrizität und den außerordentlich großen Aphelabstand der Valenzelektronenbahnen im Metall erklärt werden. Bei der Rotation der Elektronen auf solchen Bahnen gehen die Elektronen, nachdem sie sich vom Atomkern entfernt haben, von einem Atom zum anderen über. Indem sie jedes begegnende Atom einmal oder mehrmals umkreisen, vollführen sie dergestalt im Metall nach allen Richtungen eine Art Diffussion. Ist ein elektrisches Feld vorhanden, so verliert diese Diffusion ihren ungeordneten Charakter und geht in eine gerichtete Bewegung der Elektronen über, die dann einen elektrischen Strom bildet. Da das Elektron von „seinem" Atom weggerissen wird, ist es frei (in dem Sinne, daß es nicht zu einem ganz bestimmten Atom gehört). Bei den Flüssigkeiten, in denen eine Elektrolyse stattfindet (Elektrolyte), wird der Elektrizitätstransport durch geladene Teilchen des in der Lösung dissoziierten Stoffes bewerkstelligt; durch positive und negative Ionen, die sich unter der Wirkung des elektrischen Feldes bewegen, und außer dem Elektrizitätstransport auch einen Stofftransport bewirken. Der Stoff wird an den Elektroden abgeschieden (Elektrolyse). Eine charakteristische Besonderheit der Leitfähigkeit von Metallen und Elektrolyten ist es, das unabhängig von der Gegenwart eines elektrischen Feldes freie Ladungen vorhanden sind. (Elektronen im Metall und positive und negative Ionen im Elektrolyten). Ein Beweis für ihr Vorhandensein ist es, daß unabhängig von der Größe der wirksamen Spannung in beiden Fällen ein konstanter Strom fließt, dessen Größe proportional der Spannung und umgekehrt proportional dem für den betreffenden Leiter charakteristischen Widerstand ist. Die Größe des Widerstandes hängt dabei von der Temperatur, bei einem Elektrolyten jedoch auch von der Konzentration der Lösung ab. Daraus folgt unmittelbar, daß für homogene Leiter mit überall gleichem Querschnitt der Längsgradient konstant ist. Der Stromdurchgang durch ein Gas unterscheidet sich wesentlich von den oben behandelten Beispielen der elektrischen Leitfähigkeit. Der Unterschied besteht darin, daß in diesem Falle an der Erzeugung der elektrischen Ladungen, die notwendig für die Aufrechterhaltung des Stroms sind, das elektrische Feld mit Hilfe des Gases selbst teilnimmt. Seine Energie wird zum Teil für die Erzeugung von Ladungen verwendet. Nach außen hin zeigt sich das darin, daß selbst bei der Erzeugung freier Ladungen im Gas durch äußere Faktoren (Thermoionenemission, Photoeffekt) ein selbständiger Stromdurchgang durch das Gas erst bei einer bestimmten elektrischen Feldstärke stattfindet. Es ist in vielen Fällen so, daß sogar bei hinlänglich hohen Spannungen anfangs der Strom nur mit den empfindlichsten Geräten festgestellt werden kann, während eine geringfügige 84

weitere Spannungserhöhung dazu führen kann, daß sehr starke Ströme fließen, die von einem Leuchten des Gases begleitet werden. Außerdem ist im Gegensatz zur metallischen und elektrolytischen Leitfähigkeit das Verhältnis der effektiven Spannung zu dem von ihr hervorgerufenen Strom in diesem Falle nicht konstant. Beim Durchgang sehr kleiner Ströme wird nämlich der Widerstand sehr groß, und mit wachsendem Strom hat der Widerstand die Tendenz, sich stark zu verkleinern. Die Folge davon ist, eine fallende Volt-Ampere-Charakteristik der Gasentladung, die wenn man gefährliche Steigerungen des Stromes vermeiden will, dazu führt, daß man in den Kreis des Entladungsrohres stabilisierende Zusatzwiderstände in Reihe schalten muß. Aus anderen Besonderheiten, die beim Durchgang des elektrischen Stroms durch ein Gas beobachtet werden, kann man auf einen veränderlichen Gradienten in den verschiedenen Teilen des leitenden Raumes und eine beträchtliche Einwirkung einiger äußerer Faktoren auf die Leitfähigkeit schließen. Alle diese Besonderheiten der elektrischen Leitfähigkeit der Gase finden ihre Erklärung darin, daß die Bewegung der Elementarentladungen im Gas eine Reihe neuer Prozesse hervorruft, von denen die Entwicklung und Aufrechterhaltung der Entladung in ihren verschiedenen Formen abhängt. Das Auftreten dieser Prozesse ist eine Folge davon, daß die Energie der sich bewegenden geladenen Teilchen, in der Hauptsache der Elektronen, auf die Atome und Moleküle des Gases, aber auch auf die festen Körper, die sich im Gasentladungsraum befinden, übertragen wird (Elektroden, Rohrwände).

18. Die Bewegung eines Elektrons im elektrischen Feld Der einfachste Fall der Bewegung eines geladenen Teilchens unter der Wirkung eines elektrischen Feldes ist die Bewegung eines Elektrons im Hochvakuum. Als Hochvakuum kann man jeweils ein Vakuum ansehen, bei dem die mittlere freie Elektronenweglänge in Richtung des wirkenden Feldes im Medium der restlichen Gasatome und -Moleküle bedeutend größer ist als die Abmessungen des evakuierten Gefäßes. Mit den heutigen technischen Mitteln kann man ein Vakuum von p = 10~6 bis 10 - 8 mm Hg (Torr) Restgasdruck erzeugen. Bei solchen Drucken beträgt die Anzahl der Moleküle der restlichen Gase pro cm3 für Luft 3,5 • 1 0 1 0 . . . 3,5 • 108, und die mittlere freie Weglänge der Moleküle wird dann entsprechend gleich 6,45 • 10 3 . . . 6,45 • 105 cm, das ist in vielen Fällen sehr groß gegen die Abmessungen der in der Praxis verwendeten Vakuumgeräte. Da unter diesen Bedingungen der Zusammenstoß eines Elektrons mit einem Gasteilchen sehr unwahrscheinlich ist, kann man seine Bewegung als völlig frei und als ausschließlich von der Wirkung des elektrischen Feldes abhängig ansehen. Wir betrachten die Bewegung eines Elektrons in einem homogenen elektrischen Feld, dessen Feldstärke oder Gradient gleich G sei. Bei der Bewegung eines Elektrons mit der Ladung e wirkt in einem solchen Feld auf das Elektron die Kraft F = eG, die die Beschleunigung ge = —? hervorruft. dt

85

Wenn wir die Kraft F durch die Elektronenmasse me und die Beschleunigung ge ausdrücken, erhalten wir: (18,1)

e • G = m,

dv,e dt- '

Multiplizieren wir beide Seiten der Gleichung (18,1) mit der infinitesimalen Verrückung ds des Elektrons in Feldrichtung, so erhalten wir für die Arbeit, die von dem Feld längs dieses Weges verrichtet wird, (18.2)

e • G • ds = me ^ • ds — me $ dve = meve • dve. dt

dt

Berücksichtigen wir, daß G • ds = dV der Potentialunterschied ist, der vom Elektron durchlaufen wurde, so erhalten wir nach Substitution und Integration: ejGds=eJdV=j>mevedve.

(18.3)

Nach der Integration von (18,3) zwischen den Potentialgrenzen F2 und Fx erhalten wir die Gleichung des entsprechenden Geschwindigkeitszuwachses (18.4)

e (F2 - F l} = ^

-

=

f

(vl2

-

v!l).

Entsprechend für ein Elektron, das sich am Anfang des Weges in Ruhe befindet, (vBi == 0) und den Potentialunterschied V = V2 — V1 durchläuft: (18.5)

e F = ^ i ,

und hieraus (18.6)

Nach Einsetzen der Zahlenwerte für e und me und unter Verwendung der Einheit Volt für F (1 V = y 3 0 0 el. stat. Einheiten) erhalten wir: (18.7)

ve = 5,95 • 10 7 /F[v] [cm/sec],

(18.8)

- p = 1,59 • 1 0 - " . v

4M 4)2

[erg].

Gleichung (18,7) vermittelt eine Vorstellung von den riesigen Geschwindigkeiten, die ein sich im elektrischen Feld bewegendes Elektron besitzt. Aus diesen Gleichungen ist auch zu sehen, daß die Geschwindigkeiten zweier sich im Vakuum bewegender Elektronen (bei vei = 0), sich wie die Quadratwurzeln aus den von ihnen durchlaufenen Potentialdifferenzen verhalten. Im Zusammenhang damit muß erwähnt werden, daß bei hohen Elektronengeschwindigkeiten Gleichung (18,7) infolge der Abhängigkeit der Masse me von 86

der Geschwindigkeit ve nicht mehr exakt gilt; in derartigen Fällen muß man Gleichung (18,8) mit einer entsprechenden Korrektur für m e gemäß der Relativitätstheorie benutzen. Die Gleichung (18,8) ermöglicht eine sehr bequeme Messung der kinetischen Energie des Elektrons in der neuen Einheit ,,Elektronenvolt". Diese Einheit, ( l e F = 1,59 • 1 0 - 1 2 e r g ) entspricht der kinetischen Energie eines Elektrons, das bei einer Anfangsgeschwindigkeit von vei = 0 eine Potentialdifferenz V von 1 V durchlaufen hat. Die Elektronenvolt, die einer bestimmten kinetischen Energie des Elektrons bei ve = 0 entsprechen, sind zahlenmäßig gleich der vom Elektron durchlaufenen Potentialdifferenz. Aus Gleichung (18,8) ist auch zu entnehmen, daß für ein einfach geladenes Ion, das sich unter gleichen Bedingungen wie des Elektron bewegt (vei = v i t = 0 und F e = F4) das Geschwindigkeitsverhältnis gleich der Quadratwurzel aus dem umgekehrten Masseverhältnis wird: (18,9) Aus dieser Beziehung folgt, daß schwerere Ladungsträger, die sich zusammen mit den Elektronen im elektrischen Felde bewegen, im Vergleich mit diesen wesentlich geringere Geschwindigkeiten besitzen.. In gewissen Fällen, wenn die Elektronen sich im Gas in einem Zustand befinden, der nahe am Temperaturgleichgewicht mit den Gasmolekülen liegt (schwache Felder, große Gasdichte), erweist es sich als nützlich, die Energie der Elektronen durch eine Temperatur zu charakterisieren. Für die Berechnung der Elektronentemperatur, die einem Elektronenvolt entspricht, genügt es, die rechte Seite von (18,8) der Energie des Atoms 3 / 2 k T (19,1) bei V = 1 V gleich zu setzen. Dann ist die Elektronentemperatur, die einem Elektronenvolt entspricht: (18,10)

2 e _ 1,59 • 10~ 1 2 • 2 «¿7750° K [ V ] - 1 . 3 k ~ 1,37 • 10- 1 6 • 3

19. Das Gas und sein Einfluß auf die Bewegung geladener Teilchen F r e i e W e g l ä n g e u n d W i r k u n g s q u e r s c h n i t t der A t o m e . Die kinetische Theorie der Materie sieht ein Gas als ein Medium an, das aus elektrisch neutralen Teilchen besteht, die sich in ungeordneter Bewegung befinden und eine gewisse kinetische Energie besitzen. Sie wird durch die Temperatur des Gases bestimmt. Für ein ideales, einatomiges Gas kann der Zusammenhang zwischen der kinetischen Energie und der absoluten Temperatur ausgedrückt werden durch die Gleichung (19,1) 87

wo m — die Masse eines Moleküls, v — seine Geschwindigkeit, k — die BOLTZMANNSCHE Gaskonstante (k — 1,37 • 1 0 - 1 erg/° K) sind. Aus (19,1) folgt, daß bei gleicher Temperatur die Geschwindigkeit von Gasmolekülen umgekehrt proportional ist der Quadratwurzel aus ihren Massen, d. h. (19,2)

v2

\ mx'

Unter der Annahme, daß alle Gasmoleküle, die ein bestimmtes Volumen einnehmen, die gleiche Geschwindigkeit besitzen, ist es möglich, auch eine Beziehung zwischen dem Druck, der Temperatur und dem Volumen herzuleiten. Aus der kinetischen Gastheorie ist bekannt, daß der Druck, den das Gas auf 1 cm 2 der Oberfläche ausübt, ausgedrückt wird durch 2

n o Q\ (19.3)

p = -

mv2 n

— ,

wo n — die Zahl der Moleküle im cm 3 ist; dann erhalten wir aus Gleichung (19,3) u n d (19,1) (19.4)

p =

nkT,

hieraus kann man durch einige Umformungen die Zustandsgieichungen der Gase ableiten (19.5)

pV=RT,

in welcher V — das Volumen eines Grammoleküls des Gases, R = 8,3 • 107 erg/°K mol — die universelle Gaskonstante sind. Die Theorie sagt jedoch aus, daß in einem Gasraum durch dauernde Zusammenstöße und durch Energieaustausch der einzelnen Moleküle deren Geschwindigkeiten unterschiedlich sind und ihre Verteilung den Gesetzen der mathematischen Statistik gehorcht. Hierbei kann das Geschwindigkeitsverteilungsgesetz durch die MAXWELLsche Gleichung ausgedrückt werden: (19,6)

=

^ U U ) ;

wobei N — die Gesamtzahl der Teilchen, dNv — die Zahl der Teilchen, deren Geschwindigkeiten zwischen v und v -)- dv liegen, vw — die wahrscheinlichste Geschwindigkeit, d. h. die Geschwindigkeit, die die meisten Teilchen besitzen, sind.

88

Die in Gleichung (19,6) auftretende wahrscheinlichste Geschwindigkeit wird ausgedrückt durch die Formel

V

2k

(19,7) In Abb. 30 ist die

MAXWELLsche

T

m

Verteilungskurve, die Funktion

F (v) =

^ ^ N

—

av

,

die man aus (19,6) erhält, dargestellt. Für die meisten Gase können diese Geschwindigkeiten, nachdem sich ein Gleichgewichtszustand der Tempem~s ratur und des Drucks herausgebildet hat, durch eine gewisse mittlere Größe \273'K charakterisiert werden, die bei konstanter Temperatur zeitlich unver73°K änderlich bleibt. Diesen Mittelwert der Geschwindigkeit kann man an < 6zn °K Stelle der Gesamtheit ihrer Werte bei 7 / Vi^r V allen Berechnungen verwenden. Das 10 19 2010* entspricht dem Fall einer gleichcm/iec v förmigen Verteilung. Wie bekannt ist, finden — außer der oben angeführten Abb. 30 wahrscheinlichstenGeschwindigkeitu^ — in der kinetischen Gastheorie noch zwei weitere Mittelwerte der Geschwindigkeit Verwendung:

Mw Ai

a) das arithmetische Mittel aus den Geschwindigkeiten (19,8)

»-V^i \

mm

b) die Wurzel aus dem mittleren Geschwindigkeitsquadrat *) (19,9)

Vf.

/3k

T

m

Wegen der ungeordneten Bewegung erfolgen die Zusammenstöße der Gasmoleküle zufällig, und die Größe der von ihnen zurückgelegten freien Weglänge bzw. die mittlere Entfernung X zwischen zwei aufeinanderfolgenden Zusammenstößen hängt ab von der Gasdichte n (Anzahl der Moleküle im cm3) und vom Molekülradius r. Die Beziehung zwischen diesen Größen wird in der kinetischen Gastheorie hergeleitet, indem man sich vorstellt, daß sich ein Molekül mit dem Radius r x inmitten von Molekülen mit dem Radius r 2 und der Dichte n 2 bewegt. Nimmt man 1) In Arbeiten über die kinetische Gastheorie werden die Geschwindigkeiten v , w i> und Vf gern mit den Buchstaben cw, c und c bezeichnet.

89

an, daß im Augenblick des Zusammenstoßes die Entfernung zwischen den Mittelpunkten der Moleküle gleich r1 -(- r 2 ist, so wird die mittlere freie Weglänge:

V

(19,10)

n2n{r1Arr2)i'

Entsprechend ergibt sich für ein sich bewegendes Teilchen mit dem Radius r =zr1 = r2 inmitten ebensolcher sich bewegender Teilchen mit der Dichte n — n2 die mittlere freie Weglänge zu: (19,11)

l

=

47i]/2 nr'

Wenn man die Vorstellungen der kinetischen Gastheorie auf ein Elektronengas anwendet, das sich zwischen gewöhnlichen Gasmolekülen befindet, dann kann man für den Fall thermodynamischen Gleichgewichts dieses Mediums mit dem Elektronengas auch eine mittlere freie Elektronenweglänge Ae im Gas bestimmen. Hierbei genügt es zu beachten, daß es bei den großen Geschwindigkeiten der Elektronen, die die Geschwindigkeiten der Gasmoleküle um einige hundert Male übersteigen, möglich ist, zur Vereinfachung die Bewegung des Elektrons als inmitten von unbeweglichen Gasmolekülen vor sich gehend zu betrachten. Wenn man noch beachtet, daß der Elektronenradius im Vergleich zum Gasmolekülradius sehr klein ist, erhält man aus (19,10) für die freie Elektronenweglänge in einem Gase (19.12)

7in-r4

oder = 4

(19.13)

• A = 5,66A.

Die mittleren freien Weglängen X für Moleküle verschiedener Gase bei 0° C und 1 Torr und die mittlere freie Elektronenweglänge im Gas unter den gegebenen Bedingungen nach den Formeln (19,11) und (19,12) berechnet sind in Tab. 8 aufgeführt. Tabelle 8 He X h r m

13,1 7,41 1.1 6,54

Ne 11,6 6,57 1,17 33,0

Ar

Na

7,73 4,38 1,43 65,24

8,07 4,57 1,40 37,63

Hg 4,88 2,76 1,80 328,2

Ha 13,3 7,53 1,09 3,298

N2 6,33 3,58 1,58 15,84

o2 7,22 4,09 1,48 52,34

X X X X

10" 3 cm 10"2 cm 10" 8 cm lO" 24 g

Bei der Berechnung von Tab. 8 wurde n — 3,56 • 10 16 mol/cm3 angenommen, für Na und Hg sind in der Tabelle Relativwerte enthalten, da bei 0° C der Sattdampfdruck um vieles kleiner als 1 torr 1 ) ist. x) Für Natrium beträgt der Druck des gesättigten Dampfes 4,52 •10~13 torr; entsprechend für Quecksilber — 1,85 • 10 - 4 torr.

90

Bei 0° C sind die wirklichen Größen der mittleren freien Weglänge für Na und Hg: 1,78 • 10 10 cm bzw. 26,4 cm. Die Gleichung (19,13) wird auch zur Bestimmung der freien Weglänge des Protons (Kern des Wasserstoffatoms) verwendet. Das erklärt sich daraus, daß die Größe eines Protons im Vergleich zu der Größe der Gasmoleküle verschwindend klein ist. Zur Bestimmung der freien Weglänge von Ionen anderer Gase gibt die kinetische Gastheorie unter Berücksichtigung ihrer gegenseitigen Geschwindigkeit unter der Voraussetzung, daß ihr Radius und der der Moleküle gleich ist, eine andere Gleichung, nach der die freie Weglänge eines Ions (19,14) A = 1,44A. ist. Aus (19,12) kann man sehen, daß die mittlere freie Elektronenweglänge im Gase umgekehrt proportional ist dem Ausdruck nnr2\ diese Größe heißt „Wirkungsquerschnitt" der Gasmoleküle für die Bewegung eines Elektrons im Gas. Ihre physikalische Bedeutung kann man leicht feststellen, wenn man bemerkt, daß die Größe nnr2 die Summe der Kreisflächen aller Moleküle darstellt, die sich in einem Kubikzentimeter befinden. Zu dieser Vorstellung kann bemerkt werden, daß die Größe des Wirkungsquerschnitts

S =

= nnr2 ein Maß für '•e die Anzahl der Zusammenstöße des Elektrons mit den Gasmolekülen ist. Hieraus folgt, daß der Wirkungsquerschnitt der Gasmoleküle bei ihrem Zusammenstoß mit dem Elektron einer der wichtigsten quantitativen Faktoren ist, die die Energieabgabe des Elektrons an das Gas bestimmen. Die Dimension dieser Größe ist Dim (S) = Dim fc1 = ^ 3 = cm" 1 . cm Die weiter oben angeführten Ausdrücke für die mittlere freie Weglänge des Moleküls oder des Elektrons wurden unter der Annahme elastischer Zusammenstöße elektrisch neutraler Teilchen abgeleitet. Diese Vorstellung ist aber ohne besondere Bemerkungen nur für den Fall zulässig, daß neutrale Atome gegeneinanderstoßen. In Wirklichkeit stellen die neutralen Atome und Moleküle im Gleichgewicht befindliche elektrische Systeme dar, die elektrische Felder besitzen und auf sehr kleine Entfernungen stark auf benachbarte Teilchen einwirken. Beim Zusammenstoß solcher Systeme mit geladenen Teilchen, z. B. mit einem Elektron, ist die Wechselwirkung zwischen den elektrischen Feldern sehr stark. Deshalb erscheint die Grundvoraussetzung, die bei der Ableitung gemacht wurde, nämlich, daß die Entfernung zwischen den Mittelpunkten der stoßenden Teilchen im Augenblick des Zusammenstoßes der Summe ihrer Radien gleich ist, willkürlich. Die Erfahrung zeigt tatsächlich, daß der Ausdruck (19,12) für die freie Elektronenweglänge in einem neutralen Gas, und der daraus erhaltene Wirkungsquerschnitt nur als erste Näherung genommen werden können, da diese beiden Größen auch noch von der Elektronengeschwindigkeit abhängen. 91

Es ist unbedingt notwendig, zu bemerken, daß der Wirkungsquerschnitt sich auch in Abhängigkeit von der Art der Wechselwirkung ändert: Anregung dieses oder jenes Niveaus, elastischer Stoß, Ionisation usw. Die Abhängigkeit von S —

von der Elektronengeschwindigkeit für verAe

schiedene Gase bei 0° C und 1 torr ist in Abb. 31 graphisch dargestellt. Die moderne Physik erklärt die Abhängigkeit der freien Elektronenweglänge von ihrer Geschwindigkeit durch die Wellennatur des Elektrons. Sie steht in Verbindung mit der Beugung von Elektronenwellen, die mit Atomen oder Molekülen zusammentreffen. Die Änderung der freien Weglänge mit der Geschwindigkeit wurde auch bei der Bewegung positiver Ionen in verschiedenen Gasen experimentell nachgewiesen. Das Diagramm einer solchen Änderung ist für positiv geladene Wasserstoffatome (H+), die sich in einem Medium von H2-Molekülen bewegen, in Abhängigkeit von ihrer Energie in Abb. 32 dargestellt. Die B e w e g l i c h k e i t g e l a d e n e r T e i l c h e n in Gasen. Ist ein elektrisches Feld in Gegenwart von freien elektrischen Ladungen im Gas Abb. 31 vorhanden, dann bewirkt es eine Änderung des Bewegungscharakters der Ladungsträger. Dabei hängt die Bewegungsrichtung des Teilchens nach dem Zusammenstoß mit einem neutralen Atom oder einem Molekül des Gases nicht nur von dem Impuls ab, den es als Ergebnis des Zusammen- m stoßes erhalten hat, sondern auch von der Einwirkung des elektrischen Feldes. Wenn Mi, gukii ttliCh / hierbei die Richtung des Impulses nicht mit der Richtung des Feldes zusammenfällt, dann wird der folgende Abschnitt der Flugbahn des geladenen Teilchens nicht geradlinig, sondern parabelförmig gekrümmt ioo m ra00 1200 K 10 ( I I10 10 tO IV 0 XI *» sein (Abb. 33). Weil Richtung und Größe der Teilchen vom empfangenen Impulse Abb. 32 zufällig sind, ist die Krümmung der einzelnen Abschnitte der Flugbahn des geladenen Teilchens ungleichförmig. Ungeachtet der unaufhörlichen Zusammenstöße, die mit einem gewissen Energieverlust verbunden sind, erfahren die geladenen Teilchen eine dauernde Drift in Richtung des elektrischen Feldes (positiv geladene zur Kathode und negativ geladene zur Anode). Im einfachsten Fall (elastischer Stoß) wird die gerichtete kinetische Energie der Teilchen in Wärmeenergie umgewandelt. In Abb. 33 wird die Größe dieser Trift bei den einzelnen Zusammenstößen durch den Abschnitt 92

BC = ver dargestellt, wobei ve — die durch das Feld hervorgerufene mittlere Geschwindigkeit und r — die Zeit zwischen zwei Zusammenstößen ist. Die Verschiebung des geladenen Teilchens in Feldrichtung unter dem Einfluß elastischer Stöße wird entsprechend durch den Abschnitt AB — vT • z • cos

schnelles Atom (kinet. Energie) + langsames Ion (pot. Energie).

( ©

Ha

98

'

>lr

Atom im Grundzustand + schnelles Elektron (kinet. Energie).

e—'

31

©

©

11.—12. S t u f e n p r o z e s s e

!

\ •

Gr-

i /

Stufenanregung. I I a . Schnelles Elektron (kinet. Energie) + angeregtes Atom (pot. Energie) - » Atom, das auf einem höheren Niveau angeregt ist (pot. Energie) + Elektron. I I b . Lichtquant (Strahlungsenergie) 4- angeregtes Atom (pot. Energie) Atom, das auf einem höheren Niveau angeregt ist (pot. Energie). Stufenionisation. 12a. Schnelles Elektron (kinet. Energie) + angeregtes Atom (pot. Energie) - » Elektron (kinet. Energie) + Ion + freies Elektron (pot. Energie). 12b. Lichtquant (Strahlungsenergie) + angeregtes Atom (pot. Energie) —> Ion -I- freies Elektron (pot. Energie + kinet. Energie).

Eine graphische Zusammenstellung dieser Prozesse findet sich unter 1—5 in Abb. 34. Neben diesen einfachsten Fällen tritt bei der Gasentladung eine Reihe komplizierterer Vorgänge auf, an denen außer den oben aufgezählten Primärursachen auch neue, sekundäre Ursachen — angeregte Atome und Ionen — teilnehmen, die sowohl kinetische als auch potentielle Energie besitzen. Bei Zusammenstoß angeregter Atome oder Ionen mit Elektronen oder neutralen Atomen kann ihre potentielle Energie an jene übertragen werden; eine solche Energieübertragung, die, begleitet von einem Übergang des angeregten Atoms

Abb. 35

in den Grundzustand oder auf eine niedrigere Anregungsstufe, eine Änderung der kinetischen oder der potentiellen Energie des Stoßpartners zur Folge hat, wird als Energieübertragung durch S t ö ß e z w e i t e r A r t bezeichnet. Hierzu gehört auch die Übertragung kinetischer und potentieller Energie durch ein schnelles Ion, die mit einer Wiederäüfladung des Atoms verbunden ist. Die Prozesse, die mit Stößen zweiter Art in Verbindung stehen, sind unter 6—10 in Abb. 34 zusammengestellt. 7

.

99

Zur Gruppe der komplizierteren Erscheinungen gehören die S t u f e n - P r o z e s s e . Bei ihnen wird ein bereits angeregtes Atom auf ein noch höheres Energieniveau gehoben oder der Prozeß endet über einen Zwischenzustand der Anregung mit der Ionisation des Atoms. Die Teilchen, die diese Veränderungen bewirken, können neben angeregten Atomen auch freie Elektronen und Lichtquanten sein. Die Energieübertragungsvorgänge, die sich auf diese Erscheinungen beziehen, sind unter 11—12 in Abb. 34 zusammengefaßt. Eine besondere Erscheinung, bei der Wärme entwickelt oder Licht ausgestrahlt wird, ist die R e k o m b i n a t i o n , die in der Wiederherstellung eines neutralen Atoms beim Zusammenstoß eines Ions und eines Elektrons besteht. Zusammen mit den oben angeführten Hauptprozessen, die vorzugsweise im Gasraum vor sich gehen, wird der Durchgang eines elektrischen Stroms durch ein Gas auch von Energieaustauschprozessen in anderen Teilen des Entladungsraums begleitet (an den Elektroden und den Wänden des Glasgefäßes); zu ihnen gehören: Wärmeentwicklung in verschiedenen Teilen der Entladungsapparatur, Elektronenbefreiung durch Aufprall positiver Ionen auf die Kathode, Glühemission von Elektronen, Autoemission und Sekundäremission. Alle diese Vorgänge und ihre Wechselbeziehungen sind in Abb. 35 (Seite 99) schematisch dargestellt. 21. Elastische Zusammenstöße eines Elektrons mit Gasatomen Wenn sich ein Elektron im Gas bewegt, dann erfährt es eine Reihe von Zusammenstößen mit den Gasatomen, bei denen es seine Energie an diese übergibt. Der einfachste Fall der Energieübertragung von dem bewegten Elektron auf ein neutrales Atom ist der e l a s t i s c h e S t o ß eines Atoms mit einem Elektron, das eine geringere Geschwindigkeit besitzt als'zur Anregung oder Ionisation des Atoms notwendig ist. ID diesem Falle wird die Energie des Elektrons ausschließlich zur Erhöhung der kinetischen Energie des Atoms verwendet. Die maximale Energiemenge kann durch einen zentralen Stoß auf das Atom übertragen werden, d. h. wenn die Richtung der Elektronengeschwindigkeit mit der Geraden zusammenfällt, die das Zentrum des Elektrons mit dem des Atoms verbindet. Für einatomige Gase kann unter Benutzung , der Theorie des Stoßes elastischer Kugeln auch die Energiemenge bestimmt werden, die bei einem solchen Stoß vom Elektron auf das Atom übertragen wird. Wenn man die Geschwindigkeiten des Atoms mit der Masse M und des Elektrons mit der Masse me vor dem Stoß mit V bzw. v und nach dem Stoß mit V1 bzw. bezeichnet und zur Vereinfachung V = 0 annimmt, was durch die große Differenz der mittleren Energien des Atoms und des Elektrons gerechtfertigt ist, kann man für die kinetische Energie die Gleichung m mev*_mevl MV\ schreiben und für die Impulse (21,2) 100

me v = me??! + M Vt.

Die Elimination von v l ergibt (21,3)

2mei> M + me'

F,

Wird die kinetische Energie des Atoms nach dem Zusammenstoß durch und die kinetische Energie des Elektrons bis zum Zusammenstoß durch ee gekennzeichnet, so erhält man durch Einsetzen von

in die Gleichung (21,.3) und Auflösung nach eA . (21,4) sowie da M

^

= j £ e =

4¥me _ _ _ _

£ e

=

>i£e)

me ist, als Näherung

(21,4a) Mit Hilfe von (21,4) kann man berechnen, daß beim elastischen Stoß eines Elektrons mit einem Natriumatom das Elektron höchstens J Q Q Q Q seiner Energie verliert und beim Zusammenstoß mit einem Quecksilberatom liegt das Maximum b •

— — 100000' Tatsächlich erhält man bei me = 9 • 10" 28 g, ili Na = 37,63 • 10" 2 4 g und Jli H g = 328,2 • 10- 2 4 g für Natrium 91

_ 4me _ J - Ö ^ O - 2 8 _ ~ M ^ ~ 37,63.10-M-U,y5b

X m a x

für Quecksilber

4m e

4 • 9 • 10~28

ilf Hg

328,2 • 10" 2 4

10

'

1,1-10-5.

Wie oben gezeigt wurde, prallen beim zentralen Stoß Elektron und Atom zusammen, wobei das Elektron einen Energieverlust erleidet und einen gewissen größtmöglichen Teil seiner Energie auf das Atom überträgt. Die Bewegungsrichtung des Elektrons nach dem Stoß ist in diesem Falle seiner Anfangsrichtung genau entgegengesetzt. Die Größe ^ der Geschwindigkeit des Elektrons nach dem Stoß ist leicht aus (21,1) und (21,4) zu berechnen. Indem man diese Gleichungen vereinigt, sie entsprechend umformt und kürzt, erhält man (21,5)

^ y r ^ . ^ E ^ , .

In Wirklichkeit treten jedoch bei den Zusammenstößen der Elektronen Atomen alle möglichen Stoßrichtungen auf, und die mittlere Größe für Energieverlust des Elektrons wird durch einen Koeffizienten x festgelegt ist etwa zweimal kleiner als die Maximalgröße. So kann der mittlere Verlust

mit den und Ase 101

für einen Zusammenstoß bei Einbeziehung aller möglichen Stoßrichtungen ausgedrückt werden durch die Gleichung (21,4b)

T e = x - e ,

=

- 2

Damit werden die Richtungsänderungen der reflektierten Elektronen den komplizierten Gesetzmäßigkeiten untergeordnet, die bei gegebenen Bedingungen in einem bestimmten Medium die „Streuung" bestimmen. Für den Fall, daß sich die Gasatome nicht im Zustand der Ruhe befinden und der MAXWELLschen Geschwindigkeitsverteilung gehorchen, ist die mittlere Energie des Atoms = 3 /2 k i 1 und damit der Energieverlust des Elektrons

( 2 1

, e >

\

e

W e n n die Elektronen ebenfalls eine MAXWELLsche Geschwindigkeitsverteilung haben und die mittlere Energie e,¡" besitzen, gilt

(21,6 a)

8m e / As'e'=-3-M ^ \

— 6

e

Bei Geschwindigkeitsverteilungen, die sich von der MAXWELLschen unterscheiden, ändert sich der Koeffizient 8/3 entsprechend. Die Näherungen (21,4a) und (21,4b) werden nur verwendet, wenn m e M ist, wie das beim Zusammenstoß eines Elektrons mit Gasatomen der Fall ist. Bei Zusammenstößen von Teilchen, die weniger unterschiedliche Massen, m und M besitzen, ist es notwendig, die Ausgangsgleichung (21,4) zu benutzen. So bei der Berechnung des Energieverlustes elastischer Stöße von Ionen, die sich in einem gleichnamigen Gase bewegen (z. B. Ne+ in Ne), wo man mit m fü M rechnen kann. Dann folgt aus (21,4) bei Einbeziehung aller möglichen Stoßrichtungen für den Koeffizienten k in der Gleichung für den Energieverlust angenähert = V 2Ein annähernd gleiches erhält man bei der Bewegung negativer Ionen einatomiger Gase. Abschließend muß bemerkt werden, daß die oben angeführten Gleichungen nur in den Fällen der Wirklichkeit entsprechen, bei denen man die Stöße mit dem Stoß elastischer Kugeln vergleichen kann, wie z. B. bei einatomigen Gasen. Diese Annahme ist jedoch nicht hinreichend streng, wenn es sich um Zusammenstöße geladener Teilchen mit Molekülen zwei-, drei- und mehratomiger Gase handelt, da hier ein Teil der Stoßenergie zur Erhöhung der Rotationsenergie und Kernschwingungsenergie des Moleküls verwendet wird. xcp

22. Unelastische Zusammenstöße eines Elektrons mit Gasatomen W i e Theorie und Experiment zeigen, kann beim Zusammenstoß eines bewegten geladenen Teilchens bekannter Energie mit einem neutralen Atom außer dessen kinetischer Energie auch seine innere Energie geändert werden. Einen solchen

102

Zusammenstoß nennt man u n e l a s t i s c h e n Stoß. Die Änderung der inneren Energie eines neutralen Atoms kann mit einem Übergang in einen angeregten Zustand oder mit Ionisation verbunden sein. Die Planetentheorie (BOHR) charakterisiert die Anregung eines Atoms durch den Übergang eines Valenzelektrons von der Bahn geringster Energie auf ein höheres Niveau, dem gewöhnlich die Ausstrahlung eines Lichtquants bestimmter Frequenz folgt. Bei der Ionisation des Atoms wird entsprechend das Valenzelektron vollständig vom Atom abgetrennt, und das neutrale Atom teilt sich in zwei geladene Teilchen — das positive Ion und das Elektron. Aus (21,4) ist zu entnehmen, daß beim elastischen Zusammenstoß eines Elektrons mit einem Gasatom ein Teil seiner Energie dazu dient, die kinetische Energie des Atoms zu erhöhen. Bewegt sich das gestoßene Atom, so wird auch bei unelastischen Zusammenstößen nicht die ganze Energie des bewegten Teilchens, des Elektrons oder Ions zur Erhöhung der inneren Energie des Atoms benutzt. Schaut man sich den zentralen unelastischen Stoß eines geladenen Teilchens mit einem neutralen Gasatom näher an, dann kann man die Maximalgröße der Energie bestimmen, die unter bestimmten Massen- und Geschwindigkeitsverhältnissen der gestoßenen Teilchen für inneratomare Vorgänge aufgewendet werden kann. Hierfür bezeichnet man die Massen und die Geschwindigkeiten der stoßenden Teilchen wie im vorigen Paragraphen; wird die Gesamtänderung der inneren Energie der Teilchen mit A bezeichnet, so ergibt sich beim unelastischen Stoß bewegter und ruhender Teilchen (V = 0): für die Energiebilanz

für die Impulse (22.2)

mv = mv1 + MV1.

Durch Einsetzen der aus (22,2) bestimmten Größe V1 in (22,1) erhält man Tth ^ 2

(22.3)

mv

= mv\

+

(v — vj*

+ 2A .

Zur Bestimmung der größtmöglichen Änderung der inneren Energie Amax beim dA Zusammenstoß bestimmmen wir die Ableitung und setzen sie gleich Null. Wenn man die Gleichung (22,3) nach vx differenziert, erhält man in2 (22.4)

0

= 2mv1-2

Löst man (22,4) für dA = 0 nach für A: (22 5) >

—

dA (v-v1)+2-£-^

auf, so erhält man als Maximumsbedingung

103

Einsetzen von vx aus (22,5) in (22,3) zeigt, daß die Maximalgröße A bei gegebener Anfangsgeschwindigkeit v des Teilchens (22,6)

A max = ~mv 2 —T~™ = 2 ra + M

e:

M

m + M'

beträgt, wo s = y 2 mvz die ursprüngliche kinetische Energie des stoßenden Teilchens (Elektron oder Ion) ist. Wenn ea¡ ¿ die kritische Energie ist, bei der im allgemeinen eine Änderung des inneren Teilchenzustandes (Anregung oder Ionisation) eintritt, dann kann diese Änderung nur vor sich gehen, wenn M

(22.7)

ist"

Wenn das stoßende Teilchen eine sehr viel kleinere Masse als das gestoßene Teilchen besitzt, (ra M), wie das beim Stoß eines Elektrons mit einem neutralen Atom der Fall ist, dann gibt (22,6): (22.8)

£e^Sa,i

Beim Stoß zwischen einem Ion und einem Gasatom kann man entsprechend m ft¿M annehmen; hierbei ergibt sich als Bedingung für die Möglichkeit einer Änderung der inneren Energie des Teilchens (22,8a)

e^2ea>i.

Beim Stoß zweier Teilchen mit den Massen m und M, die sich mit der relativen Geschwindigkeit v bewegen, ist das durch A bestimmte Ergebnis des Stoßes völlig unabhängig davon, welches der Teilchen in Bewegung und welches in Ruhe ist. Das ergibt sich unmittelbar aus Gleichung (22,6), die in beiden Fällen die gleiche Form hat: 9)

Der Ausdruck mT —

A m

tíí' J Í M

m

_ m-M-v* _ mr • v2 » ~ 2 (m + J f j • von

8 e S e ^ e n e r Relativgeschwindigkeit v die

Größe abhängt, wird als „reduzierte Masse" der stoßenden Teilchen bezeichnet. Besitzen beide stoßenden Teilchen die Fähigkeit, ihre innere Energie zu ändern und genügt Amax für den Übergang eines jeden in einen neuen Zustand, dann besitzt das Teilchen mit der geringeren zur Anregung bzw. Ionisation notwendigen Energie e 0 i i , die größte Wahrscheinlichkeit die Energie A ^ x für einen derartigen Übergang zu verwenden. a) A n r e g u n g des Atoms. Die Existenz derartiger kritischer Minimalenergien eines Elektrons, die, auf ein neutrales Atom übertragen, dieses in einen Anregungszustand bringen, kann experimentell durch den Versuch von F R A N C K und H E R T Z nachgewiesen werden. Dieser Versuch ermöglicht es, auch die Größe des kritischen Potentials zu bestimmen. Die Methode von F R A N C K und H E R T Z besteht im wesentlichen darin, den Strom zu messen, dei durch Elektronen getragen wird, 104

die sich unter dem Einfluß eines elektrischen Feldes in einem bestimmten Gas bewegen. Die Elektronenquelle, eine Glühkathode K (Abb. 36), ist in der Mitte einer flachen Scheibe angeordnet, die zusammen mit der Kathode gewährleistet, daß ein homogenes elektrisches Feld entsteht (Abb. 36 a). Auf eine andere Elektrode, ein ebenes Gitter C, wird während des Versuchs ein bestimmtes konstantes Potential V gegeben. Hinter diesem befindet sich die Anode, die mit dem Galvanometer G verbunden i s t, mit dem man die Stärke des Stroms mißt, der von den durch das Gitter C dringenden Elektronen übertragen wird. An die Anode wird ein kleines gegen das Gitter C negatives Potential V3 gelegt (etwa 0,5 V), das im Räume zwischen C und A ein schwaches, entgegengesetzt wirkendes Feld hervorruft! Die Elektronen, die durch das Gitterfeld beschleunigt werden, können bei allmählicher Erhöhung des Potentials V zur Anode hingelangen, wenn ihre kinetische Energie ausreicht, um das Potential Abb. 36 V3 zu überwinden. Das geschieht bei elastischen Stößen der Elektronen mit Gasatomen, bei denen der Energieverlust der Elektronen unbedeutend ist. Wird das Potential V3 langsam erhöht so kann man für die stoßenden Elektronen eine Geschwindigkeit finden, bei der ihre ganze kinetische Energie zur Erhöhung der inneren Energie der Gasatome aufgewendet wird; ein großer Teil der Elektronen gelangt nicht zur Anode A. Wenn man den Galvanometerstrom IB in Abhängigkeit von der Größe des Potentials V aufträgt, dann werden das kritische Potential Vkr und vielfache von ihm in dem Diagramm durch schroffes Abfallen des Galvanometerstroms I g gekennzeichnet. Das erkennt man leicht aus dem Diagramm (Abb. 37), daß die kritischen Potentiale von Quecksilberdampf gibt. Eine wichtige Verbesserung dieser Methode ist die Einführung eines zweiten Gitters Clt das die Elektronen im Baum zwischen K und C1 beschleunigt, was die Wahrscheinlichkeit unelastischer Zusammenstöße vergrößert und zur Erhöhung der Empfindlichkeit dieser Methode führt (Abb. 36 b). Man kann auch die kritischen Anregungsspannungen, die von der Emission einer Spektrallinie 105

bestimmter Wellenlänge begleitet werden, auf optischem Wege mit Hilfe folgender Überlegung ermitteln. Da die Energie eines Elektrons, das die Potentialdifferenz V durchlaufen hat, mit der Energie des ausgestrahlten Quants durch die Gleichung (22.10)

Fe = h j> =

ho A

verbunden ist, erhalten wir durch Einsetzen der Größen e, h und c in den entsprechenden Einheiten .„_ . , , (22.11)

„ h•c 6,547 • 10- 3 4 • 3 • 10 1 0 F[VoIt] = =- • 1,59- lO" 19 • A(cmT~ =

12 340 •

Unter Verwendung der Gleichung (22,11) kann man auch die Wellenlängen derjenigen Spektrallinien bestimmen, die der kleinsten kritischen Spannung entspricht. Diese Minimal- oder „Resonanzspannungen" Va und die Wellenlängen l a der ihnen entsprechenden Linien sind in den Spalten 1 und 2 der Tabelle 9 angegeben.

Tabelle 9 Va, V

h, Â

Vm, V

Fi, V

Helium Neon Argon Krypton Xenon Lithium Natrium Kalium Rubidium Caesium

20,86-f-21,12 16,62-^16,79 11,56—11,77 9,98-HO,59 8,399,52

592-H584 743-^736 1067-M048 1236^-1165 1469-^1295

19,72-^20,51 16,57-^16,66 11,49-Ml,66 9,86 H-10,51 8,28 -r 9,40

1,84 2,1 1,60-H,61 1,55-M,58 1,38^-1,45

6708 5896-^5890 7699-^7665 7948 -f-7800 8944-^8521

24,47 21,47 15,69 13,94 12,08 5,37 5,12 4,32 4,16 3,87

Magnesium Barium

2,70-^4,33 1,56-^2,23

4571-^2852 7914-7-5536

2,70 1,11-rl,41

7,61 5,19

Zink Kadmium Quecksilber

4,01 -h5,77 3,78-^5,39 4,86-^6,67

3076-^2139 3261H-2289 2537-^1850

3,99-^4,01 3,71-^3,93 4,66-^5,43

9,36 8,96 10,38

10,15

1216

Wasserstoff-Atom . Wasserstoff-Molekül Stickstoff Stickstoff-Molekül . Sauerstoff Kohlendioxyd Kohlenmonoxyd .

. . . . . . . .

—

10,3^-10,6 —

6,1 7,9 6,0

— —

— — —

— —

2,37 -r3,56

—

—

—

—

—

—

—

—

13,54 15,4 14,49 15,8 14,2 14,3 14,2

Aus der Theorie der Spektren ist bekannt, daß die mit der Anregung des Atoms verbundenen Elektronenübergänge auf höhere Niveaus speziellen Quanten106

bedingungen und Auswahlregeln gehorchen. Bei der Anregung eines Atoms durch Zusammenstoß mit einem im elektrischen Felde bewegten Elektron wird die Zahl der angeregten Atome durch einige Zusatzbedingungen bestimmt. In diesem Falle beginnt der Anregungsprozeß, sobald die Energie der durch das elektrische Feld beschleunigten Elektronen die in Spalte 1 der Tabelle 9 angegebenen kritischen Größen erreicht. Der Anregungszustand wird stationär, wenn die mittlere kinetische Energie der Elektronen und die Anregungsenergie des Atoms gleich werden. Für eine gegebene mittlere kinetische Energie der Elektronen in stark verdünnten Gasen und bei kleinen Stromdichten ist die Wahrscheinlichkeit von Anregungsakten proportional dem Produkt aus der Elektronenkonzentration und der Konzentration neutraler Atome. DiesesProdukt bestimmt die Stoßzahl: Abb. 38 Bei höheren Drucken und Stromdichten wird infolge sekundärer Stufenprozesse die Proportionalität zwischen der Zahl der Anregungsakte und dem Produkt aus Elektronen- und Atomkonzentration gestört und macht einer komplizierteren Abhängigkeit Platz. Der Stoß eines Elektrons, das genügend Energie besitzt, um ein bestimmtes Niveau anzuregen, führt jedoch nicht immer zu einer Erhöhung der inneren Energie des Atoms. Infolgedessen ist die relative Anzahl der angeregten Atome gewöhnlich ziemlich klein. Sie ist abhängig von den Eigenschaften des anzuregenden Gases, von der Energie der Anregungsniveaus und von der Geschwindigkeit der bewegten Elektronen, die den besagten Vorgang hervorrufen. Die Abhängigkeit der Anregungswahrscheinlichkeit für ein bestimmtes Niveau, von der Energie der Relativbewegung der in Wechselwirkung tretenden Teilchen, des Elektrons und des Atoms, bezeichnet man als „Anregungsfunktion". Oft wird statt dessen die Anregungsfunktion durch die Abhängigkeit der Wirkungsquerschnitte der Atome für den vorliegenden Prozeß von der Teilchenenergie charakterisiert. In Anbetracht der — gegenüber dem Elektron — geringen Geschwindigkeit des Atoms wird gewöhnlich die Energie der Relativbewegung des Elektrons und des Atoms durch die kinetische Energie der Elektronenbewegung ersetzt, die man in Elektronenvolt ausdrückt. Anregungsfunktionen für vier Heliumlinien sind in Abb. 38 angegeben. Experimente zeigen, daß 'die Anregungswahrscheinlichkeit in den meisten Fällen ziemlich klein ist (für Edelgase — Bruchteile eines Prozents bzw. einige Prozent), nur manchmal erreicht sie höhere Werte. Von diesen selten günstigen Anregungsfällen müssen wir die Resonanzanregung von Natrium hervorheben. Bei einem Dampfdruck von 0,005 torr und einer Stromdichte von 0,005 A /cm2 werden bei Natrium bis zu 95 °/0 der Elektronenenergie in Strahlungsenergie umgewandelt. Bei höheren Drucken und Stromdichten verringert sich infolge des 107

Auftretens sekundärer Stufenprozesse die Intensität der Resonanzlinien auf Kosten der Anregung höherer Niveaus und des Überganges der Atome in den ionisierten Zustand. Die Emission der Resonanzlinien spielt bei der Erhöhung der Lichtausbeute von Gasentladungen eine große Rolle, besonders dann, wenn die Wellenlänge der Resonanzlinien in der Nähe der Wellenlänge der maximalen Außenempfindlichkeit liegt, wie das bei der Lichtemission von Natriumdämpfen der Fall ist; die Lichtausbeute erreicht hier sehr hohe Werte. In den meisten Fällen folgt der Anregung des Atoms spontan der Übergang in den Grundzustand oder auf ein niedrigeres Anregungsniveau. Er ist mit der Emission einer Spektrallinie in diesem oder jenem Spektralgebiet verbunden. Dann ist die Aufenthaltsdauer des Atoms im angeregten Zustand nur sehr klein — sie beträgt ungefähr 10~8 sec. Jedoch existiert ein gewisser Anregungszustand des Atoms, der „metastabile" Zustand, der sich dadurch auszeichnet, daß der Ubergang des Elektrons in den Grundzustand oder auf ein anderes Energieniveau nicht spontan vor sich gehen kann, sondern nur durch Einwirkung äußerer Ursachen, z. B. durch Stöße eines anderen Atoms, Ions oder Elektrons. Im Gegensatz zum Normalfall der Anregung eines Atoms, bei dem die Emission eines Lichtquants beim Übergang in den Grundzustand oder auf ein niedrigeres Anregungsniveau erfolgt, wird der erzwungene Übergang des metastabilen Atoms in einen neuen Zustand begleitet von einem Energieaustausch dieses Atoms mit einem anderen Teilchen, ohne daß Energie in Form eines Liohtquants emittiert wird. Derartige Stöße heißen Stöße zweiter Art. Als Beispiel für einen metastabilen Zustand auf dem niedrigsten, Quasi-Resonanzniveau kann der Zustand des; Quecksilberatoms dienen, der der Anregungsspannung von 4,66 V entspricht. Ihm müßte eine Spektrallinie der Wellenlänge X — 2656 A zugeordnet sein. Sie fehlt jedoch im Quecksilberspektrum. Die Anregungsspannungen der metastabilen Niveaus anderer Elemente sind in Spalte 3 der Tabelle 9 angegeben. Da die Faktoren, die das Atom aus seinem metastabilen Zustand herausbringen, zufällig wirken, ist die mittlere Verweildauer in einem solchen Zustand naturgemäß bei weitem größer als bei normaler Anregung. Sie hängt ab von der Gasdichte, von der Konzentration der geladenen Teilchen im vorliegenden Gas und von den Gefäßdimensionen; so beträgt die mittlere Lebensdauer eines metastabilen Quecksilberatoms bei einem Dampfdruck von 0,001 torr größenordnungsmäßig 10~ 3 sec. In einigen Fällen ist die Verweildauer der metastabilen Atome im Anregungszustand (10 - 2 —10 - 3 sec gegenüber 10 - 8 sec für die' normale Anregung) ein sehr wichtiger Faktor bei der Anwendung der Metastabilität in sekundären Stufenprozessen. b) I o n i s a t i o n . Bei gewissen Werten der einem neutralen Atom oder Molekül von außen zugeführten Energie kann die Änderung der inneren Energie zur Ionisation führen. Sie besteht in der Spaltung des neutralen Teilchens in ein positives Ion und ein Elektron. Die Minimalenergie, die notwendig ist, um ein 108

Teilchen eines bestimmten Stoffes zu ionisieren, wird durch eine neue kritische Größe, seine Ionisierungsspannung gegeben. Die Ionisierungsspannungen verschiedener Elemente und einiger Verbindungen sind in der letzten Spalte der Tabelle 9 aufgeführt. Analog der Anregung hängt auch bei der Ionisation der Atome und Moleküle durch Stöße geladener Teilchen die relative Zahl der Ionisationsakte oder deren Wahrscheinlichkeit in bestimmter Weise von der Energie des stoßenden Teilchens ab. Diese Abhängigkeit nennt man Ionisierungsfunktion. Die Ionisierungsfunktion kann auch durch die Abhängigkeit des Wirkungsquerschnitts der Teilchen für den gegebenen Vorgang von der Elektronenenergie (in Elektronenvolt) ausgedrückt werden. Ionisierungsfunktionen für verschiedene Gase sind in Abb. 39 dargestellt. Man muß darauf hinweisen, daß sich für ein und dieselbe Elektronenenergie die Ionisierungsfunktion und die Anregungsfunktion voneinander unterscheiden. Die Ionenausbeute ist für die Mehrzahl der Gase kleiner als die Ausbeute an angeregten Atomen bei derselben Elektronenenergie. Nur bei den Edelgasen stellt man das Umgekehrte fest. Dank dieser Tatsache zeichnen sich die Edelgase durch eine niedrige Zündspannung aus. Außerdem unterscheidet sich auch der Verlauf beider Funktionen selbst. Das findet 50 100 ISO 200 210 MO 3S0 tV seinen Ausdruck in der relativen Verschiebung des Funktionsmaximums. Diese Umstände spielen Abb. 39 eine große Rolle bei der Wahl des Betriebszustandes einer Gasentladung in Gasentladungslampen. Manchmal, insbesondere bei der Darstellung experimenteller Ergebnisse wird die Wirksamkeit der einzelnen Prozesse, die infolge Stoß von Gasatomen und Molekülen mit einem Elektron in Erscheinung treten durch die Größe Qa, die „Ausbeute" des jeweiligen Prozesses bestimmt, deren physikalische Bedeutung aus der Gleichung (22,12)

V o -

P o 'da

erklärt werden kann, hierbei sind: j>0 — der Gasdruck bezogen auf 0° C, in torr und dN„ — die Zahl der Prozesse a, die sich in dem Intervall ds des Elektronenweges abspielen, ds wird durch die Bedingung ds Xe bestimmt. Solche Prozesse können sein: Anregung von Elektronenniveaus a„, Ionisation i, elastische Stöße e, Anregung der Schwingungsniveaus v in zwei- und mehratomigen Molekülen usw. Der-Gesamteffekt aller derartigen Stöße wird durch die Summe der Ausbeuten ZQ bestimmt. Ihre Beziehung zur mittleren Ireien Elektronenweglänge kann 109

ausgedrückt werden durch Gleichung

Ae=

(22,13) 2fi

¡

1

(0

Po

IQ.

Man kann anmerken, daß die Wahrscheinlichkeit wa eines Stoßes, der vom Prozeß a begleitet wird

/

V

fnri

V

1

/ /

Ar

/

/

0

-

J V »L

t-

!

/

u ItaT1 ' ü ^"itv

1

/

/

n,

(22,14)

£0

¡

/

K'

Abb

/

Hl lo

t.

a. 40

W" =

lt>

beträgt"

Der Wirkungsquerschnitt pro cm3 bei einem Druck p0 = 1 torr beträgt Qa cm2 und entsprechend für ein Molekül 0,283 • 10-16 X Qa cm2. Die Abhängigkeit der Größen Qa, Q{ und ZQ von der Elektronenenergie sind für He, Ne, Ar und H 2 in Abb. 40 dargestellt.

23. Sekundäre Elementarprozesse im Gas Gleichzeitig mit den primären Wechselwirkungen zwischen Elektron und neutralem Atom, die zur Anregung und Ionisation, aber auch zur Erhöhung des Wärmeinhalts des Gases führen, kommt in einer Gasentladung auch eine Keihe verwickelter — Sekundärprozesse vor, die mit jenen energetischen Faktoren zusammenhängen. Die Hauptursache für die Änderung der kinetischen und potentiellen Energie eines Atoms ist der Zusammenstoß eines neutralen Atoms mit einem im elektrischen Felde bewegten Elektron. Jedoch kann man unter gewissen Bedingungen eine ähnliche Wirkung auch durch Zusammenstoß eines Atoms mit genügend schnellen schweren Teilchen, Ionen und neutralen Atomen, durch Einwirkung von Energiequanten auf das Atom und schließlich durch Übertragung der potentiellen Energie der angeregten Atome auf die am Prozeß teilnehmenden Teilchen. Die Wechselwirkung zwischen angeregten Atomen und anderen Teilchen kann unter günstigen Bedingungen auch zum Auftreten von S t u f e n p r o z e s s e n führen, für die der Ubergang in ein höheres Energieniveau über einen angeregten Zwischenzustand charakteristisch ist. Der Endzustand des Atoms kann in diesem Falle sowohl ein Anregungs- als auch ein Ionisationszustand sein. a) S t o ß zwischen A t o m und Ionen. Der Übergang eines neutralen Atoms in einen Anregungs- und Ionisationszustand bei dem Stoß eines Atoms oder Ions, das sich im elektrischen Felde bewegt, wird durch folgende Besonderheiten ausgezeichnet. Dadurch, daß die Ionenmasse die gleiche Größenordnung hat wie die Atommasse, wird entsprechend den Ableitungen in § 21 und § 22, beim Stoß

110

dieser Teilchen ein bedeutender Teil der kinetischen Energie ihrer Relativbewegung zwischen den Stoßpartnern ausgetauscht und zur Änderung ihrer Geschwindigkeiten verwendet. Deshalb ist der Energieanteil, der zur Änderung der inneren Energie des Atoms aufgewendet werden kann, ziemlich klein und die Wahrscheinlichkeit für den Übergang des Atoms in einen Anregungs- oder Ionisationszustand ist unbedeutend. Wie das Experiment zeigt, ist das bis zu ziemlich hohen Ionengeschwindigkeiten der Fall. Es kann auch dadurch erklärt werden, daß die Erhöhung der kinetischen Energie des Atoms bei seinem Stoß mit dem schnellen Ion gewöhnlich mit einer Neutralisation des Ions verbunden ist (Fall 10, Abb. 34). Zum Unterschied von elastischen Stößen durchläuft das Atom in diesem Falle ein Ionisationsstadium, in dem ein Atomelektron an das schnelle Ion angelagert wird und ein schnelles Atom und ein langsames Ion entstehen. Deshalb hat der Stoß zwischen Atom und Ion in diesem Fall eine Vergrößerung der Geschwindigkeit oder eine Erhöhung der Gastemperatur zur Folge. b) T h e r m i s c h e A n r e g u n g u n d I o n i s a t i o n . In gewissen Fällen wird die Gasentladung von einer großen Wärmeentwicklung begleitet und die Energie der Wärmebewegung der Gasatome wird so groß, daß diese zur Anregung und Ionisation der mit solchen schnellen Teilchen zusammenstoßenden Atome fähig sind. Indem man (18,10) und die Größen der Anregungs- und Ionisationsspannungen für verschiedene Elemente aus Tab. 9 verwendet, kann man die Temperatur der Teilchen bestimmen, bei der ihre kinetische Energie gleich der Anregungs- oder Ionisierungsenergie des Atoms eines bestimmten Elementes wird. Eine solche Rechnung zeigt, daß sogar für Cäsium, das eine sehr kleine Anregungs- und Ionisierungsspannung besitzt (Va = 1,38 V und = 3,87 V) diese Temperaturen Ta = 7750 • 1,38 = 10700° K bzw. T< = 7750 • 3,87 = 3000° K sind. Jedoch ist, wie Gleichung (22,8) zeigt, unter besonders günstigen Bedingungen (zentraler Stoß) eine Übertragung der Anregungs- und Ionisationsenergie des Atoms nur dann möglich, wenn die Energie der Relativbewegung der stoßenden Teilchen gleich der zweifachen Anregungs- oder Ionisationsenergie ist. Die Wahrscheinlichkeit einer solchen Übertragung kann aus statistischen Überlegungen bestimmt werden. Das Experiment zeigt, daß bei den höchsten im Laboratorium erreichten Temperaturen nur die Dämpfe der Alkalimetalle eine merkliche Ionisation aufweisen. Diese besitzen eine niedrige Ionisierungsspannung. Eine Ausnahme bildet die Ionisation von Atomen an Elektrodenoberflächen (Anode), bei der zusammen mit der Wirkung anderer Faktoren, die Ionisation bei niedrigen Temperaturen vor sich gehen kann. Im thermischen Gleichgewicht kann die Ionenkonzentration und die Konzentration der Angeregten nicht durch Untersuchung inneratomarer Vorgänge, sondern nur auf Grund statistischer Beziehungen berechnet werden. Die Konzentration wa(e) der Atome (pro 1 cm3), die die Anregungsenergie ea = eVa besitzen, kann nach der BoLTZMANNschen Gleichung berechnet werden (23,1)

~

Wo(«) =««(») e

JjJT

>

111

wobei m

o(n) — die Konzentration der Atome im neutralen Grundzustand, k = die BoLTZMANNsche Konstante (k = 1,37 • 10 - 1 6 erg/° C) ist. Zwischen den Konzentrationen der angeregten und neutralen Atome besteht die Beziehung (23,2)

n

=

a W

n —

n

a ( e )

,

wo n die Gesamtzahl der Atome im cm3 Gas ist. Da die. Gastemperatur in der Entladung gewöhnlich niedrig ist, bleibt das Verhältnis

meist klein und man kann für na ,n) — n — na(t) den einfacheren

Ausdruck na^n) = n setzen. Für Atome, deren Spektren eine Multiplettstruktur besitzen, muß die Gleichung auf der rechten Seite den Faktor

g =

9e —

n

y

erhalten, in dem g und on stischen Gewichte des angeregten bzw. des neutralen Atoms sind. In diesen! Falle erhält Gleichung (23,1) die Form (23,3)

na

( e )

=

a ( n

e

ge

gn

die Stati-

'a "k T

Für die meisten Berechnungen kann g = — gleich eins gesetzt werden. 9n

Die Ionisation ist eine Dissoziation des Atoms in ein Ion und ein Elektron, und 7t'

der Ionisationsgrad a = — kann aus der Bedingung für das Gleichgewicht 7t

zwischen Elektronen, Ionen und neutralen Atomen mit Hilfe der Gleichung a

(23.4)

2

T=^

n = = C

'

berechnet werden, wo C eine gewisse Funktion der absoluten Gastemperatur T(°K) ist, die die Ionisierungsenergie ei = e Fj im Exponenten

enthält.

Die Funktion C wird durch die SAHA-Gleichung dargestellt: (23.5)

* »= 1 — er

2h 3

T'l> r ^

= A • ru

r - .

Wenn man den Ionisationsgrad durch die Konzentration der ionisierten und eutralen Atom« neutralen Atome a = - - ausdrückt, erhält man nach Einsetzen der Zahlenwerte 7t

für n e , k und h •2

(23,6) 112

"±

- r - ^ = °'97 •1016 71

—

Tlf

T%e

kT

(cm_3) •

Aus dieser Gleichung kann man die Konzentration der Ionen als Funktion von T erhalten. Mit Hilfe der SAHA-Gleichung kann die Konzentration auch als Funktion des Gesamtdrucks p dargestellt werden; dafür genügt es, aus der Gleichung p = n • k • T, n auszurechnen und die erhaltene Größe n — pfkT in (23,5) einzusetzen : (23.7)

^—ip

T

1 — a2

= AiT'l*e

i T

.

Gibt man den Druck p in bar an, so folgt nach Einsetzen der Zahlenwerte: (23,7a)

2

- i L . p = 1,33 The 1 — az

-

H

kT.

Da der Grad der thermischen Ionisation in einer Gasentladung die Größenordnung 10~3 besitzt und bei hohen Temperaturen und Drucken (z. B . in einer Quecksilberentladung bei p — 1 at und T m — 6300° K) sogar nur den Wert a tm 0,5 erreicht, kann man, da a,2 < 1 ist, die Gleichungen (23,5) und 23,7 a) vereinfachen: (23,5 a) und

a2re = 0,97-10 1 6 r/°e

(23,7 b)

a 2p = 1,33 • Te'l'e

_ H

c) A n r e g u n g und I o n i s a t i o n d u r c h E i n w i r k u n g von S t r a h l u n g s energie. Infolge der Anregung von Atomen durch Elektronenstöße und andere Faktoren entstehen im Gas neue Teilchen für den Energieaustausch — Lichtquanten verschiedener Frequenzen. Die einfachste Art der Einwirkung von Energiequanten auf einen Stoff ist die Umwandlung ihrer Energie in kinetische Energie der Teilchen. Diese absorbieren das Licht und die Energie tritt in Form von Wärme im Gasraum oder auf der Oberfläche fester Körper in Erscheinung. Unter gewissen Bedingungen kann die Energie der Lichtquanten jedoch auch eine Änderung der inneren Energie der Atome eines Stoffes hervorrufen. Diese äußert sich als eine der verschiedenen Anregungsarten oder als Ionisation der Atome bei Lichtabsorption. Eine notwendige Bedingung für die Anregung eines Gasatoms durch Einwirkung eines Energiequants ist es, daß die Energie des Quants mit der Anregungsenergie eines bestimmten Niveaus übereinstimmt. Analytisch wird das durch die bekannte Frequenzbedingung ausgedrückt (23.8)

Eq

= h* = W2 -

Wx.

Die Möglichkeit, ein Atom durch Energiequanten bestimmter Frequenz anzuregen, die genau der Energie eines bestimmten Überganges entspricht, wird 8 Iwanow, elektrische Lichtquellen

113

experimentell z. B. durch die Anregung der Resonanzlinie des Quecksilbers X — 2536 A bei Bestrahlung von Quecksilberdämpfen mit En'ergiequanten genau derselben Wellenlänge erhärtet. Die Bedingungen für die Ionisation eines Atoms durch ein Energiequant sind weniger streng: hier ist es nur notwendig, daß die Energie des Quants gleich der Ionisierungsenergie des Atoms oder größer als diese ist: (23,9)

et = h » ^ V f i .

Wenn die Quantenenergie größer ist als die Ionisierungsenergie des Atoms, geht der Energieüberschuß des Lichtquants in kinetische Energie des vom Atom abgetrennten Elektrons über. Berechnet man mit Gleichung (22,11) die Wellenlänge der Strahlung, die die Atome verschiedener Elemente (ihre Ionisierungsspannungen sind in Tabelle 9 angegeben) zu ionisieren vermögen, kann man feststellen, daß sogar Cäsium, das eine sehr kleine Ionisierungsspannung V{ = 3,87 V besitzt, nur durch Licht einer maximalen Wellenlänge X = 3184 Ä ionisiert werden kann, d. h. durch Strahlen, die im ultravioletten oder in einem noch kurzwelligeren Spektralbereich liegen. Nichtsdestoweniger spielt die Einwirkung von Energiequanten auf Gasatome auf GrUnd der gemeinsamen Wirkung der sog. Resonanzstrahlungsdiffusion und einiger Sekundärprozesse in der Gasentladung eine wesentliche Rolle. Diese Erscheinung besteht in folgendem. Ein Energiequant der Resonanzstrahlung, das durch einen der bereits oben beschriebenen Faktoren erhalten wird, kann bei seinem Durchgang durch einen mit Gasatomen gefüllten Raum von diesen absorbiert werden, das ist verbunden mit einer Anregung bis gerade zum Resonanzniveau und nachfolgender abermaligen Emission von Resonanzstrahlung. Solch ein wiederholtes Absorbieren und Emittieren von Resonanzstrahlung, wobei diese sich im Gas ausbreitet, heißt „Resonanzstrahlungsdiffusion". Wegen der großen Wahrscheinlichkeit des Primärprozesses der Resonanzanregung (kleine Anregungsspaxmung und relativ hohe Konzentration angeregter Neutralatome) kann die Zahl solcher aufeinanderfolgender Absorptions- und Emissionsvorgänge sehr groß sein. Sie hängt überdies von der Dichte und dem Gasvolumen ab. Infolgedessen erhöht sich die Wahrscheinlichkeit von Stufenprozessen, die zur Anregung höherer Niveaus und zur Vergrößerung der Ionisation führen. d) E n e r g i e ü b e r t r a g u n g bei S t ö ß e n zweiter Art. Wie schon früher gezeigt wurde, können die kinetische Energie der verschiedenen Teilchen und auch die innere Energie der Atome vergrößert werden durch Stoß eines anderen angeregten Atoms auf Kosten von dessen potentieller Energie. Teilchen, die diese Vergrößerungen hervorrufen, können sowohl Atome im Grundzustand als auch metastabil angeregte Atome sein. Die Wahrscheinlichkeit für die Energieübertragung durch das angeregte Atom hängt vom Verhältnis der Verweildauer des Atoms im angeregten Zustand und von der mittleren Dauer zwischen zwei Zusammenstößen der gegebenen Teilchen ab. Entsprechend ist der Gesamteffekt der Stöße zweiter Art von der Konzentration der angeregten Atome und vom 114

Niveau potentieller Energie, über das sie verfügen, und auch von der für die bestimmte Änderung notwendige Energie abhängig. Die einfachsten Fälle von Stößen zweiter Art sind Stöße zwischen angeregten Atomen und neutralen Atomen und Elektronen, die mit einem Ubergang des angeregten Atoms in den Grundzustand und einer Vergrößerung der kinetischen Energie der Stoßpartner enden. Sind die am Energieaustausch beteiligten Atome auf höhere Niveaus angeregt und sind unter ihnen andere Atome mit niedrigeren Anregungs- oder Ionisationsspannungen, so ändert sich deren innere Energie beim Übergang in den entsprechenden Zustand. Bei der Übertragung der Energie eines angeregten Atoms auf ein neutrales Atom besitzen in der Regel die Atome eine größere Anregungswahrscheinlichkeit oder Ionisationswahrscheinlichkeit, bei denen Energiesprünge nahe dem vom angeregten Atom abgegebenen Energieniveau möglich sind. Als Beispiel solch einer Energieumwandlung kann man die Verwendung der metastabilen Neonniveaus zur Anregung des Magnesiumatoms oder zur Ionisation von Argonatomen anführen (Fall 8 und 9, Abb. 34). Die Anregung und Ionisation mit Hilfe der Metastabilen des Neons wird auch in einer Reihe anderer Fälle bei der Anwendung der Gasentladung zur Lichterzeugung benutzt. Auf Stößen zweiter Art beruht auch die Verwendung der inneren Energie des Ions zur Beschleunigung eines Atoms (Fall 10, Abb. 34). e) Stufenprozesse. Die stufenweisen Anregungs- und Ionisationsvorgänge besitzen eine große Bedeutung bei großen Gasdichten und großen Konzentrationen der aktiv an diesen Prozessen beteiligten Teilchen. Wie bekannt ist, sind das: geladene Teilchen, Lichtquanten und Atome in verschiedenen Zuständen. Bei Stufenprozessen spielen insbesondere metastabil angeregte Atome eine große Rolle. Die stufenweise Anregung eines Atoms ist in diesem Falle kompliziert; in den einzelnen Stufen können verschiedene Partikel in unterschiedlicher Reihenfolge beteiligt sein. Infolgedessen vergrößert sich die Mannigfaltigkeit und Intensität der Spektrallinien, die für das gegebene Atom möglich sind. Als letztes Stadium der stufenweisen Anregung kann auch die Ionisation eines Atoms auftreten. Dadurch wird die Konzentration der geladenen Teilchen erhöht. f) R e k o m b i n a t i o n im Gas. Als Rekombination bezeichnet man die Wiederherstellung eines neutralen Atoms bei der Wiedervereinigung eines Elektrons mit einem positiven Ion. Dieser Prozeß kann sowohl im Gas vor sich gehen als auch an der Oberfläche fester Körper, die sich im Gas befinden. Bei geringen Stromdichten und großer Elektronengeschwindigkeit ist die Rekombination im Gas nur selten zu beobachten. Bei hohen Stromdichten und großen Gasdrucken steigt jedoch die Wahrscheinlichkeit für diesen Prozeß und die mit ihm verbundenen Erscheinungen. Da der Prozeß die Umkehrung der Ionisation darstellt, wird bei der Rekombination die potentielle Energie frei, die zur Bildung des Ions aufgewendet wurde. Sie beträgt eV{. Eine Rekombination, bei der kinetische Energie an ein Elektron abgegeben wird, kann durch einen sogenannten Dreierstoß erfolgen, an dem ein Ion und zwei langsame Elektronen beteiligt sind. Die Rekombination erfolgt hier strahlungslos, durch Bildung eines neutralen Atoms, wobei sich die potentielle Energie des Ions in kinetische Energie des zweiten 8*

115

Elektrons verwandelt. Wenn im Augenblick des Zusammenstoßes von Ion und Elektron in der Nähe kein Teilchen ist, auf das die hierbei freiwerdende Energie übertragen werden kann, entsteht bei der Rekombination ein Energiequant entsprechender Frequenz. Diese kann aus Gleichung (23,10)

h

bestimmt werden, wobei

+

m i1" g die kinetische Energie der Relativbewegung von

Elektron und Ion vor dem Stoß ist. Gleichung (23,10) entspricht dem Fall einer völligen Umwandlung der kinetischen und potentiellen Energie des Ions und Elektrons in ein Energiequant. Er kann nur bei der unmittelbaren Bildung eines neutralen, ruhenden Atoms eintreten. Bei verschiedenen Geschwindigkeiten v& entsteht dadurch der Teil des kontinuierlichen Spektrums, der jenseits der kurzwelligen Seriengrenze liegt (Grenzkontinuum). Die Anlagerung des Elektrons im Augenblick des Stoßes ist ebenfalls von der Emission einzelner Linien begleitet. Die gesamte Strahlung bildet in diesem Falle das Rekombinationsspektrum. 24. Elementarprozesse an den Elektroden und den Wänden des Gasentladungsgefäßes Der Umstand, daß verschiedenartige materielle Teilchen vorkommen, die kinetische und. potentielle Energie besitzen, ruft auch eine Reihe von Energieaustauschprozessen zwischen diesen Teilchen und den Festkörperoberflächen im Gasentladungsraum hervor. Solche Oberflächen sind in erster Linie die Elektroden des Gasentladungsgerätes, Kathode und Anode, und die den Gasentladungsraum begrenzenden Wände des Glasgefäßes. Aus der oben vorgenommenen Gliederung der Elementarprozesse, die im Gasentladungsraum vor sich gehen, kann man sehen, daß geladene Teilchen, Lichtquanten und auch angeregte und neutrale Gasatome und -moleküle am Energieaustausch teilnehmen. Die Wirkung dieser Teilchen auf die Elektroden und die Wände des Gasentladungsgerätes macht sich insbesondere durch Temperaturänderung und durch die Bildung elektrischer Ladungen an den Wänden und auf den Elektroden bemerkbar. Außerdem wird sie von einer Befreiung oder Emission freier geladener Teilchen in den Gasentladungsraum begleitet. Die Emission geladener Teilchen von den Elektroden — besonders der Elektronen von der Kathode — spielt eine entscheidende Rolle für die Entstehung und Aufrechterhaltung der Entladung. Emittiert die Kathode Elektronen, so ist sie die Hauptquelle der Primärelektronen, durch deren Wirkung sich schließlich alle übrigen an der Gasentladung beteiligten Prozesse entwickeln. Je nach der Art der wirkenden Teilchen unterscheidet man verschiedene Formen der Elektronenemission. Sie wurden bereits in Abb. 35 aufgezählt und weiter unten behandelt. 116

Die Hauptfaktoren, durch die an den Elektroden Wärme entwickelt und elektrische Ladungen erzeugt werden, sind die kinetische Energie der geladenen Teilchen — der Elektronen an der Anode und der Ionen an der Kathode — die durch das elektrische Feld in der Nähe der Elektroden beschleunigt werden. Auch daß ihre potentielle Energie frei wird, ist ein wichtiger Faktor. Derartige Energien sind die Ionisierungsenergie e F ; des Ions bei seiner Rekombination an der Kathode und die Austrittsarbeit eF des Elektrons, die bei seiner Absorption durch das Anodenmaterial zurückgegeben wird. Unter der Annahme, daß das elektrische Feld, von dem die Geschwindigkeit der geladenen Teilchen vor ihrem Stoß auf die Elektrode abhängt, durch die Größen F k und F a , den Spannungsabfall an der Kathode und an der Anode festgelegt wird, kann man die Energie, die durch die geladenen Teilchen in 1 sec auf 1 cm 2 Elektrodenoberfläche abgegeben wird, bei den entsprechenden Stromdichten j+ und j~ aus folgenden Gleichungen bestimmen: für die durch -(--Ionen an die Kathode abgegebene Energie: (24.1)

WK=VKj++Vij+

und für die durch die Elektronen an die Anode abgegebene Energie: (24.2)

WA = VAj~ +

V0j~.

Aus (24,1) und (24,2) ist zu sehen, daß in beiden Fällen die an die Elektroden abgegebene Energie sich aus zwei Anteilen zusammensetzt, aus der kinetischen Energie der Teilchen, dargestellt durch das erste Glied der Gleichung und der potentiellen Energie, die durch das zweite Glied der Gleichung ausgedrückt wird. *Die Wirkung anderer Faktoren, durch die Energie an die Elektroden abgegeben wird, von Energiequanten, aber auch von angeregten und neutralen Teilchen durch ihre Wärmebewegung, ist weniger bedeutungsvoll. Die Absorption von Strahlungsenergie durch die Elektroden und die Wände ist von einer Wärmeentwicklung begleitet, die abhängt von der Strahlungsintensität und vom mittleren Absorptionskoeffizienten der Materialoberfläche, welche die Strahlung aufnimmt. Daneben können einzelne Strahlungsquanten individuelle Vorgänge hervorrufen; ob sie möglich sind, hängt von den Eigenschaften des Quants, seiner Frequenz sowie von den spezifischen Materialeigenschaften ab (Photoeffekt). Das gilt auch für andere Faktoren. Die Wahrscheinlichkeit solcher individueller Vorgänge hängt von den elektrischen Verhältnissen der Entladung ab, die bestimmt werden durch die Verteilung des elektrischen Feldes, die Geschwindigkeit und die Konzentration der geladenen Teilchen, durch die Gasart und die Eigenschaften des Elektrodenmaterials. a) W ä r m e e n t w i c k l u n g . Wärme entwickelt sich im Gas unter der Wirkung aller an der Gasentladung beteiligten Faktoren. Tatsächlich ist aus der Untersuchung der Elementarprozesse, die im Gasraum vor sich gehen, zu entnehmen, daß beim Stoß zwischen Gasatomen und geladenen Teilchen, Elektronen und Ionen, bei der Absorption von Energiequanten durch das Gas, bei Stößen zweiter 117

Art mit angeregten Atomen und bei der Rekombination von Ionen Wärme entwickelt wird. Das Auftreten von Wärme gilt bei der Bewertung des relativen Wirkungsgrades der verschiedenen, in Gasentladungslampen vor sich gehenden Prozesse im allgemeinen als unerwünschte Nebenerscheinung. Das erklärt sich aus der allgemeinen Energiebilanz, in der die Wärme ein Faktor ist, der die Lichtausbeute einer Lichtquelle herabsetzt. Jedoch erfordern einige Vorgänge, die zur Aufrechterhaltung der Gasentladung notwendig sind, die Entwicklung einer bestimmten Wärmemenge in einzelnen Teilen der Lampe. So ist bei der Anwendung der Gasentladung in Metalldämpfen die Wärme zur Aufrechterhaltung der optimalen Dampfdichte in der Entladung unbedingt notwendig. Für die Kohlebogenlampe mit selbstgeheizten Kathoden andererseits ist die Wärme, die sich auf der Kathode entwickelt, unerläßlich, um einen ausreichenden Elektronenstrom zur Aufrechterhaltung der Bogenentladung zu erzeugen. Ob die Elektrodentemperatur und die Temperatur der Glasgefäßwände erhöht bzw. auf der erforderlichen Höhe gehalten werden, hängt ab vom Verhältnis der Wärmemenge, die durch die verschiedenen Teilchen der Gasentladung und das Gas unmittelbar an sie abgegeben wird, und der Wärmemenge, die von ihnen durch Ausstrahlung, Wärmeleitung und Konvektion abgeleitet wird. Die Temperatur kann aus der Energiebilanz der entsprechenden Oberfläche bestimmt werden. Die größte Wärmemenge entwickelt sich gewöhnlich an den Elektroden des Gasentladungsgerätes, besonders an der Anode. Manchmal, z. B. bei der Bogenentladung, erreicht die Wärmeentwicklung an den Elektroden solche Ausmaße, daß die Temperatur bis zu einigen tausend Graden ansteigt. Eine derartig hohe Temperatur gewährleistet die für eine leistungsfähige Entladung nötige Elektronenmenge, die hier durch Glühemission von Elektronen aus der Kathode erzeugt wird. Die Wärmeentwicklung an der Oberfläche der Glasgefäßwände des Gasentladungsgefäßes rührt von der unmittelbaren Wärmeübertragung durch das Gas, der Absorption von Strahlungsenergie durch die Wände und der Wirkung geladener Teilchen her. Diese besteht in einer Energieabgabe der geladenen Teilchen an die Wände unter folgenden Umständen: Elektronen großer Geschwindigkeit geben, wenn sie die Gefäßwände erreichen, ihre kinetische Energie an diese ab. Sie wird an der Oberfläche der Wände in Wärme umgewandelt. Gleichzeitig lagert sich ein gewisser Teil der Elektronen an die Wände ab und bildet auf ihnen eine negative Ladung. Unter dem Einfluß dieser Ladung vergrößert sich der Zustrom positiver Ionen aus dem Gasentladungsraum nach den Wänden; diese Ionen rekombinieren hier. Die Rekombination ist von einer Energieabgabe an die Wände begleitet. Hierbei kann sowohl die kinetische als auch die potentielle Energie der Ionen teilweise oder vollständig in Wärme umgewandelt werden. Über die Energiemenge, die beim Rekombinationsvorgang an die Wände abgegeben wird, kann man sich durch folgendes Beispiel ein Urteil bilden. Ein positives Neonion werde 118

neutralisiert. Dabei wird potentielle Energie frei. Da die Ionisationsspannung des Neons V{ = 21,5 V und die Elektronenladung e = 1,59 • 10 -19 Coul ist, beträgt die Ionisierungsarbeit e 4 = e V { — 1,59 • 10~19 X 21,5 = 3,42 • 10~18 Joule oder 8,17 • 10- 19 cal. Da der Ionenstrom auf die Wände dank unaufhörlicher Ergänzung der negativen Ladung durch Elektronen stationär wird, wird die Wärmeentwicklung infolge dieses Vorganges bedeutend. Quantitativ hängt sie von der Konzentration geladener Teilchen im Gasentladungsraum ab. b) Glühemission von Elektronen und Ionen. Die wichtigste Folgeerscheinung einer Erwärmung der Elektroden auf eine hohe Temperatur ist die Glühemission freier Ladungsteilchen von ihrer Oberfläche. Je nach der Art dieser Teilchen unterscheidet man: „Glühemission von Elektronen", das ist die thermische Erzeugung von Elektronen und „Glühemission von Ionen", das heißt thermische Erzeugung von Ionen (der letzte Terminus wird oft als allgemeiner Fachausdruck für die Erzeugung positiv und negativ geladener Teilchen angewendet). Die Glühemission von Elektronen ist einer der wichtigsten Faktoren bei der Entstehung und Aufrechterhaltung möglicher Gasentladungsformen. Das Wesen dieser Erscheinung besteht darin, daß bei Erwärmung der Kathode von ihrer Oberfläche Elektronen ausgesandt werden, deren Zahl und Geschwindigkeit von der Temperatur, dem Kathodenmaterial und dem Oberflächencharakter abhängen. Die Glühemission von Elektronen kann als Verdampfung eines Elektronengases von der Kathodenoberfläche angesehen werden. Die Energie, die zum Austritt eines Elektrons mit der Ladung e aus dem Metall erforderlich ist, wird durch die Austrittsarbeit charakterisiert, die der Verdampfungswärme eines solchen Gases äquivalent ist. Die Austrittsarbeit ist die kinetische Energie des Elektrons, die zur Überwindung der „Potentialschwelle" an der Kathodengrenze erforderlich ist. Die Größe dieser Schwelle, die vom Kathodenmaterial und von der Oberflächen-

0

struktur abhängt, wird durch die Austrittsspannung F = — gekennzeichnet. Für reine Metalle kann die Dichte des Sättigungsstroms der Glühelektronen (bei gegebener Temperatur der maximale, durch Raumentladungen nicht eingeschränkt Strom) ausgedrückt werden durch die Formel ev0 (24,3)

j —A -T 2e ~ ^ '

wo

j s — die Dichte des Sättigungsstroms in T e e V

Amp cm2 ;

— die Kathodentemperatur in °K; — die Basis der natürlichen Logarithmen; — die Elektronenladung (e = 1,59 • 1019 Coul); — die für die Elektronenaustrittsarbeit der Kathode charakteristische Spannung ist. 119

Die Größe der Konstanten A wird bestimmt zu

c3 «

oCS CQ

(24,4)

O) OS

o

h3

wo außer den bereits weiter oben angeführten Konstanten e und k, m e die Elektronenmasse

(m e = 9 • 10~28 g), h — das

PLANCKsche Wirkungsquantum

es H

i

©

© r- — ii

l-H

c8

CQ

CD

O I

CO

CO

£ Iß — i©l CO

© so

CQ

10® V/cm) findet die Feldelektronenemission auch bei niedrigen Kathodentemperaturen statt. In einer Bogenentladung mit flüssiger Quecksilberkathode, z. B. wo eine hohe Feldstärke infolge eines genügend hohen Kathodenfalls innerhalb einer sehr dünnen Schicht vor der Kathode vorhanden ist erhält die Autoelektronenemission selbständige Bedeutung. e) E m i s s i o n durch Stoß geladener Teilchen. Der Austritt von Elektronen aus der Kathode und der Anode kann auch durch unmittelbare Einwirkung geladener Teilchen auf die Oberfläche hervorgerufen werden. Diese Erscheinung wird als „Sekundärelektronenemission" bezeichnet. 1. Die Sekundärelektronenemission von der Anodenoberfläche entsteht durch Stoß primärer Elektronen, die im elektrischen Feld .beschleunigt worden sind. In diesem Falle kann die kinetische Energie des Primärelektrons für die Austrittsarbeit neuer, der „Sekundär"elektronen verwendet werden und diesen zusätzlich kinetische Energie mitteilen. Wegen der im Vergleich zur Geschwindigkeit der Primärelektronen bei hinreichend starken elektrischen Feldern geringen Geschwindigkeit der Sekundärelektronen ist die Sekundäremission an der Anode unbedeutend. Neben der Sekundärelektronenemission können auf der Anodenoberfläche auch Temperaturvorgänge bei elastischen Elektronenstößen auf die Oberfläche oder bei Absorption eines Elektrons durch die Anode stattfinden, wobei Energie entsteht, die in Wärme umgewandelt wird. 2. Die Sekundärelektronenemission tritt an der Kathode bei dem Bombardement ihrer Oberfläche durch positive Ionen auf. Beim Zusammentreffen des Ions mit der Kathode kann seine Gesamtenergie, die gleich der Summe von kinetischer und potentieller Energie ist, teilweise oder vollständig abgegeben werden. Dabei besteht die Möglichkeit, daß das Ion ohne Änderung seiner potentiellen Energie reflektiert wird oder daß es die Kathode als angeregtes oder neutrales Atom verläßt. Ist der Zustand nicht stationär, kann das Atom in einem der möglichen Ionisierungs- oder Anregungszustände an der Kathode absorbiert werden. Die Energie, die durch das Ion an die Kathode abgegeben wird, kann zur Sekundärelektronenemission, zur Emission von Energiequanten oder zur Wärmeentwicklung aufgewendet werden. Die Elektronen, die aus der Kathode herausgeschlagen werden, nehmen an der Gasentladung einmal dadurch teil, daß sie zur Aufrechterhaltung der selbständigen Gasentladung beitragen, zum anderen dadurch, daß sie die positive Raumladung vor der Kathode, die von positiven Ionen gebildet wird, teilweise kompensieren. Die beim Herausschlagen von Elektronen aus der Kathode für jedes Elektron aufgewendete Energie kann dargestellt werden durch die Gleichung (24,8)

W

= eV0 +

n

^ .

Diese Energie ist gewöhnlich nicht größer als (F ä + F$) • e. 122

Die Zahl y der Elektronen, die auf ein einfallendes Ion kommen, hängt von der Ionisierungsspannung Vi des Gases und der Geschwindigkeit des einfallenden Ions ab. Sie ist diesen Faktoren proportional. F ü r Alkalimetallionen, die auf Nickel treffen, ist y < 0 , 5 % und für Edelgase unter gleichen Bedingungen ist y = 5 — 1 2 % . Sekundärelektronenemission ist auch beim Auftreffen metastabil angeregter Atome auf die Kathode dann möglich, wenn die Anregungsspannung des Atoms größer ist als die Austrittsarbeit des Elektrons aus dem Kathodenmetall.

123

7. KAPITEL

Die in Gasentladungslampen benutzten Gasentladungseigenschaften 25. Die Formen der in den Lampen benutzten Gasentladungen Als elektrische Gasentladung bezeichnet man einen Vorgang, bei dem elektrische Ladungen in einem mit Gas oder Metall dämpfen gefüllten Raum verschoben werden, und der sich unter der Wirkung eines elektrischen Feldes mittels der oben beschriebenen Elementarprozesse vollzieht. Je nach dem quantitativen Verhältnis der wirksamen Faktoren und Bedingungen, die die Entstehung der einzelnen Elementarprozesse bestimmen, kann die Entladung verschiedene Formen annehmen. Unter sonst gleichen Bedingungen (Gasart, Gasdruck, Elektroden) ist die Form der Gasentladung von den wirksamen Parametern des äußeren Stromkreises und den Erscheinungen an der Kathode abhängig. Wenn die Netzspannung oder die Größe des in Reihe geschalteten äußeren Widerstandes oder auch der Kathodenzustand (Kathodenheizung) geändert wird, kann sich die Gasentladung ändern und aus einer Form in die andere übergehen. In einigen Fällen hängt die Existenz der Entladung in einer gegebenen Form von äußeren Faktoren ab, die die Bildung geladener Teilchen im Gas ermöglichen. Ist die Existenz der Entladung nur durch die Wirkung dieser ä u ß e r e n Faktoren (Strahlung von außen, eine von der Gasentladung unabhängige Heizung der Kathode) möglich, dann heißt die Entladung u n s e l b s t ä n d i g e E n t l a d u n g . Umgekehrt nennt man eine Entladung s e l b s t ä n d i g e E n t l a d u n g , die nur von inneren Vorgängen unterhalten wird, die durch Wirkung eines angelegten elektrischen Feldes im Gasraum hervorgerufen werden. Die jeweilige Entladungsform kann stationär, zeitlich unveränderlich sein oder kann sich mit der Zeit ändern (für einen periodischen Vorgang während einer Periode). Es existieren folgende Hauptformen der Gasentladung: a) Die D u n k e l - oder TowNSEND-Entladung, bei der das wirkende elektrische Feld durch Raumladungen nicht merklich verzerrt wird und im wesentlichen durch die Potentiale und die Lage aller begrenzenden Oberflächen bestimmt wird. Die äußeren Merkmale der Dunkelentladung sind: sehr kleine Stromdichten (ungefähr 10~6 A/cm 2 ) und das Fehlen bzw. eine nur geringe Intensität der Glimmerscheinungen. Wenn Glimmerscheinungen fehlen, so liegt gewöhnlich das unselbständige Stadium und wenn sie vorhanden sind, das selbständige Stadium der Dunkelentladung vor. 124

b) Die G l i m m e n t l a d u n g , die durch das Vorhandensein bedeutender Raumladungen positiver Ionen in der Nähe der Kathode charakterisiert wird. Sie rufen einen Kathodenfall hervor, der bedeutend größer als die Ionisierungsspannung ist. Äußere Kennzeichen der Glimmentladung sind: verhältnismäßig kleine Entladungsstromdichten (10~2 — 10 - 4 A/cm 2 ) und eine je nach den Elektrodenoberflächen dementsprechend geringe Stromstärke (in normalen Glimmlampen 1 bis 10 mA); eine hinreichend hohe Spannung, die von der Gasart, vom Elektrodenmaterial und der Länge des Gasentladungsraumes abhängt, sowie Lichterscheinungen in den verschiedenen Teilen der Entladung. c) Die B o g e n e n t l a d u n g , für die Glühelektronenemission oder Feldemission charakteristisch ist. Diese verkleinern die positive Raumladung vor der Kathode und senken den Kathodenfall auf einen Wert nahe der Ionisierungsspannung des Gases. Je nach der Ursache, die die Glühelektronenemission an der Kathode hervorruft (selbstgeheizte oder fremdgeheizte Kathode), kann die Bogenentladung selbständig oder unselbständig sein. Äußere Merkmale der Bogenentladung sind: große Stromstärke, die in den Bogenlampen einige Ampere je einige 10 Ampere erreicht, eine verhältnismäßige kleine Spannung (einige 10 Volt) und eine bedeutende Lichtund Wärmeentwicklung sowohl im Gasraum als auch an den Elektroden. Die charakteristischen Kennzeichen für Dunkel-, Glimm- und Bogenentladung kann man durch eine Abb. 41 graphische Darstellung der Abhängigkeit der Stromdichte, bei der die jeweilige Gasentladungsform vorliegt, vom Gasdruck im Gasentladungsraum ergänzen. Diese Abhängigkeit ist in Abb. 41 schematisch dargestellt. d) B e s o n d e r e E n t l a d u n g s f o r m e n . Zu den besonderen Gasentladungsformen, die zur Lichterzeugung verwendet werden können, muß man die elektrodenlose Ringentladung rechnen. Sie entsteht in einem Raum ohne stromzuführende Elektroden unter dem Einfluß von Wirbelströmen in einem hochfrequenten Wechselfeld. Diese Entladung, die die Form eines geschlossenen leuchtenden Ringes besitzt, ähnelt der positiven Säule einer normalen Bogenentladung. Zu den leistungsstarken Entladungen, die sich durch sehr große Stromdichten und große Helligkeit auszeichnen, gehört auch die nichtstationäre I m p u l s e n t l a d u n g , die in der letzten Zeit zur Erzeugung von Lichtblitzen sehr großer Leistung Verwendung findet. Außer den aufgezählten Gasentladungsformen gibt es noch eine Reihe anderer Formen, die seltener vorkommen oder die zu ihrer Entstehung besondere Bedingungen erfordern. Diese Formen können entweder als kurz dauernde Übergangserscheinungen zwischen den Hauptprozessen der Gasentladung beobachtet werden, oder stellen Sondererscheinungen dar. So kann bei örtlich hohen elek125

frischen Feldstärken z. B. an scharfen Elektrodenkanten eine Gasentladung entstehen, entweder in Form einer K o r o n a - E n t l a d u n g oder in anderen Fällen in Form der nichtstationären Erscheinungen, der F u n k e n e n t l a d u n g u. a. Das Erste ist insbesondere bei hohen Gasdrucken der Fall. Von allen oben angeführten stationären Gasentladungsformen, werden hauptsächlich die Glimm- und die Bogenentladungen zur Lichterzeugung benutzt. Die Ringentladung hat bisher

i

'»/

i

Klassifikation

von Entladungen

im Vakuum

und in Gasen

Abb. 42

in der Praxis noch keine weitgehende Anwendung gefunden. Eine Zusammenstellung der weiter oben angegebenen Grundentladungsformen mit ihren Hauptkennzeichen geben die Abb. 42 und 43. Zum Vergleich sind dabei die entsprechenden Kennzeichen einer reinen Elektronenentladung im Vakuum dargestellt. 26. Die Glimmentladung a) E n t s t e h u n g und E n t w i c k l u n g der E n t l a d u n g . Der Versuch zeigt, daß beim Anlegen eines genügend hohen elektrischen Feldes an die Elektroden eines Gasentladungsraumes, z. B. an die Elektroden einer Röhre, wie sie weiter unten in Abb. 47 abgebildet ist im Röhrenkreis ein elektrischer Strom fließt. 126

T-T I II

Elektrische frldrerh-ilg

II

I I

I I I I I I

71

Potential gra dient

-^7 CÄc d

Entladung niedriger Spannung

bei

Entladung hoher Spannung

Elektrische

Entladung

bei

Townsend(stille) Entladung

im Vakuum

Elektrische

und lichttechniiche

Obergänge Korona und Funken

Glimmentladung

Elektrische Eigen ¡chatten

(

Entladung der Gas

in

Bogen entladung

Oasen

entladung

Abb. 43 Eine Analyse dieser Erscheinungen ergibt, daß geladene Teilchen, die zur Erzeugung der an der Gasentladung beteiligten Elementarprozesse notwendig sind, die Primärursache für das Auftreten des Stroms sind. In einem Gas, das aus neutralen Atomen besteht, und sich in einem von der Außenluft abgeschlossenen Raum befindet, können geladene Teilchen solange die Elektroden Zimmertemperatur haben, nur durch äußere Ionisierungsfaktoren erzeugt werden. Solche natürliche Faktoren sind die radioaktiven Strahlungen einiger Bestandteile der Erdrinde und die alles durchdringende kosmische Strahlung. Außerdem können geladene Teilchen aus den Elektroden photoelektrisch durch Strahlung genügend hoher Frequenz befreit werden. Die kosmische Strahlung stellt eine elektro-magnetische Strahlung sehr hoher Frequenz dar (höher als die der y-Strahlen) und ist, wie durch die Arbeiten der sowjetischen Gelehrten A. I. ALICHANOW, A. I. ALICHANJAN U. a. festgestellt wurde, ein Strom außerordentlich schneller Teilchen (Korpuskularstrahlung), die aus dem Interplanetarischen Raum kommen. Sie zeichnet sich durch eine sehr geringe Absorption selbst in überaus dichten Medien aus. Infolge der Wirkung der kosmischen Strahlung werden in einem geschlossenen Gefäß an der Erdoberfläche pro Kubikzentimeter Gas in einer Sekunde 1 bis 2 Ionen und infolge der Gesamtwirkung aller natürlichen Faktoren bis zu 10 bis 15 Ionen pro 1 cm3 gebildet. 127

Gleichzeitig mit der Ionenbildung vollzieht sich auch deren teilweise Rekombination ; in Verbindung damit stellt sich unter gegebenen Bedingungen eine gewisse, feststehende Ionenkonzentration im Gasentladungsraum ein. Legt man an die Elektroden des Gasentladungsraumes die Spannung U, dann entsteht im Raum zwischen den Elektroden ein annähernd homogenes Feld, unter dessen Wirkung sich die geladenen Teilchen zu den entsprechenden Polen bewegen. Däs äußert sich im Durchgang eines 1 s e h r schwachen Stromes durch den Entladungsraum. Dieser Strom hängt von der Größe des an die Elektroden der Röhre angelegten elektrischen Feldes ab. Den Verlauf dieser Abhängigkeit zeigt Abb. 44, wo auf der Abszisse die Elektrodenspannungen U und auf der Ordinate der der jeweiligen Spannung entsprechende Strom I abgetragen sind. 0

UA

U

t

U

o

d

Der Stromanstieg im Abschnitt OA erklärt Abb. 44 sich daraus, daß allmählich immer weniger Ionen im Gas und an den Wänden des Glasgefäßes rekombinieren. Diese Abnahme der Zahl der rekombinierenden Ionen ist darauf zurückzuführen, daß ihre Geschwindigkeit unter der Einwirkung des Feldes größer wird, auf eine entsprechend kleinere Verweilzeit ungleichnamiger Ladungen im Entladungsraum, aber auch au£ andere Ursachen. Bei einem gewissen Wert der Feldstärke, der der Spannung UE an den Elektroden entspricht, erreicht die Rekombination ihr Minimum und der Strom einen Sättigungszustand, bei dem die Größe des .Stroms annähernd der Zahl freier Ladungen, die in der Röhre unter dem Einfluß der oben 2 J n 2'-8 i" erwähnten äußeren Faktoren gebildet werden, entspricht. n.Stot

_

1

Gtiamhohl

dar Elektrontn

—^

Die Sättigung dauert so lange an (Abschnitt AB der Kurve), wie die Feldstärke noch nicht auf einen Wert angestiegen ist, bei dem die Geschwindigkeit der geladenen Teilchen zur Ionisation neutraler Atome, die auf dem Wege eines bewegten Teilchens getroffen werden, ausreicht. Dann wird bei weiterer Vergrößerung der Feldstärke ein allmähliches Anwachsen des Stromes beobachtet (Abschnitt BC der Kurve in Abb. 44). Das Anwachsen der Zahl freier Ladungsträger im Gasraum kann mit Hilfe der Abb. 45 veranschaulicht werden. Aus ihr ist zu entnehmen, daß die Zunahme, die einem Exponentialgesetz gehorcht, lawinenartig erfolgt; die Stromstärke vergrößert sich in dieser Periode sehr schnell. Bei beAbb. 45 kannter Feldstärke kann der Bildungsprozeß dieser „Sekundärladungen" eine solche Intensität erreichen, daß die Entladung auch dann nicht aufhört, wenn die Ursache zur Bildung der „Primärladungen" beseitigt wird. Dieser Augenblick entspricht dem Übergang von der unselbständigen 128

zur selbständigen Entladung. In Abb. 44 entsteht die selbständige Entladung im Abschnitt BC. In dieser Periode wächst der Entladungsstrom sehr schnell an, und deshalb muß zu seiner Begrenzung in den Entladungskreis ein ausreichender „Begrenzungs"-Widerstand Ä& geschaltet werden, wie er im Schaltschema Abb. 47 dargestellt ist. Bei der weiteren Entwicklung der Gasentladung zwischen kalten Elektroden wirkt eine neue Erscheinung: Das Auftreten einer positiven Raumladung vor der Kathode, die eine Verzerrung des anfänglich homogenen elektrischen Feldes und einen „Kathodenfall" hervorruft, der größer als die Ionisierungsspannung ist. Die Raumladung in der Nähe der Kathode entsteht infolge der verhältnismäßig langsamen Bewegung der positiven Ionen im elektrischen Feld. Sie hat eine Anhäufung von Ionen in diesem Teil des Gasentladungsraums zur Folge. Der hohe Kathodenfall und die hohe Ionenkonzentration in der Nähe der Kathode wird von einem intensiven Ionenbombardement der Kathodenoberfläche begleitet. Als Folge davon werden dem Gasentladungsraum neue Träger des elektrischen Stroms, Sekundärelektronen, zugeführt, die durch die Stöße der 9>

l Abb. 46

positiven Ionen aus der Kathode herausgeschlagen werden. Das führt zu einer weiteren Vergrößerung der Entladungsintensität und zum Übergang von der Dunkelentladung zu einer neuen Form — der „Glimmentladung". Äußerlich zeigt sich das in der „Zündung" der Entladung oder im Auftreten einer Reihe von Leuchterscheinungen in verschiedenen Teilen des Gasentladungsraums. Der Zündung der Entladung geht ein starkes Anwachsen des Stroms im Lampenkreis voraus. Ein Diagramm, das zeigt, wie die einzelnen Entladungsformen ineinander übergehen ist in Abb. 46 angegeben. Im Diagramm ist die Abhängigkeit der Elektrodenspannung U der Röhre vom Strom I dargestellt. Der Strom ist in logarithmischem Maßstab zwischen 100 mA und 0,1 A und für niedrigere Stromstärken noch gedrängter aufgetragen. Die Röhre besitzt ebene Elektroden und ist mit einem Edelgas gefüllt, wobei das Produkt aus Elektrodenabstand dE 9 Iwanow, Elektrische Lichtquellen

129

und Gasdruck p die Bedingung 2 < pd < 20 torr • cm erfüllt. Die Kurve AB stellt den Photoemissionsstrom von der Kathode und CD die positive Charakteristik der To WNSEND-Entladung dar; die Zündspannung UB (Uz) ist hier niedriger als die Spannung U'0 bei der die Glimmentladung entsteht. Der ausgezogene Teil CD der Kurve stellt die negative Charakteristik der To WNSEND-Entladung dar. In ihm ist UB =

UG .

b) L i c h t e r s c h e i n u n g e n in der Glimmentladung. Bei Atmosphärendruck besitzt die Entladung die Form eines Funkenstroms, der sich von der Kathode ausbreitet. Wird der Druck im Gasentladungsrohr herabgesetzt, so verwandelt sich die Entladung nach und nach in einen leuchtenden Faden, der sich von einer Wand zur anderen schlängelt. Bei einem Druck in der Größenordnung von 10—20 torr geht die Schlauchentladung in eine kompakte Lichterscheinung über, die das ganze Rohr ausfüllt und sich der Länge nach in einzelne Gebiete unterteilt. Zur Beobachtung der Lichterscheinungen in der Glimmentladung kann man ein zylindrisches Glasrohr von 30—40 mm Durchmesser verwenden, an dessen Enden zwei Elektroden vakuumdicht eingebracht sind. Diese laufen im Inneren des Rohres in zwei flachen Nickel- oder Eisenscheiben aus, die ^ k — ® 150—200mm voneinander entfernt sind (Abb.47). i—(jWwwwvvw\A, Das Gerät wird sehr hoch evakuiert und mit r-@-i —WWV-i irgendeinem Gas zum Beispiel mit Helium oder *b Neon von einigen torr Druck gefüllt. Es wird in einen Gleichstromkreis geschaltet, dessen Spannung allmählich bis zu 300 V erhöht werden kann. Das Schaltschema ist in Abb. 47 Abb. 47 angegeben. Nach Zündung und Stabilisierung der Entladung kann man im Rohr das Leuchten der Gasentladung beobachten, das aus den in Abb. 48 und 49 dargestellten Gebieten stammt. Beginnt man an der Kathodenoberfläche, dann besitzen die Bereiche der Glimmentladung folgende Reihenfolge und folgenden Charakter: 1. Der A s T O N s c h e Dunkelraum, der sich unmittelbar an die Oberfläche der Kathode anschließt und eine scharfe, dunkle Schicht geringer Dicke darstellt, wird nur bei einigen Gasen z. B. bei Helium beobachtet. 2. Die K a t h o d e n s c h i c h t ist eine dünne, leuchtende Schicht, die sich vom übrigen Leuchten der Entladung durch ihr Licht unterscheidet und sich an den AsTONschen Dunkelraum oder, falls dieser fehlen sollte, direkt an die Kathodenoberfläche anschließt. Die Helligkeit der Kathodenschicht nimmt ein wenig ab in Richtung der nach ihr folgenden Entladungsbereiche. Die Kathodenschicht wird nur bei normalem Kathodenfall der Glimmentladung beobachtet. 130

3. Der CROOKESsche oder HiTTDORFSche D u n k e l r a u m ,

dessen Aus-

dehnung dem Gasdruck reziprok ist. Bei einem Druck von wenigen torr existiert dieser Dunkelraum bei den meisten Gasen. Der Dunkelraum erweist sich bei näherer Betrachtung als ein Leuchten sehr geringer Helligkeit. 4. Das n e g a t i v e G l i m m l i c h t ist ein helles Leuchten mit einer für jedes Gas charakteristischen Färbung, das von der Seite des CROOKESschen Dunkelraumes her scharf begrenzt und in Richtung zur • Astonscher Dunkelraum Anode verwaschen ist. Bei niedrigen Drucken — Kathodenschicht I Crookesscher Dunkelraum ist das negative Glimmlicht eine Art leuch•nm licht — Faradayscher Dunkeln tende Wolke. — 6 positive Säule ^ 5. Der F A R A D A Y s c h e

Dunkelraum

in Richtung des negativen Glimmlichtes verwaschen und zur Anodenseite hin klar begrenzt. In seiner Breite übertrifft der FARADAYsche

Dunkelraum

den

Anodisches Glimmlicht— Anod endunk elraum —

ist

HiTTDORFschen

r>J

\

j

1>

Dunkelraum einige zehn mal.

6. Die p o s i t i v e S ä u l e ist ein intensives gleichmäßiges Leuchten mit einer für das jeweilige Gas charakteristischen Färbung; ihre Ausdehnung hängt vom Gasdruck und vom Elektrodenabstand ab. Bei einigen torr Gasdruck ist das Leuchtender positiven Säule der Hauptbereich der leuchtenden Entladung. Bei gewissen Verunreinigungen des Gases zerfällt die Säule in eine Reihe regelmäßiger Querstreifen oder „Schichten".

Potentialverteilung relativ ¿.Kathode

Cesamtraumladung f t ' r

Konzentration der (~) Ladungen (entsprtch -p)

Diese Schichten sehen manchmal vielfarbig und gezackt aus und kreisen um die Rohrachse. Ändert sich die Konzentration der Verunreinigungen infolge elektrischer Absorption, so bewegen sich die Schichten auf eine Elektrode zu. Vergrößert man die EntAbb. 48 ladungsstromdichte in Gegenwart von Spuren bestimmter organischer Verbindungen, so ruft das unter gewissen Bedingungen einen Zerfall der positiven Säule in eine Reihe schmaler leuchtender Streifen hervor, die sich ungeordnet in der Röhre bewegen. Diese Art der Entladung wird manchmal in Reklameleuchtröhren benutzt. 7. Das A n o d i s c h e G l i m m l i c h t ist eine schmale leuchtende Schicht, die die Anodenoberfläche bedeckt und im Vergleich zur positiven Säule eine große Leuchtdichte besitzt. 8. Der A n o d e n d u n k e l r a u m ist eine schmale dunkle Schicht, die das anodische Glimmlicht von der Anodenoberfläche trennt. 9'

131

Alle oben aufgezählten Gebiete der Glimmentladung können in zwei Gruppen eingeteilt werden: den außerordentlich wichtigen sogenannten Kathodenteil und in den sogenannten Anodenteil. 1. Im K a t h o d e n t e i l sind alle für die Aufrechterhaltung der Entladung lebenswichtigen Vorgänge konzentriert. Der Kathodenteil umfaßt die Entladungsgebiete, die an die Kathode angrenzen, einschließlich des FARADAYschen Dunkelraums. 2. Der A n o d e n t e i l , der an die Anode grenzt, umfaßt: die positive p-6Mcrr Säule, das darauffolgende anodische Glimmlicht und den anodi«o sehen Dunkelraum. Dieser Entladungsteil ist, wie wir später sehen werden, für die Existenz der Entladung nicht erforderlich. Bei Wechselstrom ändern alle diese Bereiche mit der wechselna*o den Polarität in jeder Periode ihre Anordnung bezüglich der Elektroden und beeinflussen sich in ihren Leuchterscheinungen gegen019 seitig. Infolgedessen ist die Entladung 015 bei Wechselstrom symmetrisch: Das negative Glimmlicht erscheint aw an jeder Elektrode und die positive Säule verteilt. sich im da005 zwischenliegenden Raum. Neben den oben beschriebenen 003 Lichterscheinungen werden auch Änderungen des elektrischen Zustands in den verschiedenen BeAbb- 49 reichen der Entladung beobachtet. Sie machen sich durch verschiedene Konzentration der positiven und negativen Ladungen in den einzelnen Teilen des Gasentladungsraums bemerkbar. Infolgedessen entsteht eine inhomogene Verteilung des elektrischen Feldes entlang der Röhre. Diese Veränderungen werden qualitativ durch die Kurven in Abb. 48 illustriert. Es sind dargestellt: a — die relative Änderung der Leuchtdichte in den verschiedenen Entladungsgebieten; b — die Änderung der elektrischen Feldstärke entlang der Röhrenachse; c — die Potential Verteilung in den verschiedenen Teilen des Gasentladungsraums relativ zur Kathode. Die Kurven d, e und f geben an: Die Verteilung der gesamten Raumladung in den verschiedenen Teilen der Röhre (d), die Konzentration der Elektronen (e) und der Ionen (/), die diese 132

Ladung bilden. Die Kurve g charakterisiert das Verhältnis der Stromdichte des Stroms, der durch Elektronen bzw. Ionen in den verschiedenen Entladungsgebieten getragen wird. Bei der Gegenüberstellung der einzelnen Entladungsteile muß man in Betracht ziehen, daß, um die Zeichnung deutlicher zu machen, der kathodische Entladungsteil in Abb. 48 etwas auseinandergezogen ist. Infolgedessen besitzen die Kurven in diesem Teil einen ausgeglicheneren Verlauf als unter den wirklichen Entladungsbedingungen bei einem Gasdruck von einigen torr. In der Hinsicht gibt die Abb. 49 unter diesen Bedingungen eine richtigere Kennzeichnung. Die elektrische Feld- und Ladungsverteilung im Entladungsraum, die mit Hilfe in die verschiedenen Entladungsteile eingeführter „Sonden" bestimmt werden kann, ermöglicht es uns, die in den einzelnen Teilgebieten vor sich gehenden Hauptprozesse zu beurteilen. Diese Beurteilungen können jedoch nur den Charakter von Mutmaßungen besitzen, da die Gesamtheit der Erscheinungen in einer Gasentladung sehr verwickelt ist. 1. D e r K a t h o d e n t e i l d e r G l i m m e n t l a d u n g vereinigt die für diese Entladungsform charakteristischsten und wichtigsten Gebiete, in denen alle zur Aufrechterhaltung der Entladung notwendigen Haupterscheinungen konzentriert sind. Das Auftreten einer positiven Raumladung nahe der Kathode führt zu einer starken Vergrößerung der elektrischen Feldstärke in diesem Gebiet. Diese Vergrößerung ist an der Kurve Abb. 48 deutlich zu sehen. Unter der Wirkung dieses Feldes erhalten die positiven Ionen im Kathodengebiet eine Beschleunigung, die ausreicht, um Sekundärelektronen aus der Kathodenoberfläche herauszuschlagen. Das Vorhandensein dieser Elektronen in der Nähe der Kathode kommt deutlich in den Kurven d, und e, Abb. 48 zum Ausdruck. Die Sekundärelektronen aus der Kathode bilden, wenn sie in dieses starke Feld hineingeraten, zusammen mit den Ionen die Ursache der Erscheinungen im Kathodenraum. Es ist sehr wahrscheinlich, daß der AsT0Nsche Dunkelraum einen Bereich darstellt, den die Elektronen durchlaufen, um die zur Anregung des Gases ausreichende Geschwindigkeit zu erlangen. Diese Anregung tritt beim Übergang des Elektrons in das nach dem AsTONschen Dunkelraum folgende Gebiet der Kathodenschicht ein. Fehlt der AsTONsche Dunkelraum, so kann die Kathodenschicht mit einer gewissen Wahrscheinlichkeit durch die Existenz eines auf der Kathodenober fläche adsorbierten Gashäutchens erklärt werden, das durch Stöße schneller positiver Ionen angeregt wird. Diese Erklärung findet eine gewisse Bestätigung in der Tatsache, daß, falls die Kathoden mit Alkali- oder Erdalkalimetallen bedeckt sind, das Spektrum der Kathodenschicht Spektrallinien dieser Metalle enthält. Der Geschwindigkeitszuwachs der Elektronen, die sich in dem elektrischen Feld vor der Kathode bewegen, bringt diese auf eine Energie, die zur Ionisation von Gasatomen beim Zusammenstoß mit den Elektronen ausreicht. Dieser Zustand wird von den Elektronen bei ihrem Durchgang durch den ÜROOKESschen Dunkelraum erreicht und der Ionisierungsvorgang spielt sich endgültig an der 133

Grenze des auf den CROOKESSchen Dunkelraum folgenden negativen lichts ab.

Glimm-

Wegen der hohen Geschwindigkeit der Elektronen, die durch das elektrische Feld unaufhörlich zur Anode transportiert werden, und der langsamen Bewegung der Ionen zur Kathode wird der Ionisierungsvorgang von einer ununterbrochenen Ergänzung der Ionen im Gebiet der maximalen Raumladung begleitet. Dieses Gebiet fällt mit dem CROOKEschen Dunkelraum zusammen. Ungeachtet der großen im CROOKESSchen Dunkelraum erreichten Elektronengeschwindigkeit sind Atomanregungsakte in ihm sehr selten und die Strahlungsintensität ist hier gering. Das erklärt sich daraus, daß diese Geschwindigkeit bedeutend größer ist als die der maximalen Anregungswahrscheinlichkeit entsprechende Geschwindigkeit. In Verbindung damit ist die elektrische Feldstärke in diesem Gebiet so groß, daß Ionenrekombination und damit auch Rekombinationsstrahlung wenig wahrscheinlich sind. Diese Bedingungen ändern sich beim Übergang der Elektronen in das Gebiet des negativen Glimmlichtes plötzlich. Wenn sich die Elektronen der Grenze zwischen dem CROOKES sehen Dunkelraum und dem negativen Glimmlicht nähern, erreichen sie eine Geschwindigkeit, die der maximalen Ionisierungswahrscheinlichkeit der Atome entspricht. Dabei wird eine große Zahl neuer, geladener Teilchen gebildet. Da die Primärelektronen am Ionisierungsvorgang beteiligt sind, fällt ihre Geschwindigkeit bis auf Werte, die für die Anregung günstig sind. Das schroffe Absinken der elektrischen Feldstärke (Kurve 6, Abb. 48), das im Gebiet des Glimmlichts beobachtet wird, trägt ebenfalls dazu bei und macht Anregung und Rekombination der Atome hier wahrscheinlicher. Die Rekombinationswahrscheinlichkeit wird auch im Zusammenhang mit einer Konzentrationszunahme ungleichnamig geladener Teilchen (Kurven e und /) geringer Geschwindigkeit größer. An verschiedenen Stellen des Glimmlichts ist diese Konzentration verschieden und im Gebiet seiner größten Helligkeit erreicht sie den Maximalwert von 10 11 —10 12 Elektronen und Ionen/cm3. Das alles findet seinen Ausdruck in der großen Helligkeit des negativen Glimmlichts. Wie man aus der Kurve a der Abb. 48 sieht, ist die Helligkeit des negativen Glimmlichts längs der Röhre nicht gleichmäßig. An der Kathodenseite ist es scharf begrenzt. Im Falle einer Vergrößerung der Stromdichte an irgendeinem Punkte der Kathode besitzt der Rand des Glimmlichts die Tendenz, sich der Kathodenoberfläche zu nähern. In Richtung des FARADAYSchen Dunkelraums verringert sich die Helligkeit des Glimmlichts allmählich. Die Leuchtfarbe ist für jedes reine Gas anders, wobei die unbedeutendsten Spuren von Beimischungen die Farbe merklich ändern; außerdem erscheinen im Spektrum des Leuchtens mitunter für das Kathodenmaterial charakteristische Linien. Das zeugt vom Vorhandensein einer Kathodenzerstäubung, die sich im Loslösen einzelner Atome des Kathodenmaterials äußert. Die charakteristische Besonderheit des auf das negative Glimmlicht folgenden FARADAYschen Dunkelraums ist die geringe elektrische Feldstärke in ihm. Die Feldstärke steigt allmählich von einem Minimum nahe Null an der Grenze 134

von Glimmlicht und FARADAYschen Dunkelraum bis zu einem gewissen Maximum an der Grenze der positiven Säule. Aus den Kurven d, e und / der Abb. 48 ist zu sehen, daß in diesem Gebiet die Elektronen Hauptträger des Stroms sind; ein gewisser Elektronenüberschuß bildet hier eine negative Raumladung. Die Elektronengeschwindigkeit verringert sich allmählich infolge unelastischer Stöße mit Atomen bei der Annäherung an die Grenze der positiven Säule bis zu Werten, die nicht mehr zur Anregung ausreichen. Gleichzeitig begrenzen die relativ geringe Konzentration ungleichnamiger Ladungen und das Vorhandensein eines stärker werdenden Feldes in diesem Randteil des FARADAYschen Dunkelraums auch die Rekombinationswahrscheinlichkeit. In Verbindung damit verringert sich die Leuchtdichte des Gases im FARADAYschen Dunkelraum allmählich nach der positiven Säule zu. Die beschriebenen Gebiete der Glimmentladung bilden ihren K a t h o d e n t e i l , in dem alle zur Aufrechterhaltung der Entladung erforderlichen Hauptprozesse vor sich gehen. Das Verhältnis der linearen Abmessungen der einzelnen Gebiete des Kathodenteils und seiner elektrischen Parameter hängt von der Gasart, aber auch von der Formgebung des Entladungsgefäßes und dem Entladungszustand, der durch Stromdichte und Elektrodenspannung bestimmt wird, ab. 2. D e r A n o d e n t e i l d e r G l i m m e n t l a d u n g beginnt unmittelbar hinter dem FARADAYschen Dunkelraum. Die Zusammensetzung des Anodenteils hängt von der Form des Entladungsraums ab, welche durch die den Entladungsraum begrenzenden Wände und durch den Elektrodenabstand bestimmt wird. Wenn in der Nähe des Elektrodenzwischenraums keine die Entladung begrenzenden Wände vorhanden sind, erstreckt sich der FARADAYsche Dunkelraum bis zur Anode und das Glimmlicht kann an ihrer Oberfläche auftreten. In röhrenförmigen Gasentladungsgeräten besteht der Anodenteil gewöhnlich aus den oben beschriebenen Gebieten: der positiven Säule, dem anodischen Glimmlicht und manchmal dem Anodendunkelraum. Die positive Säule kann ungeschichtet oder geschichtet sein. Die ungeschichtete positive Säule in einer zylindrischen Röhre ist ein Gebiet, in dem der Potentialgradient konstant ist. Er genügt zur Anregung so vieler Gasatome und auch für die Bildung so vieler positiver Ionen und Elektronen, wie zur Kathode und zur Anode abgeführt werden. Ionen und Elektronen diffundieren auch zu den Wänden, wo sie rekombinieren. In weiten zylindrischen Gefäßen, bei denen die Elektroden in der Achse angeordnet sind, hängt der Potentialgradient fast ausschließlich von der Natur des Gases und seinem Druck ab. Der Potentialgradient hängt in engen Röhren außer von der Natur und dem Druck des Gases auch vom Röhrendurchmesser und der Stromdichte ab, und zwar infolge der Wirkung freier Ladungen, die sich an den Wänden bilden, und der entsprechenden Verzerrung des elektrischen Feldes entlang der Röhre. In erster Näherung kann man annehmen, daß das Produkt aus dem Röhrendurchmesser und dem entsprechenden Potentialgradienten einen gewissen konstanten Wert besitzt, wobei dieser konstante Wert mit zunehmender Stromdichte kleiner wird. 135

Das Gas in der positiven Säule wird durch einen besonderen Gleichgewichtszustand seiner Komponenten gekennzeichnet. Diese Komponenten sind neutrale und angeregte Atome, Ionen, Elektronen und Energiequanten. Ungeachtet des Vorhandenseins geladener Teilchen erscheint das Medium für den Außenraum elektrisch neutral. Das erklärt sich aus der gleichen Konzentration positiver und negativer Ladungen. Untersuchungen zeigen, daß die Elektronen hier — ähnlich wie bei einem normalen Gas — eine MAXWELLsche Geschwindigkeitsverteilung besitzen, die Ionen jedoch offenbar eine etwas andere Verteilung mit einer mittleren Geschwindigkeit, die die mittlere Geschwindigkeit der neutralen Gasatome ein wenig übertrifft. Wegen der relativ schwachen Wirkung des elektrischen Feldes überwiegt die ungeordnete Bewegung der geladenen Teilchen über ihre Bewegung in Richtung der Feldlinien. Ein Medium, das die oben aufgezählten Eigenschaften besitzt, heißt ,,Plasma". Das Plasma der positiven Säule einer Glimmentladung besitzt eine bedeutende Konzentration geladener Teilchen, deren Bewegung unter der Wirkung des elektrischen Feldes mittels der in § 21—23 beschriebenen Elementarprozesse seinen stationären Zustand aufrecht erhält. Der wichtigere Faktor ist dabei die Bewegung der Elektronen, welche den überwiegenden Teil des Gesamtstroms in der positiven Säule tragen (Kurve g der Abb. 48). Die Energie der Elektronen in der positiven Säule, ausgedrückt durch ihre Temperatur, erreicht je nach dem Entladungszustand einige zehntausend Grad. Das Leuchten der positiven Säule tritt hauptsächlich infolge der Anregung neutraler Plasmaatome durch Elektronenstoß auf. E s beginnt an der Grenze des FARADAYSchen Dunkelraums, sobald die Elektronen die zur Anregung notwendige Geschwindigkeit erlangen. Das wird dadurch bestätigt, daß an der Grenze vor allem die Linien auftreten, die ein möglichst niedriges Anregungspotential besitzen. Bei Vergrößerung der Stromdichte treten auch stufenweise Anregungsund Ionisierungsprozesse auf und bei sehr hohen Stromdichten, die in der Glimmentladung selten sind, thermische Prozesse. Außer dem infolge direkter Anregung durch Elektronenstoß auftretenden Leuchten, wird in der positiven Säule in begrenztem Ausmaß auch Rekombinationsleuchten beobachtet. Von der Intensität der im Plasma vor sich gehenden Prozesse ist auch die Leuchtdichte der Säule abhängig. Sie wächst mit größer werdender Stromdichte und Feldstärke. In der stationären Säule bleibt die elektrische Feldstärke auf einer Höhe, die ausreicht, alle Energieverluste, die auf der Längeneinheit der S ä u l e eintreten, zu ersetzen. Eine charakteristische Besonderheit der ungeschichteten positiven Säule ist es, daß Feldstärke und Leuchtdichte längs der Säule konstant sind. Unter bestimmten Bedingungen zerfällt die ungeschichtete positive Säule in leuchtende Querschichten. Dementsprechend tritt statt des längs der Säule konstanten elektrischen Feldes ein Feld mit sich periodisch ändernder Feldstärke auf. Die Schichten können unbeweglich sein oder sich mit unterschiedlicher Geschwindigkeit in Richtung auf die Kathode verschieben. Ihre Wanderungsgeschwindigkeit ist in einigen Fällen so groß, daß das Leuchten der Säule als ungeschichtet 136

erscheint. Die Existenz von Schichten kann man dann nur mit Hilfe eines rotierenden Spiegels feststellen. Die Schichten in der positiven Säule haben verschiedene Form und ihr Typ hängt von der Gasart, dem Gasdruck, der Stromdichte und der Anwesenheit von Beimischungen, die das Gas verunreinigen, ab. Der zur Kathode gekehrte Rand der Schichten ist immer sehr deutlich und der zur Anode gerichtete verwaschen. In gewissen Fällen sind die Schichten auf der Anodenseite konkav. Das Potential längs einer jeden Schicht ist nahezu konstant, während zwischen zwei aufeinanderfolgenden Schichten eine Potentialerhöhung beobachtet wird, die angenähert der Ionisierungsspannung des Gases gleich ist. Ähnlich wie beim negativen Glimmlicht erreicht die Elektronen- und Ionenkonzentration ihr Maximum in dem besonders gut sichtbaren Teil der Schicht, jedoch ist der Absolutwert dieses Maximums hier bedeutend kleiner. Die Gesamtlänge der positiven Säule hängt vom Elektrodenabstand und der Größe desjenigen Raums in Richtung der Röhrenachse ab, der bei gegebenen Bedingungen durch den Kathodenteil der Entladung eingenommen wird. Verkleinert man den Elektrodenabstand und ändert den Strom nicht, dann bleibt die Größe des Kathodenteils unverändert, während die Länge der positiven Säule bis zu ihrer völligen Verdrängung aus dem Gasentladungsraum verringert wird. Beim Verändern der Länge der positiven Säule bleibt ihre Spitze unverändert und es scheint, als würde die Säule von der Anode verschluckt; die gleiche Erscheinung erhält man im Fall der geschichteten Entladung. Die weitere Näherung der Elektroden wird von einer gewissen Deformation des Kathodenteils und einer Änderung seiner elektrischen Parameter begleitet. Die Gebiete der Glimmentladung, die von der Anodenseite an die positive Säule grenzen (anodisches Glimmlicht und Dunkelraum), stellen für die Entladung keine so lebenswichtigen Teile dar wie die entsprechenden an die Kathode grenzenden Gebiete. Die Anodenoberfläche kann dunkel oder von einem heller als die positive Säule leuchtenden Häutchen bedeckt sein. Dem entsprechend wird auch eine Änderung der elektrischen Feldstärke in diesem Gebiet beobachtet. Je nach dem Vorzeichen der Raumladung kann die Potentialdifferenz zwischen der anodenseitigen Grenze der positiven Säule und der Anode oder der „Anodenfall" einen positiven oder negativen Wert annehmen, was durch die Kurven b und c der Abb. 48 in diesen Entladungsgebieten wiedergegeben wird. Ein positiver Anodenfall wird gewöhnlich bei hohen Stromdichten an der Anode (kleine Anodenoberfläche) beobachtet, während bei kleinen Stromdichten (große Anodenoberfläche) der Anodenfall negativ ist.

27. Die Bogenentladung Im Unterschied zur Glimmentladung, die für ihre Aufrechterhaltung einen großen Kathodenfall erfordert, wird die Bogenentladung durch einen kleinen Kathodenfall gekennzeichnet. Er ist der Ionisierungsspannung des Gases, in dem die Entladung vor sich geht, annähernd gleich. 137

Der niedrige Kathodenfall bedingt in der Bogenentladung eine intensive Elektronenerzeugung aus der Kathode unter Teilnahme der Glühelektronenemission oder der Feldemission. Nach der Art und Weise, wie man die Elektronen aus der Kathode erhält, kann man folgende Arten der Bogenentladung unterscheiden: 1. Die selbständige Bogenentladung, in der die zur Entladung notwendigen Elektronen durch Glühelektronenemission unter Verwendung der Entladungsenergie erzeugt werden, die als Wärme an die Kathode abgegeben wird (selbstgeheizte Kathoden). 2. Die unselbständige Bogenentladung, in der die Elektronen auch durch Glühelektronenemission aus der Kathode erzeugt werden, diese jedoch unabhängig von der Entladung durch einen besonderen Heizkreis geheizt wird (fremdgeheizte Kathode). 3. Die selbständige Bogenentladung, in der die Elektronen auf Kosten der Entladungsenergie selbst durch Autoemission aus der Kathode und thermische Ionisation des Gases in der Nähe der Kathodenoberfläche erzeugt werden. Der Zusammenhang zwischen der Bogenentladung und der Erhitzung der Kathode kann beim Übergang der Glimmentladung in die Bogenentladung besonders klar beobachtet werden. Vergrößert man die Stromdichte einer Glimmentladung, indem man z. B. den Widerstand im Röhrenkreis verringert, so wird die Energie der positiven, die Kathodenoberfläche bombardierenden Ionen so groß, daß sich die Kathode erhitzt und außer den Sekundärelektronen auch Glühelektronen auszusenden beginnt. In Verbindung hiermit wird durch die Neutralisation positiver Ionen die positive Ionenraumladung verkleinert und damit der Kathodenfall herabgesetzt. Dabei erhält die Glühelektronenemission an der Kathode dank der weiteren Zunahme der Stromdichte auf der Kathode eine dominierende Bedeutung, und wenn ein Begrenzungswiderstand im Röhrenkreis liegt, geht die Glimmentladung in die stationäre Form der Bogenentladung über. Der beim Übergang in die Bogenentladung konstant bleibende Kathodenfall ist annähernd zehnmal kleiner als der Kathodenfall der Glimmentladung. Das Produkt aus Kathodenfall und Stromstärke gibt die im Kathodenteil verbrauchte Energie, die zur Aufrechterhaltung der für einen gegebenen Entladungszustand hinreichenden Temperatur und Glühelektronenemission erforderlich ist. Bei selbstgeheizten Kathoden wird die nötige Glühelektronenemission gewöhlich nur von einem kleinen Teil der gesamten Kathodenoberfläche mit erhöhter Stromdichte und Temperatur gesichert. Dieser am stärksten glühende Teil der Kathodenoberfläche wird als „Kathodenfleck" bezeichnet. Zu sehen ist der Kathodenfleck als ein hell leuchtender Punkt auf der Kathodenoberfläche. Auf ihn stützt sich der Kathodenteil der Entladung. Es kann einen oder mehrere derartige Punkte auf der Kathode geben. Bei der unselbständigen Bogenentladung wird bei fremdgeheizter Kathode die Oberfläche gleichmäßiger beansprucht, jedoch können auch hier einzelne Punkte 138

der glühenden Kathodenoberfläche eine erhöhte Temperatur und eine entsprechend große Glühelektronenemission besitzen. In anderen Fällen, wie z. B. bei der Bogenentladung in Quecksilberdämpfen mit einer Kathode aus flüssigem Quecksilber spielt der Kathodenfleck eine andere Rolle. Hier ruft der Kathodenfleck, der eine höhere Temperatur als die übrige Quecksilberoberfläche besitzt, in seiner Nähe eine Vergrößerung der Dampf dichte und der Stromdichte hervor. Diese ist hier zur Bildung einer hohen elektrischen Feldstärke hinreichend. Dadurch entsteht die Möglichkeit einer intensiven Erzeugung von Elektronen im Gebiet der Kathodenflecke durch Feldemission und durch thermische Ionisation in der stark erhitzten Dampfschicht, die sich an der Kathodenoberfläche befindet. Die visuell beobachtete Struktur der Bogenentladung hängt von der Art des Gases ab, in dem die Entladung vor sich geht, aber auch von den Eigenschaften der Elektroden, ihrer Polarität und der Art, wie man die Elektronen von der Kathode erhält. Nach dem wirksamen Gas kann man folgende zwei Fälle von Bogenentladungen unterscheiden: 1. Den Fall, daß die Elektroden keinen Anteil an der Entstehung und der Veränderung des gasförmigen Mediums, in dem die Entladung vor sich geht, haben. 2. Den Fall, daß das gasförmige Medium, teilweise oder vollständig durch Verdampfung des Elektrodenmaterials gebildet wird. In beiden Fällen bleibt noch die Frage nach der chemischen Trägheit des Gases und des Elektrodenmaterials, aber auch nach der Dichte und dem Druck des Gases in der Bogenentladung (Bogenentladung bei niedrigem und hohem Druck). In beiden Fällen können auch nach diesen Kennzeichen Untergruppen gebildet werden. 1. Ein sehr typisches Beispiel einer Bogenentladung der ersten Gruppe ist die Entladung in einem inerten Gas oder einem Dampf mit selbstgeheizten oder fremdgeheizten Elektroden, aus einem Material, das bei der Betriebstemperatur der Elektroden nicht merklich verdampft. Von den Lichtquellen gehören hierzu alle Bogenentladungslampen und -röhren mit Wolfram- oder Oxydkathoden, die mit einer inerten Gasatmosphäre (Neon, Argon, Stickstoff u. a.), in Metalldämpfen (Quecksilber, Kadmium, Natrium) oder Gemischen arbeiten. Das Gasentladungsmedium zeichnet sich bei dieser Art der Bogenentladung durch eine homogene Zusammensetzung und konstante Dichte, die nur in einigen Fällen von der Temperatur des Lampenkolbens abhängt, aus (Metalldämpfe, wenn im Entladungsraum die flüssige Phase vorhanden ist). Die Entladung kann bei verschiedenen Gasdichten vor sich gehen. Dementsprechend werden bei der Klassifizierung der Gasentladungslampen Niederdruck-, Hochdruck- und Höchstdrucklampen unterschieden. In röhrenförmigen Lampen hat diese Entladungsart bei konstantem Strom eine Struktur, die der Struktur einer Glimmentladung ähnlich ist. Bei niedrigen 139

Drucken wird nur im Kathodenteil, bei hohen Drucken im Anodenteil der Entladung ein Unterschied beobachtet. 2. Ein sehr charakteristischer Vertreter der Bogenentladung der zweiten, oben angeführten Gruppe, ist die Entladung in Quecksilberdämpfen mit einer Kathode aus flüssigem Quecksilber. Hier besteht das Entladungsmedium ausschließlich aus Quecksilberdämpfen, und die Elektronen werden durch Feldemission aus der Kathode erzeugt. Die Entladung kann bei verschiedenem Quecksilberdampfdruck erfolgen. Die Struktur ist mit Ausnahme des Kathodenteils der Struktur der vorigen Entladungsart ähnlich. Ein anderer komplizierterer Fall der Bogenentladung, der zur zweiten Gruppe gehört, ist der freie Bogen zwischen Elektroden aus verschiedenem Material (Lichtbogen). Hier ist das Medium, in dem die Entladung vor sich geht, ein Gemisch aus Bestandteilen der atmosphärischen Luft mit Dämpfen des Elektrodenmaterials und Produkten von chemischen Reaktionen dieser Bestandteile. Diese komplizierten Vorgänge erschweren die Untersuchung dieser Entladungsart, besonders bei verwickelter Zusammensetzung der Elektroden (Effektbogen) stark. Die Struktur der Entladung kann hier nur unter speziellen Bedingungen beobachtet werden. Wegen des geringen Elektrodenabstandes, des Fehlens von Wänden und der hohen Temperaturen ist ein Vergleich der Struktur dieser Entladungsart mit der Glimmentladung weit schwieriger. Die Aufstellung eines einheitlichen Strukturbildes der Bogenentladung ist nicht möglich. Das läßt sich aus den mannigfaltigen Arten und Bedingungen des Ablaufs der Entladung erklären, die durch die Gestalt des Entladungsraums, die Gasdichte und die Art, auf die man die Elektronen an der Kathode erzeugt, bestimmt werden. Außerdem hängt das Bild der Entladung stark von ihrem Zustand ab, der durch die Strom dichte und durch das Verhältnis des gesamten Entladungsstroms zum Elektronenemissionsstrom ausgedrückt wird. Nichtsdestoweniger kann man feststellen, daß das äußere Bild der Bogenentladung in röhrenförmigen Gefäßen bei kleinen Stromdichten und Drucken im Grunde dem oben beschriebenen Bilde der Glimmentladung ähnelt mit Ausnahme der schmalen Gebiete, die unmittelbar an die Kathode oder Anode stoßen. In anderen Entladungsfällen bleibt diese Ähnlichkeit nur näherungsweise erhalten, weil die hohe Bogentemperatur zur Ausbildung neuer Lichterscheinungen in Form unterschiedlicher Arten von Flammen und Aureolen führt. Die Potential Verteilung in einer Bogenentladung kann man qualitativ durch die Kurve der Abb. 50 darstellen. Unter Zugrundelegung dieser Verteilung kann man den Gasentladungsraum in folgende drei Gebiete einteilen. a) Das Kathodenfallgebiet AB\ b) Die positive Säule BC; und c) Das Anodenfallgebiet CD. Die grundlegenden Prozesse in den verschiedenen Gebieten der Bogenentladung kann man schematisch in folgender Weise darstellen. 140

Im Kathodenfallgebiet besteht, ähnlich wie man das bei der Glimmentladung beobachten kann, ein Überschuß an positiven Ionen, die eine Raumladung bilden. Der elektrische Strom wird in diesem Gebiet zu 10—50% von Ionen getragen, deren Bewegungsenergie unter der Einwirkung des elektrischen Feldes an die Kathode übergeben wird. Wegen der bedeutenden Stromdichte wird in der Bogenentladung die Übergabe dieser Energie von einer großen Wärmeentwicklung au der Kathode begleitet, die die Glühelektronenemission hervorruft. In einzelnen Fällen erreicht die durch die positive Raumladung hervorgerufene elektrische Feldstärke Werte, die ausreichen, um Elektronen aus der Kathode durch Feldemission herauszuziehen. Der Kathodenfall dient zur Ionisation von Gasatomen durch Elektronenstoß. Die Elektronen werden von der Kathode V emittiert. Diese Ionisation geht im Kathoden100fall vor sich und der elektrische Strom wird 0 60 im übrigen Teil des Entladungsraums fast Kohleeltktrodtn / I, ° 10.0A J ausschließlich von Elektronen getragen. 60 In einer Bogenentladung sind bei geringen 40 f'IOtat p'7i0torr J / Gasdrucken die Prozesse in der positiven 20 -8 Säule analog den Prozessen in der positiven Säule einer Glimmentladung. Werden Druck \*2totr und Stromdichte vergrößert, so werden die Kathode Anode Erscheinungen in der positiven Säule kompliAbb. 50 zierter und zwar durch die größere Wahrscheinlichkeit von Stufenprozessen. Dementsprechend können die Verluste an geladenen Teilchen durch Diffusion zu den Wänden bei sehr kleiner Elektronentemperatur und sehr kleinem Potentialgradienten in der positiven Säule kompensiert werden. -

Bei einer Vergrößerung der Entladungsstromdichte wird bei hohen Gasdrucken auch eine Einschnürung der positiven Säule beobachtet; die dadurch zustandekommt, daß sich eine große Wärmemenge in der Säule entwickelt und in ihr ein radialer Temperaturgradient entsteht: Der Anodenfall tritt in der Bogenentladung als Folge des bedeutenden, auf die Anode treffenden-Elektronenstroms und der negativen Raumladung auf. Seiner Größe nach übertrifft der Anodenfall einer Bogenentladung gewöhnlich den Kathodenfall. Infolge des bedeutenden Anodenfalls und des großen Elektronenstroms tritt eine große Energiemenge die an der Anode in Form von Wärme entsteht, auf. Quantitativ wird diese Energie durch das Produkt aus der Entladungsstromstärke und dem Anodenfall ausgedrückt. Äußerlich macht sich dieser Effekt der Leistungsentwicklung gewöhnlich in einer Erwärmung der Anode bis zu hohen Temperaturen bemerkbar.

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3. TEIL Die allgemeinen elektrischen und lichttechniscben Eigenschaften von Gasentladungslampen

8. KAPITEL

Die elektrischen Eigenschaften von Gasentladungslampen 28. Die Klassifikation der Gasentladungslampen Gasentladungslampen nennt man diejenigen Quellen elektromagnetischer Strahlung im sichtbaren, ultravioletten und infraroten Spektralbereich, deren Wirkung auf der Ausnützung elektrischer Erscheinungen in einem Gas beruht. Diese Erscheinungen sind dabei durch die Bewegung geladener Teilchen in einem elektrischen Feld bedingt. Die Strahlung einer Gasentladungslampe kann reine Lumineszenzstrahlung, reine Wärmestrahlung oder gemischte Strahlung sein. Je nach der Art des Strahlers kann man folgende Formen von Gasentladungslampen unterscheiden. 1. L a m p e n und L e u c h t r ö h r e n , in denen die Lichtemission von der Anregung oder Ionenrekombination der Gas- oder Dampfatome und -Moleküle herrührt. Diese Gasentladungslampen geben vorwiegend Lumineszenzstrahlung. 2. B o g e n l a m p e n , in denen das Licht von den Elektroden herrührt. Diese werden auf Kosten der Energie, die sich beim Stromdurchgang durch das Gas oder den Dampf entwickelt, zum Glühen gebracht. Diese Lichtquellen geben vorwiegend Temperaturstrahlung oder gemischte Strahlung. 3. L e u c h t s t o f f l a m p e n und -röhren, in denen, neben den Grundprozessen 1 und 2, die Lichtemission auch durch Photolumineszenz spezieller Stoffe — L u m i n o p h o r e — erfolgt. Diese werden in die Lampe gebracht und emittieren Licht unter der Einwirkung der bei den grundlegenden Prozessen ausgesandten Strahlung. Je nach dem Wirkungsprinzip des Strahlers, der die Photolumineszenz hervorruft, kann die Emission der gesamten Lampe reine Lumineszenzstrahlung oder gemischte Strahlung sein. In vielen Fällen erfolgt die Lichtemission der Gasentladungslampen bei gemeinsamer Ausnützung von zwei oder von allen drei oben angeführten Faktoren. Will man die Strahlungsquelle der einen oder der anderen Kategorie zuordnen, so muß man die Bedeutung der einzelnen Ursachen für den Leuchtprozeß beachten und die Klassifikation nach den vorherrschenden Kennzeichen vornehmen. Die Gasentladung ist die Hauptursache der Lichtausstrahlung. Sie kann unter verschiedenen Bedingungen vor sich gehen, die durch folgende grundlegende Faktoren bestimmt werden : a) Durch die Natur des Gases (permanentes Gas, Metall dämpfe) und seinen Druck. 10 I w a n o w , Elektrische Lichtquellen

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b) Durch die Methode, mit der man die Elektronen aus der Kathode erhält (Herausschlagen von Elektronen durch positive Ionen, Glühemission von Elektronen und Autoemission). Sie bestimmt die Form der Gasentladung. c) Durch Verwendung dieses oder jenes leuchtenden Entladungsteils. Nach dem ersten Merkmal (a) kann man unterscheiden: Lampen und Röhren mit permanenten Gasen und Lampen und Röhren mit Metalldämpfen. Einige Lichtquellenarten können auch nach dem Gasdruck klassifiziert werden. Eine Lampe oder Röhre wird dann durch den entsprechenden Hauptterminus unter Hinzunahme der Begriffsbestimmungen „Nieder-", „Hoch-" oder „Höchstdruck" gekennzeichnet. Um die Natur des Gases oder Dampfes zu berücksichtigen, die die Lichteigenschaften der Lampe oder Röhre kennzeichnen, kann die Füllung bei der Benennung zugezogen werden. Auf Grund des zweiten und dritten der oben angeführten Merkmale (b und c) kann die Klassifikation der Gasentladungslampen auch durchgeführt werden: nach der Entladungsform (Glimm-, Bogenentladung) oder nach dem leuchtenden Teil, der in der gegebenen Lichtquelle verwendet wird (negatives Glimmlicht, positive Säule). Von diesen beiden Kennzeichen ist die Entladungsform, die nicht nur den physikalischen Vorgang, sondern in bestimmtem Grade auch technische Parameter der Lampe (ihre Leistung und die Spannung) charakterisiert, besonders wichtig, sie wird bei der Klassifikation oft verwendet. Neben den oben angeführten Hauptmerkmalen einer physikalischen Klassifikation der Gasentladungslampen existieren noch mehrere technische- und Firmenkehnzeichen, die den Nutzeffekt charakterisieren. Dazu gehören Stromart, Betriebsspannung, Lampenform und Besonderheiten, die mit der Anwendung zusammenhängen (Zweck der Lampe). Eine Zusammenstellung der verschiedenen Arten von Gasentladungslampen ist in Tab. 11 (S. 148ff.) angeführt. 29. Die Zündung der Gasentladung Als Zündung einer Gasentladung bezeichnet man eine plötzliche Zustandsänderung der Entladung, die gewöhnlich von dem Auftreten von Lichterscheinungen oder eine Intensitätszunahme dieser Erscheinungen begleitet ist. In den meisten Fällen wird die Zündung beim Übergang von der unselbständigen in die selbständige Phase teilweise beim Übergang von der Dunkel- in die Glimmentladung und von der Glimmentladung in die Bogenentladung beobachtet. In gewissen anderen Fällen jedoch, wie z. B. bei der unselbständigen Bogenentladung, erfolgt die Zündung beim plötzlichen Übergang aus dem einen Stadium der unselbständigen Entladung in ein anderes, das durch große Stromstärke und Lichtintensität gekennzeichnet ist. Der Vorgang spielt beim Betrieb von Gasentladungsgeräten eine sehr bemerkenswerte Rolle. Das erklärt sich daraus, daß die zur Zündung nötige Spannung gewöhnlich höher ist als die Spannung, bei der die Entladung in ihrem stationären 146

Zustand aufrechterhalten wird. Infolgedessen bestimmt die Zündspannung die Gleichspannung, die zunächst an die Elektroden der Lampe gelegt werden muß, um eine Gasentladung hervorzurufen. Die kleinste, den Zündvorgang noch hervorrufende Spannung an den Elektroden heißt „ Z ü n d s p a n n u n g " . Sie wird mit Uz bezeichnet. Sie hängt von der Gasart, dem Gasdruck, dem Abstand und den Emissionseigenschaften der Elektroden sowie von der Stromart ab. Außerdem spielen bei der Zündung auch die äußeren Faktoren eine Rolle, die die Primärionisation des Gases bewirken. Die qualitative Seite des Zündvorganges einer Glimmentladung wurde im vorigen Kapitel (§ 26) erörtert und durch Abb. 46 veranschaulicht, in der die Zündspannung der Glimmentladung der Größe Uz und dem Punkte 0 der Kurve entspricht. A. Z ü n d u n g der G l i m m e n t l a d u n g . Auf Grund der Theorie der Elementarprozesse in einer Gasentladung kann man die Zündspannung Vz einer Glimmentladung aus der Gleichung (29,1) y(e>(vz-v°) - l ) = l errechnen. Die in der Gleichung auftretenden Größen besitzen folgende physikalische Bedeutung : Vz und V0 — sind die Potentiale der Anode bzw. des Entladungsraums; rj — ist der Ionisationskoeffizient des Gases. Er gibt die mittlere Zahl von Ionen, die durch Elektronenstöße und durch Sekundärprozesse in 1 sec auf 1 V Spannungsabfall im Raum zwischen den Elektroden gebildet werden. Diese Zahl hängt von der Gasart, dem

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, des die Entladung speisenden Wechselstroms oder der Elektrodenabstand odei auch die Art und Größe des in Beihe geschalteten Widerstandes R geändert werden. In Abb. 68 sind Diagramme angeführt, die derartige Änderungen der dynamischen Charakteristik für e. Eine Phasenverschiebung infolge induktiver Belastung des Netzes kann daher durch Einschalten eines Kondensators im Mittel ausgeglichen werden. Die Abb. 72 b und c zeigen, daß bei gleichbleibender Netzspannung U die Verteilung der Spannung auf die einzelnen Abschnitte des Stromkreises (Lampe, 12*

179

Selbstinduktion oder Kapazität) durch das kreisförmige Diagramm Abb. 73 dargestellt werden kann, wenn das Verhältnis zwischen dem Spannungsabfall Ui an der Lampe und dem Spannungsabfall UL an der Selbstinduktion bzw. Uc an der Kapazität, welche mit der Lampe in Reihe geschaltet sind, sich z. B. infolge von Stromschwankungen im Stromkreis ändert. Ändert sich die Netzspannung U und bleibt die Induktion L konstant (Drossel, außerhalb des Sättigungsgebietes), so erhält man die entsprechenden Änderungen von Ui und UL = IiioL aus dem Vektordiagramm Abb. 74. 3—1L stellen die zugehörige Spannung an der Lampe und an der Drossel für die neue Netzspannung U-\-AU cos Ut und cos

I s , so wird die Differenz Ii — I s teilweise durch den positiven Ionenstrom gedeckt. Daneben wird wegen der größer werdenden Feldstärke auf Kosten einer Erhöhung des Kathodenfalls die Elektronenemission der Kathode verstärkt. 194

38. Die Energiebilanz an der Kathode Arbeitet eine Elektrode als Kathode, so besteht ihre Energiebilanz analog der Bilanz der Anode aus zwei Teilen: 1. der Leistung, die der Kathode zugeführt und 2. der Leistung, die von ihrer Oberfläche abgeführt wird. 1. D i e L e i s t u n g genden Komponenten: (38.1)

die der K a t h o d e z u g e f ü h r t wird, besteht aus folPI = PjK + P{ + Pip +

Pg,

hier sind P j K — die Leistung der JouLEschen Wärme, die zur Heizung der Kathode von dem äußeren Heizkreis aufgewendet wird und derjenigen, welche beim Hindurchfließen des Lampenstroms durch die Kathode frei wird, Pi — die Leistung, die an der Kathode auf Kosten der kinetischen Energie der positiven Ionen frei wird, Pip — die Leistung, die auf Kosten der potentiellen Energie der Ionen bei deren Rekombination an der Kathodenoberfläche frei wird, Pg — die Leistung der Wärme, die vom Gas an die Kathode abgegeben wird. 2. Die L e i s t u n g , die von der K a t h o d e n o b e r f l ä c h e a b g e f ü h r t wird, beträgt (38.2)

P i = PR + P k + P, +

P^,

in dieser Gleichung bedeuten P j j — die durch Strahlung von der Kathode abgeführte Leistung, Pk — die durch das Gas infolge Wärmeleitung und Konvektion abgeführte Leistung, Pt — die Leistung, die infolge Wärmeleitung durch die Stromzuführungen abgeleitet wird, P $ K — die von der Kathode bei der Elektronenemission abgegebene Leistung. Im stationären Betriebszustand der Kathode hat die Energiebilanzgleichung an der Kathode die Form: (38.3)

PjK+

Pi + Pip + Pg = PR + Pk + Pt + Pe Stößt

\

(40,2)

tion

toniii

Die Größe % charakterisiert den Energiebruchteil, den das Elektron bei elastischen Stößen (s. a. § 21) verliert. Nach Division durch NedU erhält die Gleichung die Form:

Anregung durth Elek* | | innen

ç"'

Abb. 82

Die Kurven der Änderung der Summanden der Bilanz sind in Abhängigkeit G

vom Verhältnis— für Ne, Ne + 0,1 Prozent Ar und H, in Abb. 82 angeführt. Po

202

41. Allgemeine Eigenschaften der positiven Säule bei niedrigen Gasoder Dampfdrucken Die positive Säule einer Gasentladung stellt deren wichtigsten, leuchtenden Teil dar. Das erklärt sich einmal aus der bedeutenden Leuchtdichte der Säule, die von der Gasart und von der Stromdichte abhängt, aber auch daraus, daß in genügend langen Entladungsröhren die positive Säule einen großen Teil des gesamten Raums zwischen den Elektroden einnimmt. Ein überaus wichtiger Umstand bei der Erforschung der Eigenschaften der positiven Säule einer Gasentladungslampe, der die theoretische und experimentelle Untersuchung ihrer Eigenschaften erleichtert, ist die Axialsymmetrie der positiven Säule und die Homogenität ihrer elektrischen und lichttechnischen Eigenschaften über die Länge der Entladungsröhre. Das findet seinen Ausdruck in der Konstanz von Strom und Stromdichte in verschiedenen Röhrenquerschnitten und in dem konstanten Potentialgradienten längs der Röhre. Dadurch, daß diese zwei elektrischen Größen konstant sind, ist auch die elektrische Leistung und die Lichtleistung pro cm positive Säule konstant. ßei den in der Praxis verwendeten Gasentladungsröhren wird das Licht der positiven Säule entweder einer Glimmentladung oder einer Bogenentladung verwertet. Diese unterscheiden sich in diesem Teil nur durch den Charakter der vorherrschenden Elementarprozesse. In der positiven Säule einer Glimmentladung herrschen die gewöhnlichen Formen der Anregung und Ionisation vor, während in der Bogenentladung die entsprechenden Stufenprozesse die Hauptrolle spielen. Hierbei erzeugen die angeregten Atome „Bogen-" und die angeregten Ionen „Funkenlinien" des Spektrums. Der oben genannte Unterschied besitzt nur prinzipiellen Charakter, da angesichts des lückenlosen Übergangs der Entladung aus einem Stadium in das andere eine scharfe Einteilung der Entladungen nach diesem Kennzeichen nur bei einigen wenigen typischen Fällen möglich ist. Der einfachste Fall der Anregung ist die Anregung eines einatomigen Gases oder Dampfes bis zum Resonanzniveau beim Stoß des Atoms mit einem im elektrischen Feld beschleunigten Elektron. Da nach Gleichung (22,11) nur solche Gase eine sichtbare Resonanzstrahlung besitzen können, für die die Größe eV zwischen 1,55 und 3,1 eV liegt, so folgt aus Tabelle 9, daß Resonanzstrahlung im sichtbaren Spektralbereich nur von Lithium, Natrium, Thallium, Kalium, Gallium und Kohlenoxyd abgegeben wird. Wie unten (in § 65, 66) gezeigt wird, emittiert Natrium bei kleinen Gasdrucken und Stromdichten stark Resonanzstrahlung. Für einatomige Gase und Dämpfe wird bei großen Dichten die Wahrscheinlichkeit für Stöße zweiter Art größer. Diese führen zu einem größeren Wärmeverlust im Gase und an den Wänden der Entladungsröhre. In verschiedenen Gasen und Dämpfen (Neon, Quecksilber) wird das noch durch das Auftreten metastabiler Zustände gefördert. Bei Vergrößerung des Gas- oder Dampfdrucks nimmt die relative Intensität der Resonanzlinien ab. Je nach den Gaseigenschaften hat das eine Verringerung oder Ver203

größerung der Lichtausbeute der Entladung zur Folge. In komplizierteren Fällen, z. B. bei einer Entladung in Molekülgasen sind außer einfacher Anregung und Ionisation auch Anregungen innermolekularer Schwingungen möglich, die dazu führen, daß infrarote Strahlung auftritt und bei ihrer Absorption durch das Gas und die Wände der Röhre Wärme entsteht. Das führt seinerseits zur Verringerung der Lichtausbeute in der positiven Säule einer derartigen Entladung.

42. Die Energiebilanz in der positiven Säule Die positive Säule einer Gasentladung bei niedrigen Gasdrucken und kleinen Stromdichten ist das am besten geeignete Objekt zum Aufstellen einer Energiebilanz, die auf der Ermittlung quantitativer Beziehungen zwischen den elektrischen, optischen und thermischen Erscheinungen und den atomaren Eigenschaften des Gases beruht. Das erklärt sich daraus, daß die Prozesse, die unter diesen Bedingungen — symmetrische Struktur bezüglich der Achse und gleichartige Eigenschaften auf der ganzen Länge — in der Säule vor sich gehen, relativ einfach sind. Die Energiebilanz der positiven Säule einer Gasentladung für verschiedene Gase und Dämpfe, aufgestellt unter dem Gesichtspunkt der Art der frei werdenden Energie, wurde in der Sowjetunion von B . N. KLARFELD theoretisch und experimentell sehr genau untersucht. Für die Leistung pro cm Säulenlänge kann man die Bilanzgleichung schreiben: (42,1) hier ist

P' = 7G = p ; + p ; + i ' i i , P' — das Produkt aus dem Strom I und dem elektrischen Gratienten G und stellt die Leistung dar, die im Gasraum pro cm Länge der positiven Säule erzeugt wird,

Pv = Pvi + 4- P^, — die Leistung, die in demselben Raum den Gasatomen bei elastischen Stößen mit den Elektronen (P^) und Stößen mit metastabilen Atomen (P'VI) übermittelt wird, p' — p' _i_ -(- P'W — die Leistung, die durch die geladenen Teilchen — Elektronen und Ionen (P^,), — sowie durch metastabile Teilchen (P'w) an die den gegebenen Raum begrenzenden Glaswände abgegeben und in Wärme umgewandelt wird, F'R — der Lichtstrom, der von den Gasatomen auf Kosten der Anregung verschiedener Niveaus ausgestrahlt wird und im Idealfall ohne Absorption durch die Begrenzungen des Gasraumes hindurchtritt. Der Gesamtlichtstrom F'B setzt sich aus dem Strom F'RI, der auf Kosten der Anregung von Resonanzniveaus ausgestrahlt wird und dem Strom F'Rj zusammen, der auf Kosten der restlichen 204

Niveaus ausgestrahlt wird. Diese Einteilung ist auf Grund der unterschiedlichen Gesetzmäßigkeiten der Ausstrahlung von Resonanz- und anderen Linien, insbesondere bei niedrigen Gasdrucken zweckmäßig. Nach Division von (42,1) durch P' und unter Benutzung der Bezeichnungen jr, =

*?®>

=

V«

u n d ~y

=

Vs

(42.2)

erhalten wir i==rjv

+

rjn +

rjR,

Aus Gleichung (42,2) folgt, daß die Größen rjv, r\w bzw. i]R den Bruchteil der pro cm Säulenlänge frei werdenden Gesamtenergie darstellen, der der Erwärmung des Gasraumes rjv auf Kosten der elastischen Stöße, der Wärme rfw, die beim unmittelbaren Einwirken der geladenen und der angeregten Teilchen auf die Wände frei wird und der von der positiven Säule ausgesandten Strahlungsenergie Vr — VRi + Vr, entspricht, wo f]Ri die Energie der Resonanzstrahlung und rj^ die der restlichen Strahlung sind. Eine analytische Bestimmung der Bilanz und ihrer Bestandteile kann man auf Grund der nachfolgenden Angaben durchführen. a) B e s t i m m u n g der G r ö ß e P'v. Wir erhalten für die Leistung P'Vl, die bei den elastischen Stößen von Ne Elektronen, die sich in einem 1 cm Länge der positiven Säule entsprechenden Gasraum befinden, in Wärme verwandelt wird,

(42.3)

P'Vi =

j

xezdNi

=

J

~

•

V-±

1^f(ve)

•

dve,

0

f ' m

wobei 2m

XG —

•

M

z =j

mv\

2 ve

— die beim Stoß eines Elektrons der Masse m e und der Geschwindigkeit ve mit einem Gasatom der Masse M in Wärme verwandelte Energiemenge ist und , die Zahl der Elektronenstöße pro Sekunde,

— die Zahl der Elektronen, die eine Geschwindigkeit zwischen ve und ve dve besitzen, sind. Bei MAxwELtscher Geschwindigkeitsverteilung erhalten wir durch Einsetzen von A*e' aus (19,6):

dNe

=

(42,4)

N£f(ve)

dve

p ^ ß 2 m e -me v° •Ve - 4N° 2

o Durch Integration erhalten wir: (42,5)

p; =

h

i n

'

(

Vv y

\ v„

-e'^W—

4 ml - W . f n - M - X e

205

l/2kT und nach Substitution des Ausdruckes vw — J/ —'e— aus (19,7) für die wahrscheinlichste Geschwindigkeit erhalten wir: (42,5).

p; = 8

Bei Berücksichtigung der Verteilung der Elektronen, die innerhalb der Säule verschiedene Energie besitzen, kann man die Leistung P^ durch X. °o (42,6)

P ; =j 3 j o o

nir ,e) 2n-r-d,r-xee (

j'' & det

ausdrücken. Dabei sind W(r> £) — die Konzentration der Elektronen, die die Energie e besitzen in einem Hohlzylinder, der durch die Radien r und r -f- dr begrenzt wird und 1 cm lang ist; 2e e )~ x = z— die Stoßzahl pro Sekunde. me Für atomare Gase mit Ae R, wo R — der Radius der Röhre ist, kann der Wert von P'Vi durch die Gleichung: (42.7)

Pi=4,7l=(eP)

"•e

ausgedrückt werden, wo n0 die Elektronenkonzentration längs der Röhrenachse ist. Die Übertragung der in Wärme verwandelten Energie auf die Gasatome bei Stößen zweiter Art hängt von der Konzentration der metastabilen Atome und der Wahrscheinlichkeit solcher Stöße ab. Die Leistung P^, die pro cm Säulenlänge bei diesen Prozessen frei wird, kann in allgemeiner Form durch: (42,8)

P; = /i?2aflmfom-Fom m

ausgedrückt werden, wo aam — die Wahrscheinlichkeit für Stöße zweiter Art mit den Gasatomen für ein bestimmtes metastabiles Niveau am, f aro — der entsprechende Anregungskoeffizient für 1 Volt und ein Elektron und Vam — die Anregungsspannung des Niveaus ist. Die experimentelle Bestimmung dieses Energieanteils der Bilanz begegnet einer Reihe Schwierigkeiten. Man kann nur hinzufügen, daß die Energie, die den Gasatomen durch metastabile Atome mitgeteilt wird, bei niedrigen Gasdrucken gering ist. 206

b) B e s t i m m u n g der G r ö ß e P'w. Die den Glaswänden der Röhre durch die Elektronen und Ionen übermittelte Leistung beträgt (42,9)

= 2 nRjw

V

p

+

Va

In dieser Gleichung bedeuten R — den Röhrenradius, jw — die Dichte des zur Wand fließenden Stroms, — 2k T 4/3 F e = die in Elektronenvolt ausgedrückte kinetische Energie der Eleke tronen, die zur Wand transportiert wird, Fj — die potentielle Energie, die von den Ionen bei. ihrer Rekombination an die Wand abgegeben wird, Vp + Vw — die kinetische Energie des Ions ( V ist der Teil der Energie, der innerhalb des Plasmas erhalten wird, und Vw der Teil, der sich auf die Raumladungsschicht an der Wand bezieht). Der Teil der Leistung, die auf die Wand von metastabilen Atomen übertragen wird, kann näherungsweise ausgedrückt werden durch: (42,10)

®' n* P^ = ZnB-r* -eVom

-i iVT = 2nR • » . l / w " '

wobei v — die mittlere Geschwindigkeit der Atome an der Wand ist. Sie beträgt l / 8 k Tw |/ nM nM ' n a — ist die Atomkonzentration, Tw — die Wandtemperatur, e — die Elektronenladung, und Vom — die Anregungsspannung des metastabilen Atoms. c) B e s t i m m u n g der G r ö ß e F's des L i c h t s t r o m s . Wenn man im einfachsten Falle voraussetzt, daß die Anregung der Gasatome ausschließlich durch den unmittelbaren Stoß der Atome mit den Elektronen erfolgt und daß die Zahl der Strahlungsemissionsakte/sec gleich der Anregungsakte/sec ist, dann kann man die Größe des Gesamtlichtstroms, der von 1 cm der positiven Säule innerhalb des Gasraums ausgestrahlt wird, durch eine Gleichung ausdrücken, die eine ähnliche Struktur wie Gleichung (42,6) besitzt: A = O O

(42,11)

R

~

^ = 2 * 1 = 2 f A=0 A=0 o t

I

6

'

Hier ist außer den früheren Bezeichnungen — waX — die Anregungswahrscheinlichkeit der Strahlung mit der Wellenlänge 1 durch ein Elektron, das die Energie

207

ee besitzt und sx = e VaX — die minimale Elektronenenergie, die für die Anregung dieser Strahlung notwendig ist. Setzt man zur Vereinfachung waX = const bei einer mittleren freien Weglänge Ae Ä "•3 .'S «Hl g ^ s es ß " M 79 100

32 17,5 15 7 5 -

28,5 27 14

|

p = 0,15 torr

43 .-s :cä ® .-¡J > S "S -c fcd 43 0B < •s S -< «Sii P,

611 610

Ü

-6>P, Abb. 90

to m « ai » to

(6 3 P 2 — 7 3 S 1 ). Die zweite Kombination ( 6 3 P 0 1 2 — 63Di,2,3) liefert die sechs in Abb. 90 dargestellten Linien im ultravioletten Spektralbereich; dort sind die durch die Auswahlregel für J verbotenen Übergänge dieser Kombination punktiert dargestellt.

V

10.36

10-

V

43F 33D,i.Ì 2%

2'S, 2'P,

6 -

y% œ im

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IO O

1 160 j 160 — 3s3 P x infolge der Verwandlung der "H ISO \ m ü M J HO kinetischen Energie des Atoms in H 130 t " " i Wa potentielle bei dem großen Unterschied 120 i 120 110 | 110 der Energieniveaus (0,05 gegen 0,04) 100 « 100 M SO 90 wenig wahrscheinlich ist, besitzt das 80 80 70 Niveau 3s3 P 2 eine größere Verweil% 70 60 1 60 dauer als 3s3 P 0 . Bei kleinen GasSO i SO W//. 1 40 40 drucken ist wegen der verstärkten 30 1 30 m 20 Diffusion der Atome an die Wände 20 &\ 10 10 1 als ihre Verweildauer im angeregten Zu}200 S600 6000 « 0 0 SS00 5100 5600 6000 M 00 6800 A stand nicht groß, umgekehrt wird bei Wel/enlöngc hohen Drucken die Energie der metaAbb. 95 stabilen Atome vorzugsweise den Gasatomen mitgeteilt. Diese Erscheinung findet, wie weiterhin noch besprochen wird, ihre Widerspiegelung in der Lichtausbeute der in der Praxis verwendeten Gasentladungslampen. Eine Tabelle der Spektrallinien des Neons mit Angabe ihrer relativen Intensität ist unten (in Tab. 19 a) angeführt, das entsprechende Diagramm für eine Neon-Leuchtröhre ist in Abb. 95 angeführt. 15*

227

Argon, K r y p t o n und Xenon. Die schweren Edelgase — (Argon, Krypton und Xenon) besitzen, wie aus Tab. 6 folgt, eine ebensolche Struktur der äußeren Elektronenschalen, wie das Neon. Demgemäß besitzen sie analoge Termsysteme, welche sich für jeden gleichbenannten Term nur im Energiebetrag unterscheiden. Tabelle

19a

R e l a t i v e spektrale I n t e n s i t ä t e n und relative Helligkeiten der Spektrall i n i e n d e r p o s i t i v e n S ä u l e i n N e o n . D u r c h m e s s e r d e r R ö h r e — 20 m m . F ü l l d r u c k b e i Z i m m e r t e m p e r a t u r p = 2 torr. G l e i e h s t r o m b e t r i e b b e i 11 = 0,75 A u n d e i n e m G r a d i e n t e n G = 1,59 V/cm. D i e L e i s t u n g , d i e p r o cm p o s i t i v e S ä u l e a b g e g e b e n w i r d , b e t r ä g t 1,19 W/cm, d i e L e i s t u n g , d i e p r o cm S ä u l e a u s g e s t r a h l t w i r d , b e t r ä g t 0,175 W/cm. D i e S t r a h l u n g s a u s b e u t e b e t r ä g t f ü r a l l e N e o n l i n i e n 14,7 P r o z e n t I n der Tabelle sind die mittleren Werte aus drei Messungen bei Zj = 0,5 A; 11 = 0,75 A und J j = 1,0 A angeführt Wellenlänge, Ä

Relative Intensität J-x

Relative Helligkeit Jx KX

5852 5882 5944 5975 6030 6074 6096 6128 6143 6164 62J7 6266 6305 6334 6383

11,0 8,2 13,8 3,2 3,7 13,6 21,0 0,5 35,8 9,0 6,3 18,3 6,9 29,2 23,0

8,91 6,4 9,13 2,13 2,18 7,28 10,71 0,235 16,1 3,82 2,45 5,52 1,79 6,71 4,32

2JxKx 0,8 2

= 114,1

Jk = 526,5

0,4

Wellenlänge, A

Relative Intensität Jx

Relative Helligkeit Jx KX

6402 6504 6533 6599 6652 6678 6717 6929 7024 7032 7174 7245 7439 8082

100 43,2 11,0 16,0 0,5 29,0 17,8 27,5 0,5 47,0 6,8 18,8 4,7 8,5

17,3 4,53 0,99 0,976 0,022 1,07 0,51 0,181 0,002 0,141 0.009 0,012 0,001 0,0

ZJxKA 0,8

= 0,216;

ZJ,

0,4

H l = 621-0,216

134 lm/W.

Das führt zu dem bekannten Unterschied in der Anordnung und der Intensität der Spektrallinien dieser Gase. Das Argon besitzt 18 Elektronen, von denen die 2 der K-Schale und die 8 der L-Schale dieselben Quantenzahlen wie beim Neon besitzen; die übrigen 8 — 2 (3s) und 6 (3p) — Elektronen bilden die äußere M-Schale des Argons, analog der L-Schale des Neons. Das Argon verfügt über die Resonanzniveaus 2s, (n = 4); 2p, (n = 4) und 3d, (n = 3) von denen die Linien X = 1067 — 1048 A mit der Anregungsspannung Va = 11,56—11,77 V ausgehen und über die metastabilen Niveaus 2s3, (n — 4) und 2s 5 , (n = 4) mit den Spannungen VfflS = 11,49—11,66 V. Die Ionisierungsspannung des Argons beträgt Vi = 15,69 V. Da das Argon228

spektrum bei niedrigen Drucken nur eine schwache Intensität im sichtbaren Spektralbereich (grau-blaues Licht) besitzt, wird es in Leuchtröhren in der Hauptsache als Zusatzgas verwendet, wobei es zur Erleichterung der Zündung der Entladung und für sekundäre Anregungsprozesse ausgenutzt wird. Das K r y p t o n besitzt 36 Elektronen, die auf die Schalen K, L und M verteilt sind; außerdem besteht die äußere Schale N aus 8 Elektronen: aus 2 (4s) und 6 (4p) Elektronen. Das Krypton verfügt über die Resonanziii veaus s 4 , (j = l) und s 2 , (j = 1) von denen die Linien X = 1236 und 1165 Ä ausgehen mit den entsprechenden Anregungsspannungen Va = 9.98 und 10,59 V und über die metastabilen Niveaus: s 4 , (j = 2) und s 3 , (j = 0) mit den Anregungsspannungen Vms = 9,86 und 10,51 V. Die Ionisierungsspannung des Kryptons beträgt V{ = 13,94 V. Im sichtbaren Spektralbereich hat das Krypton die folgenden sehr intensiven Linien (Tab. 19b). Tabelle

Wellenlänge Ä

Relative Intensität

6456 6421 5871 5570 5562 4502

50 30 300 200 50 60

19b

Farbe

Wellenlänge A

Relative Intensität

4464 4454 4320 4319 4274

80 50 150 50 100

Orange Gelb Grün Blau

Farbe Indigo

tt

Die große Zahl der Linien im sichtbaren Bereich des Kryptonspektrums, die durch Erhöhung des Gasdruckes noch 290 210 - f 280 erhöht werden kann und die verhältnis- 280 270 270 H«Iii m W/' mäßig gleichmäßige Verteilung der In- 260 260 250 tensität deuten hier auf die Möglichkeit 250 'W//> 240 240 W//< 230 hin, weißes Licht zu erzeugen. Das wird 230 Wf/t 220 220 in Kryptonlampen verwendet. 210 w^ 210 Das X e n o n besitzt 54 Elektronen, die auf die Schalen K, L, M und N verteilt sind; außerdem besteht die äußere Schale O des Xenons aus 8 Elektronen, 2 (5s) und 6 (5p). Die Anregungsniveaus des Xenons liefern bei den Übergängen P o - 1 s 4 und P 0 — 1 s, Resonanzlinien mit den Wellenlängen X = 1469 —1295 Ä und den entsprechenden Anregungsspannungen Va = 8,39 — 9,52 V. Die metastabilen Niveaus s 5 , (j = 2) s 3 , (j—0) besitzen die Anregungsspannungen 8,28 und 9,40 V. Die Ionisierungsspannung des Xenons beträgt V{ = 12,08 V.

w//< W/a

200 190 130 .

fp

W/A W/Y/ Mw W/a W/a W/a

no 5)50

°tso

1140 i 130 ¿120 " 110

/

~100

/ /

•90

80 70 60 50 40 30 20 10

/

1

t 1

/

-1 1

WA (W< W/a

ft W/A M W/A WA y/m

Ä

\ \

Wellenlänge

Abb. 96

229

Der sichtbare Bereich des Xenonspektrums wird durch Tab. 19 c charakterisiert. Tabelle,

Wellenlänge A

Relative Intensität

6728 6669 6488 6473 6470 6318 6182 5824 4923 4843 4830

50 40 20 20 40 30 20 20 60 60 70

1 9 c

Farbe

Wellenlänge A

Relative Intensität

4807 4793 4734 4697 4691 4671 4624 4525 4501 4194 4070

100 20 100 70 25 300 200 50 100 30 20

„

Rot

„ „ „

„

Orange Gelb Blau

„

Färbe Blau

Indigo Violett 1»

Ähnlich dem Krypton nähert sich die Farbe des Xenonlichtes dem Tageslicht. Untersuchungen des Krypton- und Xenonspektrums bei hohen Drucken zeigten, daß auch eine intensive Strahlung im nahem infraroten Gebiet des Spektrums vorhanden ist. Man kann schließlich noch die spektrale Energieverteilung für Helium anführen (Abb. 96). Sein Linienspektrum ist in Abb. 97 wiedergegeben. ojs

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xAk = 1 Watt) bestimmt. Weiterhin wurden zur Herstellung des genormten Farbendreiecks durch Umgestaltung des Koordinatensystems und Umrechnung aus den oben erhaltenen Werten xx, x2 und xs 'die g e n o r m t e n s p e z i f i s c h e n K o m p o n e n t e n x, y und z für verschiedene Wellenlängen eines energiegleichen Spektrums im räumlichen Koordinatensystem die Achsen XYZ bestimmt. Sie bilden eine dreiseitige Pyramide, die den Kegel der Spektralfarben einschließt (s.a. den Kurvenzug rgV in Abb. 99b). Gemäß den Vereinbarungen bei der Transformation dient die Komponente y der Raumkoordinaten als Maß für den Lichtstrom (F =~y). Nimmt man den Lichtstrom bei A = 5550 Ä im Wellen längenintervall A I als Einheit, so kann man für das energiegleiche Spektrum die Änderung der Größen x, y und i in Abhängigkeit von der Wellenlänge in der Form des Diagramms Abb. 99 a erhalten. Die Ordinaten der angeführten Kurven, die die einzelnen Komponenten der Spektralfarben des energiegleichen Spektrums darstellen, drücken physiologisch

233

den relativen Farbreiz aus, der durch die drei Reizursachen R, G, B bewirkt wird, und die Kurve y ist der Empfindlichkeitskurve des Auges analog. Der Übergang von den genormten spezifischen Komponenten zu den Koordinaten des genormten Farbdreiecks wird dadurch vollzogen, daß die Komponenten x, ~y und z durch die Koordinaten x, y, z ersetzt werden. Diese betragen: (45,2) v

= ~ L

X

;

x + y

+

r

y=

y

x +

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z =

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7000 /

3000 im Wallenlängeh

Abb. 99 a

erhalten.

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234

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0 Cs °Zn 0Hg

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0.5* y > m / \ ¿Na

— % +

Gasentladungslampen o N Lampe mit Stickstoff o C0¡ Kohlendìtuyd o Ne Neon °He " Helium o Na " Natrium-Dampf ort " Thallium-

faa/i-consH

04* Evakuierte

z'

Wenn man in diese Gleichungen die Größen x, y, z aus den Kurven der Abb. 99a oder aus einer speziellen Tabelle einsetzt, kann man die Koordinaten x, y, z des genormten IBK-Farbdreiecks 1931 (Abb. 99 b) für verschiedene Wellenlängen

Wärmestrahlung ® 0 - Weißes UM

;

y +

oj

0.2 V

0.1

In das Diagramm sind die Farbkurve der reinen Spektralfarben rgV, die Faibkurve der Strahlung eines schwarzen Körpers bei verschiedenen Temperaturen und eine Reihe von Punkten für Temperaturstrahler und Gasentladungslampen eingetragen. Im Schwerpunkt des Dreiecks, der bestimmt wird durch die Koordinaten x — y = z = y „ befindet sich der O-Punkt, der weißem Licht entspricht. Er entspricht der Farbe der Strahlung eines schwarzen Körpers bei T — 5500° K. Als Beispiel für die Bestimmung der Farbkkoordinaten von monochromatischer Strahlung möge die Strahlung einer der Natrium-Z>-Linien mit der Wellenlänge X = 5890 Ä dienen; ihre spezifischen Komponenten, bestimmt durch die Kurven der Abb. 99 a, sind 5;= ac -1,02; ~y — bc= 0,77 ; i = 0 und es ist x + y -j- z tt? 1,79; unter Benutzung der oben angeführtenGleichungen erhalten wir x =

1,02

0 77

= 0,57;

y = y^g = 0,43 und z « 0 , Das kommt der Farbe einer Natriumlampe (Na), in deren Strahlung die gegebene Linie eine dominierende Rolle spielt, sehr nahe. Bei der Bestimmung der Farbe von zusammengesetztem Licht, das aus einer Reihe von Linien verschiedener Intensität besteht, kann die Rechnung nach dem unten in Tab. 20b angeführten Schema durchgeführt werden. Das Schema bezieht sich auf eine Quecksilber-Hochdrucklampe mit p 800 torr (s. a. SpektralTabelle 18). Tabelle 20 b 3

4

Energie

Vx%

^

35,2 28,6 22,0 2,4 1,8

0,89 0,38 0,33 0,03 0,02

2

1 Wellenlänge, Ä

Farbe Gelb Grün Blau Violett Violett

5770—5791 5461 4358 4078 4047

5

r—

X +

31,30 10,64 7,26 0,07 0,24

X = 49,51

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Abb. 106 a

Abb. 106b

Abb. 106 o

und eine größere Leistung aus. Diese hängt von der Größe der Elektrodenoberfläche ab. Gewöhnlich ist dieser Lampentyp mit normalen Sockeln und mit 263

einem Widerstand, der in dem M Fuß unter dem Sockel monrtiert ist, versehen. Muster o ~ derartiger Lampen werden 5 in Abb. 106 gezeigt. Die Lampen können mit Neon (rotes Licht) und mit Argon«« Quecksilber (blaues Licht) © gefüllt werden. 3. L a m p e n für S p e z i a l S zwecke. Sie sind durch eine besondere Elektrodenkonstruktion und spezielle Füllung gekennzeichnet. Diese g sind so gewählt, daß die "" geforderten elektrischen, •g lichttechnischen und Frequenzeigenschaften erreicht werden. Zu diesen Lampen gehört •a die Fernsehempfängerlampe 2 TH-2, die in Abb. 107 a dar• gestellt ist. Die Elektroden ^ dieser Lampe bestehen aus einer polierten Nickel- oder Eisenplatte (Kathode) und g einem flachen Rahmen, der " sich in einer Entfernung •g von 2—3 mm von der Ka< thode befindet als Anode. Um ein Leuchten der Kathodenrückseite und das da© mit verbundene Anwachsen des Stromes zu verhindern, ¿j wird diese Seite durch ein Glimmerplättchen isoliert. An die Fernsehlampen werden erhöhte Forderungen bezüglich des linearen Zusammenhanges zwischen 2 Strom und Leuchtdichte, .a kleiner Hysterese der StromSpannungs - Charakteristik und minimaler Leucht- und elektrischer Trägheit bei

Frequenzen bis 10000 Hz gestellt (siehe weiter unten die Kurven in Abb. 112). Zu denSpeziallampen gehört auch die in Abb. 107 b gezeigte Punktlicht-Modulationslampe TMH-1, die in Lichtschreibern benutzt wird. Die wichtigste Besonderheit dieser Röhren ist die erhöhte Leuchtdichte in Achsenrichtung, die durch Verwendung einer Hohlkathode erreicht wird. Außer diesen Spezialtypen nennen wir noch: die Lampen mit gerader Drahtkathode, die als Spannungsindikatoren und als Indikatoren bei Glimmlichtoszillographen dienen (Abb. 107 c), die Lampen zur Bestimmung der Polarität von Elektroden (Abb. 107d) (Polprüfer), die Gasrelais mit Glimmentladung (Abb. 107e), die Gasspannungsteiler und Spannungsstabilisatören (Abb. 107 f) und verschiedene Arten von Gasentladungsvorrichtungen. Die elektrischen und lichttechnischen Eigenschaften der am häufigsten verwendeten Lampen werden zusammen mit den Abmessungen in Tab. 24 angegeben. b) E l e k t r i s c h e E i g e n s c h a f t e n . Die elektrischen Eigenschaften der Glimmlampe sind: Die Nennwerte von Strom und Spannung, sowie die Kurven der gegenseitigen Abhängigkeit dieser Größen bei Variation. Der Nennwert des Lampenstroms / , wird durch den Zustand und die geometrischen Parameter der Lampe bestimmt. Der Arbeitszustand der Lampe bei der Nennspannung wird durch die Stromdichte j an der Oberfläche der

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> S o o o n4J 00 "O 0) S o b N "5 N TO 1s ^ —durchläßt. Abb. 131 Unter gleichen Bedingungen (Röhrendurchmesser, Gasdruck und Stromdichte) ist der Gradient in der positiven Säule für Helium (Abb. 132) größer als für Neon. Für Röhren von einem Außendurchmesser D2 = 13 bis 14 mm bei einem Strom 7, = 25 mA und p = 10 torr ist der Lichtstrom /m:F,' ä*50 lm/m und so ist 286

bei G « i 1,9 V/cm die Lichtausbeute in der positiven Säule einer Heliumröhre Hps äs 1,05 lm/W, d. h. etwa y i 0 der Lichtausbeute einer Neonröhre unter den gleichen Bedingungen. Die Leuchtdichte der positiven Säule ist demgemäß Bps = 0,045 — 0,05 sb. c) R ö h r e n m i t N e o n , A r g o n und Q u e c k s i l b e r (blaue und F a r b e ) . B l a u e F a r b e : Hier gibt man in die mit Argon oder Neon Röhre noch eine kleine Menge flüssiges Quecksilber. Die Gasatmosphäre dann aus einem Gemisch dieser Gase mit Quecksilberdämpfen. Der druck und die Dichte der Quecksilberdämpfe hängen v/an.un von der Temperatur des kältesten Teils der Röhre ab. a

grüne gefüllte besteht Partial-

Bei einer Temperatur von rd. 15° C ist dieser Druck se p = 0,001 torr. Die positive Säule ist bei einem solchen Gemisch blau, der Ton hängt von der Arbeitstemperatur der Röhre und von dem Druck der Gasfüllung ^ ab. Das tiefblaue Licht des Quecksilbers in einer Neon- oder Argonumgebung ist hierbei bedingt durch die Verkleinerung der Intensität der Spektrallinien ^ ¿ o dieser Gase zugunsten der Verstärkung der charakteristischen Quecksilberlinien. Das erklärt sich physi'•» kaiisch durch die niedrigen Werte des Anregungsund Ionisierungspotentials des Quecksilbers gegenüber ,.„ dem der genannten Gase. Die Neon- oder Argondämpfe erleichtern andererAbb. 132 seits die Zündung, da beim Einschalten die Temperatur der Lampe niedrig und der Druck der Quecksilberdämpfe infolgedessen noch unbedeutend ist. Die elektrischen und lichttechnischen Eigenschaften von Röhren mit Quecksilberdämpfen unterscheiden sich von denen der einfachen Neonröhren; das findet seinen Ausdruck in dem kleineren Potentialgradienten der positiven Säule und der kleineren Lichtausbeute. Bei Röhren mit Di = 16—18 mm Durchmesser bei einem Strom It = 50 mA beträgt der Potentialgradient G = 3,0 V/cm und der Lichtstrom/m: Fi = 70 lm/m. Die Lichtausbeute der positiven Säule ist in diesem Falle Hpg = 5,5 lm/W. Grüne F a r b e : Das Spektrum der Quecksilberdämpfe enthält, wie bekannt, im sichtbaren Teil eine violette (A = 4047 Ä), eine blaue (A = 4358 Ä) und eine grüne A = 5461 A) Linie, sowie gelbe (A = 5781, 5770 und 5790 Ä) Linien. Die relative Intensität dieser Linien ändert sich mit dem Quecksilberdampfdruck. Bei niedrigen Drucken ist die Intensität der violetten und blauen Linie größer als die der gelben und grünen Linien. Deshalb ist die positive Säule unter diesen Bedingungen hellblau. Durch Anwendung von Färbfiltern, die die Intensität der violetten und blauen Linie schwächen und das Licht im gelben und grünen Gebiet des Spektrums durchlassen, kann man die Lichtfarbe von Quecksilberröhren in grasgrün umwandeln. In Reklameröhren übernehmen die Glaswände der Entladungsröhren •287

die Rolle von Farbfiltern. Sie sind aus gelbem Glas gefertigt. Natürlich ist die Verwendung solcher Röhren mit einem Verlust am von der positiven Säule ausgestrahlten Gesamtlichtstrom, und dementsprechend mit einer Verringerung der Lichtausbeute verbunden. Gewöhnlich werden bei grünem Licht, das auf diese Weise erzeugt wird, 30—45 Prozent des Gesamtlichtstroms verschluckt. Bei den gleichen elektrischen Parametern wie bei den oben beschriebenen durchsichtigen Quecksilberröhren strahlen gefärbte Röhren für grünes Licht bei einem Durchmesser D1 -16—18 mm rd. 50 lm/m aus und haben eine Lichtausbeute der positiven Säule Hpg = 4.0 lm/W. Eine Zusammenstellung der elektrischen und lichttechnischen Daten von Röhren mit kalter (Spalte 1, 2, 5 und 6) und glühender (Spalte 3, 4, 7, 8 und 9) aktivierter Kathode und einem Gemisch von 120 M%Neon- und Quecksilberdämpfen ist in Tab. 31 gegeben. In Tab. 32 sind Daten für. Röhren mit anderen Gasen angegeben. Abb. 133 Die Abhängigkeit der Hauptparameter (Leistung P(, Lichtstrom Ft usw.) von der Primärspannung U0 des Transformators und dem Röhrenstrom l l ist in Abb. 133 a und b für Neon dargestellt. Je nach dem Anwendungszweck haben Röhren mit kalter Kathode verschiedene Abmessungen und können verschiedene Formen haben. So verwendet man z. B. für Signalzwecke in einigen Fällen eine Zickzack-Form, die dadurch auffällt, daß die einzelnen Windungen der Röhre, die in verschiedenen Ebenen in bestimmter Richtung angeordnet sind, eine gleichmäßig leuchtende Oberfläche besitzen. Das Bild einer solchen Lampe vom Typ PCI und rC2 des Moskauer Elektrolampenwerkes ist in Abb. 134 wiedergegeben. Eine derartige Röhre ergibt bei einem Durchmesser von 9—10 mm und einer Länge des Entladungsraums von 2170 ± 30 mm in Richtung senkrecht zu einer Ebene durch die Type BH-I Achse des Sockels insgesamt eine leuch2 tende Oberfläche von 150 X 77 mm . Bei einem Strom I, = 20 m A erreicht die Röhre je nach der Füllung eine Lichtstärke von 6 (grüne Farbe) bis 25 HK (rote Farbe). Zu den Glimmentladungslampen mit positivem Leuchten gehören auch die Miniaturleuchtröhren der Type BH-1 Abb. 134 Abb. 135 288

60 & §

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gelb-weiß blau

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grün

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der Luft- und Seeschiffahrt benutzt werden. Diese Eigenschaften ermöglichen es, ohne Unterbrechung Tag und Nacht Lichtsignale zu geben und dadurch die Bedienungskosten der Anlage zu senken. Das ist besonders wichtig bei Abschnitten von Flugrouten, die in der Nähe von Hochspannungsleitungen verlaufen. In Tab. 34 ist die Wirtschaftlichkeit von farbigen Röhren mit einer Glühlampe von Hj = 11,3 lm/W mit Filtern verglichen. Tabelle 34 Glühlampen mit Farbglas

rot gelb grün blau

. . . . . . . . . .

. . . .

Filterdurchlässigkeit in Proz.

Lichtausbeute v. Glühlampen mit Filtern in lm/W

Gasentladungsröhre

20 30 20 2

2,25 3,42 2,25 0,27

Neon . . . . Natrium . . Hg mit Filter Desgl. . . .

Filterdurchlässigkeit in Proz.

—

70 25

Lichtausbeute der Röhre in lm/W 18,0 36,0 12,6 1,8

Auf Grund von Versuchen kann man damit rechnen, daß Neonröhren als Leuchtfeuer für Flugrouten und zur Flugplatzbeleuchtung sowie als Warnfeuer verwendet werden. Für Feuer größerer Reichweite, wie Richtungsfeuer bei Flugplätzen und Hauptfeuer an Flugrouten verwendet man besser Glühlampen mit einer Optik. Haben eine Neonröhre und eine Glühlampe mit Filter gleiche Farbe und gleiche Lichtstärke, so zeigt sich, daß das Neonlicht bei Rauch oder Nebel besser sichtbar ist. Das rührt daher, daß die Neonröhre kein kontinuierliches Spektrum emittiert. Da sich aus Leuchtröhren Zeichen und Schriftzüge herstellen lassen, kann man Flug- und Landeplätze durch Anwendung bestimmter Lande-, Begrenzungs- und anderer Signale deutlich kennzeichnen. Eine Schwäche der Leuchtröhren auf diesem Anwendungsgebiet besteht in den Schwierigkeiten bei der Anwendung in Signalapparaturen und in einer Optik. In Einzelfällen kann man zur Bündelung des Lichtstroms einer Röhre spezielle optische Mittel benutzen. Das Beispiel einer Leuchtröhren-Hohlspiegel-Kombination ist in Abb. 137 angeführt. b) D e r A n s c h l u ß v o n L e u c h t r ö h r e n a n d a s N e t z . Wie alle anderen Gasentladungsröhren werden auch die Leuchtröhren an das Netz mit Hilfe spezieller Schaltvorrichtungen geschaltet. Die Vorrichtungen dienen außer zur Stabilisierung dazu, an die Elektroden eine Spannung zu legen, die genügend hoch für den stationären Betrieb und für die Zündung der Entladung bei Netzanschluß ist. Die Spannung bei stationärem Betrieb einer Glimmentladungsröhre folgt aus Gleichung (54,2). Demgegenüber liegt die Zündspannung der Röhre um 50—75 Prozent höher. 293

Die Betriebsspannung von Glimmentladungsröhren beträgt je nach der Länge 1 0 0 0 - 1 0 0 0 0 Volt. Da bei Verwendung von Wechselstrom die Stabilisierungsverluste bei der Entladung verringert werden können und außerdem Wechselstrom leicht auf die erforderliche hohe Spannung transformiert werden kann, verwendet man für Leuchtröhren zweckmäßigerweise Wechselstrom. Am bequemsten ist es, spezielle Hochspannungs-Streufeldtransformatoren zu verwenden, deren Sekundärspannung im Leerlauf 75—100 Prozent höher als die

A- Röhrencharakteristik B- Transformatorcharakteristik (Ohmscher Widerstand) von Röhre Transformator

S

35mA

| J) Arbeitspunkt

bei

Leerlauf

Normaler Betrieb von Röhre and Transformator

5 |

Arbeitspunkt

10

15

i

20

von Röhre und

i i i

2S

30

,

35mA

Transformator

Abb. 138 normale Betriebsspannung der Röhre liegt. Dadurch entfällt die Notwendigkeit, einen besonderen Widerstand oder eine Drossel in Reihe zur Röhre zu legen und man hält ferner die Leistungsverluste im Transformator klein. Sie betragen nur 10—25 Prozent im Verhältnis zur Gesamtleistung, die Röhre und Schaltgeräte verbrauchen. Abb. 138 zeigt eine schematische Übersicht über die Verteilung des Kraftflusses im Kern eines solchen Streutransformators bei drei verschiedenen

294

Belastungen (Leerlauf, Normalbetrieb und Kurzschluß) und auch die diesen Fällen entsprechenden Strom-Spannungscharakteristiken. Als Unzulänglichkeit solcher Transformatoren muß ihr niedriger Leistungsfaktor cos

50 200 250 300X 350 Lampe wird es durch das gelbe m Jj« «¡0 450 500 550 600'K Tg — Natriumleuchten verdrängt; dieses tritt bei einer Röhrentemperatur Abb. 177 von ungefähr 200° C auf. Wächst die Temperatur weiter von 230° C bis zur normalen Betriebstemperatur von 270° C an, verdrängt das Natriumleuchten fast vollständig das Neonleuchten. Ungefähr 15 bis 20 Minuten nach dem Einschalten der Lampe erreicht das Leuchten der Dämpfe seine volle Intensität. c) D i e B e d i n g u n g e n f ü r die A n r e g u n g der N a t r i u m a t o m e und die R o l l e des H i l f s g a s e s . Wenn man das Verhalten der Natriumatome betrachtet, die den Stößen von Elektronen verschiedener Geschwindigkeit ausgesetzt sind, so kann man folgende Arten der in Abb. 86 dargestellten Energieübergänge feststellen : a) Bei einer Elektronenenergie unter 2,1 V beobachtet man ausschließlich elastische Stöße. b) Bei einer Elektronengeschwindigkeit von 2,1 V wird das Atom bis zum Resonanzniveau angeregt, worauf die gelbe Natriumlinie emittiert wird. Analysiert man mit dem Spektroskop die in diesem Falle emittierte Strahlung, so kann man feststellen, daß sie aus zwei gelben Linien mit der Wellenlänge l = 5890 Ä und l = 5896 Ä besteht. 333

Diese beiden Linien entsprechen zwei Zuständen, deren Energieunterschied so gering ist, daß es praktisch unmöglich ist, die eine Linie ohne die andere zu erzeugen. Die Wellenlänge X kann aus Gleichung (22,11) erhalten werden, nachdem die entsprechenden Werte für V eingesetzt wurden. c) Wird die Geschwindigkeit der Elektronen weiter bis 3,2 V erhöht, so beginnt die Emission der zwei infraroten Linien X = 11382 Ä und X = 11404 Ä, die einem Übergang des Elektrons vom Anregungszustand 3,2 V in den Zustand 2,1 V entsprechen. d) Bei einer Geschwindigkeit, die 3,5 V entspricht, werden die Linien X = 8183 Ä und X = 8195 Ä emittiert. e) Bei 4,1 V werden die Linien X = 6154 Ä und X = 6161 Ä emittiert, bei 4,3 V die Linien X = 5683 Ä und X = 5688 Ä, die Emission aller vier Linien entspricht den Übergängen von 4,1 und 4,3 V auf das 2,1 V-Niveau. f) Bei 5,12 V wird das Natriumatom ionisiert. Die Rolle des in die Natriumdampflampe eingeführten Hilfsgases besteht sowohl darin, die Zündung der Entladung zu erleichtern, als auch den Energieaustausch zwischen den Elektronen und den Natriumatomen zu vermitteln. Das äußert sich in folgendem: Die Wahrscheinlichkeit, ein bestimmtes Niveau irgendeines Gases oder Dampfes anzuregen, hängt, wie bekannt, ab (siehe § 22): a) von der Wahrscheinlichkeit von Stößen zwischen Elektron und Atom, die durch die Dichte des Gases oder Dampfes und die Atomgröße bestimmt wird, und b) bei gegebenem Gas, und bei gleicher Dichte, vom Verhältnis der Elektronenenergie (Geschwindigkeit) zur Energie des Anregungszustandes. Die relative Wahrscheinlichkeit, daß ein Elektron, welches sich im elektrischen Feld bewegt mit Atomen des Hilfsgases oder Natriumdampfes zusammenstößt, ist ungefähr gleich dem Verhältnis des Gas- und Dampfdrucks. So ist bei einem Hilfsgasdruck (Neon) p1 « i 1,5 torr und einem Natriumdampfdruck p 2 fü 4 X 10~3 torr bei t g = 270° C der Stoß der Elektronen mit den Neonatomen ungefähr 375 mal wahrscheinlicher als der mit den Natriumatomen. Um den Elektronenstoß mit den Hilfsgasatomen zur verstärkten Emission einer gewünschten Spektrallinie zu verwenden, im gegebenen Fall der Natriumresonanzlinien, muß das Hilfsgas ganz bestimmte physikalische Eigenschaften besitzen. Diese Eigenschaften bestehen: 1. darin, möglichst viele elastische Stöße bei der gegebenen Elektronengeschwindigkeit mit den Atomen des Hilfsgases herbeizuführen, wodurch der Gesamtweg der Elektronen vergrößert wird und dementsprechend auch die Wahrscheinlichlichkeit für Stöße mit Natriumatomen und für ihre Anregung1) steigt, und 2. darin, daß die Gasatome metastabile Anregungszustände besitzen mit einer Energie, die ausreicht, um die Natriumatome bei einem Stoß zweiter Art bis zum Niveau der Resonanz-D-Linien anzuregen. Diese Verlängerung des Weges wird durch den „Umwegfaktor" bestimmt (siehe Gleichung (19,22)). Er ist für Neon gleich 2,71. Während einer solchen Bewegung steigt auch die Geschwindigkeit des Elektrons ungefähr von 2,1 auf 5,1 V. Das erhöht die Wahrscheinlichkeit der Anregung von Natriumatomen. 334

In bezug auf die Natrium dampfentladung besitzen die Edelgase: Argon, Neon, Helium diese Eigenschaften, ihre Anwendung als Hilfsgas erhöht beträchtlich den Anteil an sichtbarer Strahlung und damit die Lichtausbeute der Entladung. Die Entwicklung einer Entladung in Edelgasen, z. B. Neon; und in Natriumdämpfen geht auf folgende Art vor sich. Beim Einschalten der kalten Lampe erfolgt anfangs die Entladung im Neon, da die Konzentration der Natriumatome gering ist. Der sich im Neon einstellende Kathodenfall beträgt etwa 16,5 bis 16,7 V und ergibt eine Elektronengeschwindigkeit, die ausreicht, das Neon auf niedrige Resonanz- und metastabile Zustände anzuregen. Die Anregung auf höhere Niveaus, die eine sichtbare Emission des Neons und seine Ionisation hervorrufen, geht in der Hauptsache auf Grund von Stufenprozessen vor sich. Hierbei entsprechen die Intervalle dieser Änderungen den größenordnungsmäßig gleichen Geschwindigkeiten (2,2 bis 5,3 V), die man benötigt, um die Natriumresonanz-D-Linien zu erhalten. Deshalb verläuft unter diesen Bedingungen die Anregung der sichtbaren Neonlinien gleichzeitig mit der Anregung der Natriumlinien. Bei gegebener Dichte der Neonatome wird die Lichtintensität des Neons durch die Anregungswahrscheinlichkeit seiner Zustände im sichtbaren Spektralbereich bestimmt. Diese hängt ab von der Konzentration der Neonatome auf metastabilen und Resonanzniveaus. Entsprechend hängt die Wahrscheinlichkeit die Natrium-D-Linien anzuregen von der Natriumdampfdichte ab, die durch die Temperatur der Glaswände der Lampe bestimmt wird. J e mehr sich die Temperatur der Lampe infolge Wärmeabgabe in das Gasvolumen und an die Lampenwände erhöht, desto mehr wächst die relative Wahrscheinlichkeit dafür, daß ein Natriumatom an Stelle eines Neonatoms angeregt wird, und unter den oben genannten Temperaturbedingungen spielt das Natriumleuchten die vorherrschende Rolle. Gleichzeitig hiermit fällt, infolge des Anwachsens der Zahl der unelastischen Stöße von Elektronen mit Natriumatomen, auch die Elektronentemperatur der Entladung bis auf Werte, die dem Anregungspotential der Resonanz-Natriumlinien nahe sind. Die verringerte Leuchtintensität des Neons ist hierbei auf die relative Verringerung der Energiemenge zurückzuführen, die zur Anregung des Neons verwendet wird, im Vergleich mit Natrium. Dadurch ist die Konzentration der metastabilen Neonatome, die zur Ausstrahlung von sichtbaren Linien „vorbereitet" sind, geringer.

66. Lichtausbeute und die Bedingungen für die Wahl des Arbeitszustandes der Natriumlampe Oben wurde schon darauf hingewiesen, daß die Natriumdampflampen eine sehr hohe Lichtausbeute besitzen. Das erklärt sich einerseits daraus, daß sich die am leichtesten anzuregenden Natriumresonanz-D-Linien in einem Gebiet befinden, welches nahe der Maximalempfindlichkeit des Auges liegt, anderseits aus der verhältnismäßig großen Ausbeute an Resonanzstrahlung verglichen mit anderen Gasentladungsprozessen, die nicht unmittelbar zur Emission von sicht335

barem Licht führen. Die große Ausbeute aber ist auf das niedrige Anregungspotential der D-Linien und die Anwendung spezieller Maßnahmen zurückzuführen, wie die Beimischung von Edelgasen, sowie die Wärmeisolation der Lampe. Daß die Möglichkeit besteht, eine hohe Lichtausbeute der Entladung in Natriumdämpfen zu erreichen, kann man aus der Spektrallinientabelle (Tab. 13) und folgenden Gegenüberstellungen entnehmen. Lichtäquivalent für monochromatische Strahlung einer Wellenlänge, die dem Empfindlichkeitsmaximum des Auges 1 = 5560 Ä entspricht und für dieNatriumD-Linien der Wellenlänge l = 5890 bis 5896 Ä: Strahler bei l = 5560 Ä 621 lm/W Na-D-Linie l = 5 8 9 0 - 5 8 9 6 Ä 477 „

100 Proz. „ 76,8

Weiter unten sind experimentelle Werte für die Lichtausbeute der Natriumlampe mit Argonfüllung von einigen torr bei einem Natriumdampfdruck von ca. 7 X 1 0 - 3 torr (tg = 280° C) und einer Stromdichte j tv 50 mA/cm2 angegeben. Zählt man die Emission der DLinien bei 1 = 5890—5896 A und der drei ultravioletten Linien 1 — 2853, l - 3302 und l = 3427 Ä zusammen, so haben wir eine Lichtausbeute bei künstlicher Erwärmung der Lampe von 334 lm/W, und bei Berücksichtigung sämtlicherWärmeverluste 55 lm/W. Diese Werte der Lichtausbeute stellen 53,8 Prozent bzw. 8,85 Prozent verglichen mit den 621 lm/W dar, oder 70,4 bzw. 11,5 Prozent im Verhältnis zum Lichtäquivalent der NatriumD-Linien. Die Lichtausbeute steigt ein wenig, wenn die Lampe statt mit Argon, mit Neon gefüllt ist; und mit modernen langen Natriumlampen erreicht man 70 lm/W. Die Energiebilanz der Entladung der Natriumlampe ohne künstliche Erwärmung ist graphisch in Abb. 178 dargestellt. Aus diesem Diagramm ist zu sehen, daß der größte Teil der zugeführten Energie, ungefähr 70 Proz., sich im Lampenvolumen bei elastischen Stößen der Elektronen mit den Atomen des Hilfsgases in Wärme verwandelt; ungefähr 10 Prozent geht zur Erwärmung der Elektroden ab und die restlichen 20 Proz. verwandeln sich in Strahlungsenergie; von diesen 20 Proz. wird bei Argonfüllung ungefähr 15 Prozent im sichtbaren Gebiet emittiert, bei Neonfüllung ungefähr 17 Prozent, der restliche Teil der ausgestrahlten Energie (5 Prozent bzw. 3 Prozent) wird im unsichtbaren Spektralbereich emittiert. Die verschiedenen Wirkungsgrade der Natriumstrahlung rj E , rj 0 , r/v werden in diesem Fall auf folgende Art dargestellt: 3B6

Energetischer Wirkungsgrad

15 r j S = — 1 0 0 - - 75 Prozent,

Optischer Wirkungsgrad V

°

=

477 621100

=

'

?6 8

Prozent

'

Visueller Wirkungsgrad r j T = 0,75 • 0,768 • 100 = 57,6 Prozent. Der visuelle Wirkungsgrad r/y der Natriumröhre mit Neonfüllung, der unter anderen Bedingungen (j e — 1,0 A/cm2) aus der Analyse der Energieverteilung im Spektrum (Tab. 13) gewonnen wurde, beträgt rj v = 59,5 Prozent. Die äußere Energiebilanz dfer Natriumlampe setzt sich hierbei aus folgenden Teilen zusammen: Strahlung von sichtbarem Licht durch Natriumdämpfe 15 Prozent Wärmestrahlung durch die Elektroden 10 „ Wärmestrahlung durch das Glas 35 ,, Verlust durch Wärmeleitung und Konvektion 40 „ Insgesamt 100 Prozent Aus dem oben gesagten folgt, daß die Lichtausbeute der Natriumlampe, der ausgestrahlte Lichtstrom pro verbrauchter Leistung, in der Hauptsache von der relativen Ausbeute der Resonanz-D-Linien abhängt; nach Untersuchungen verschiedener Autoren kann diese Ausstrahlung 78 bis 95 Prozent der gesamten Leistung der positiven Entladungssäule erreichen und ungefähr 86 Prozent der Leistung, die in allen Spektralgebieten emittiert wird. Für eine Lampe bestimmter Elektrodenkonstruktion und bestimmter Abmessungen hängt bei gegebenem Hilfsgas der Wert der Ausstrahlung in der Hauptsache von zwei Faktoren ab: a) Von der Stromdichte in der Lampe und b) von der Dichte und dem Druck der Natriumdämpfe, die das aktive Medium darstellen, in dem die leuchtende Gasentladung vor sich geht. Diese beiden Faktoren wirken gleichzeitig, aber in verschiedenem Maße auf den durch die Lampe emittierten Lichtstrom und die von ihr benötigte Leistung. a) L i c h t s t r o m . Vergrößert man die Entladungsstromdichte, so steigt in Natriumdampf die Gesamtintensität des Lichtstroms verhältnismäßig wenig; da dadurch jedoch die Konzentration an angeregten Atomen steigt, steigt auch die Wahrscheinlichkeit, daß Stufenprozesse auftreten, die zu unsichtbarer infraroter Strahlung und Ionisation führen; deshalb wählt man eine geringe Stromdichte zwischen j ; = 0,1 und 0,6 A/cm 2 , um eine maximale Lichtausbeute der Entladung zu erhalten. Erhöht man die Betriebstemperatur der Entladungsröhre, so. vergrößert sich die Natriumdampfdichte, dementsprechend wächst die Wahrscheinlichkeit von Stufenprozessen und zwar nicht nur, weil die Zahl der durch Elektronenstoß angeregten Atome wächst, sondern auch durch Reabsorption oder Absorption von 22

I w a n o w , Elektrische Lichtquellen

337

Resonanzstrahlung durch neutrale Atome, die durch die Absorption der Energie des Lichtquants angeregt werden. Wie schon (§ 23 c) gezeigt wurde, zieht dies die sogenannte „Diffusion von Resonanzstrahlung'' nach sich, deren Folge eine scheinbar größere Verweilzeit des Atoms im angeregten Zustand ist, dies erhöht entsprechend die Wahrscheinlichkeit für sekundäre Stufenprozesse. Quantitativ kann der Einfluß, den eine Erhöhung der Strom- und Natriumdampfdichte auf den Strahlungsfluß und Lichtstrom, der von den angeregten Natriumteilchen ausgestrahlt wird, besitzt, in vereinfachter Form durch folgende Überlegungen erklärt werden. Der monochromatische Strahlungsfluß F'k der Wellenlänge X und der Frequenz v, welcher durch das Gas oder Dampfvolumen pro cm Röhrenlänge ausgestrahlt wird, kann durch folgende Gleichung ausgedrückt werden: (66,1)

^ =

*

In diese gehen außer den bekannten Größen F'x, h und v auch z1 — Anzahl der Atome, die in einer sec auf das Niveau angeregt werden, daß einer Ausstrahlung der Wellenlänge X entspricht, und «2 — Anzahl der Sekundärprozesse pro sec, bei denen das Atom aus dem angeregten, durch ein bestimmtes Niveau charakterisierten Zustand in einen anderen Zustand übergeht, ohne Licht der Wellenlänge X auszustrahlen. z x kann durch die Gleichung ausgedrückt werden: (66.2)

zt = Anx =

c1nnNei

Hierbei ist n x = die Konzentration der angeregten Atome in dem Niveau, das einer Emission der Wellenlänge X entspricht. A — ist die Wahrscheinlichkeit eines spontanen Überganges unter Ausstrahlung eines Energiequants (66,2a)

£

=

h r = y ,

nn — ist die Konzentration der neutralen Atome. Ne — die Elektronenzahl im Volumen von 1 cm Röhrenlänge. c± — ist eine Konstante, die die Zahl der auf ein Atom und ein Elektron kommenden Anregungsakte zum Zustand charakterisiert; der Wert dieser Konstanten hängt nur von der Elektronentemperatur der Entladung ab und beträgt: oo

(66,2b)

c1=j'qXie)f(e)-dee 'a (siehe (42,15) und folgendes).

Entsprechend ist: (66.3)

338

22 = c2 • nxNe,

wo C2 — eine Konstante ist, die die Zahl der sekundären Anregungsprozesse des Atoms, die auf ein angeregtes Atom und ein Elektron pro sec kommen, ausdrückt. Aus Gleichung (66,2) läßt sich bestimmen, daß (66.4)

=

ist.

Wenn wir A = — setzen, wobei r die mittlere Lebensdauer des angeregten Atoms r ist, erhalten wir: (66.5)

nx = c1n„Ne- r.

Setzen wir nx aus der Gleichung (66,5) in Gleichung (66,3) und die schon bestimmten Größen zx und z2 in Gleichung (66,1), so erhalten wir: (66.6)

Fx' - hv (c1nnN(. -

cic2nnJVe

2r)

=

Clhvn„Ne (1

-

c2Ner).

Den monochromatischen Lichtstrom F'x, in Lumen ausgedrückt, erhält man, indem man den Strahlungsstrom F'x aus Gleichung (66,6) mit dem Lichtäquivalent der D-Linie Vx (in lm/W) und mit 10~7 (1W = 107 erg/sec) multipliziert, oder: (66.7)

I V = Cjhv -Vx-nn-Ne(

1 - c2Ne • r) • 10" 7 Im.

Untersucht man die Gleichungen (66,6) und (66,7), so kann man feststellen, daß das erste Glied auf der rechten Seite cx • hv • nn • Ne den Teil des Strahlungsflusses darstellt, der durch unmittelbare Anregung der Atome durch Elektronenstoß emittiert wird. In reiner Form kann dieser Prozeß praktisch bei sehr geringen Stromdichten und sehr geringer Natriumdampfdichte, bei künstlicher Erwärmung der Entladungsröhre realisiert werden. Wie schon oben gezeigt wurde, kann in diesem Fall die nutzbare Strahlungsleistung im Verhältnis zu der für die Entladung aufgewendeten Leistung 90 Prozent betragen. Ist die Elektronentemperatur bekannt, so wird der Strahlungsfluß und der Lichtstrom unter den oben genannten Bedingungen (Stromdichte 0,02 bis 0,1 A/cm2 und Natriumdampfdruck 10"3 bis 10- 2 torr) mit Hilfe der Gleichungen (42,12) und (42,15), § 42 berechnet. Bei konstanter- Röhrentemperatur (nn = const) ist im Idealfall die relative Änderung des Strahlungs- und Lichtstromes Fx und Fi von der Stromdichte in der Entladungsröhre (Ne — var) linear abhängig (Gerade A in Abb. 179 a). Wenn man jedoch die Stromdichte über einen bestimmten Grenzwert erhöht, so machen sich in Wirklichkeit Sekundärprozesse bemerkbar, deren Energie summarisch in Gleichung (66,6) als Teil des Strahlungsflusses c^hv • n n N*x eingeht. Ändert sich die Stromdichte, wobei alle anderen Größen konstant bleiben, so ist dieser Teil des Strahlungsflusses dem Quadrat der Stromdichte, oder N\ proportional. Deshalb folgt bei konstanter Temperatur und variabler Stromstärke die tatsächliche Strahlungs- und Lichtstromänderung der Kurve B in Abb. 179 a, die mit der Geraden A nur bei sehr geringer Stromdichte, wenn c2Nex in Gleichung (66,6) und (66,7) wesentlich kleiner als 1 ist, zusammenfällt. Kurve B zeigt weiterhin, 22»

339

daß bei einer weiteren Steigerung der Stromdichte in der Lampe die Strahlung und der Lichtstrom langsamer anwachsen, weshalb eine Erhöhung der Stromdichte über bestimmte Grenzen nicht vorteilhaft ist. Das 2. Glied der Gleichungen (66,6) und (66,7), welches den Energiebetrag der sekundären Stufenprozesse bei der Entladung darstellt, enthält r — die Verweilzeit des Atoms. Unter gewöhnlichen Entladungsbedingungen in Natriumdämpfen (geringe Stromdichte und geringer Dampfdruck) hat diese Größe den gewöhnlichen Wert eines normal angeregten Atoms in der Größenordnung 10 -8 sec. Deshalb wird in diesem Fall der geringe Wert des Klammerausdrucks c2Ner durch den kleinen Wert von r bestimmt. Untersuchungen der Erscheinungen in der Entladung bei höheren Natrium dampf drucken zeigten, daß die für sekundäre Stufenprozesse verbrauchte Energie nicht nur durch die 200 225 210 275'C 300 "I7i 0 100 200 300 m ¡00 600 0) N, rr,A b) größere Wahrscheinlichkeit der Stöße 2. Art und durch die große Abb. 179 Konzentration der angeregten und neutralen Atome gesteigert wird, sondern auch dadurch, daß die Verweilzeit des Atoms scheinbar wächst. Wie schon gezeigt wurde, macht sich bei großer Konzentration der bis zum Resonanzpotential angeregten Atome die „Diffusion der Resonanzstrahlung" bemerkbar, welche aus einer wiederholten Anregung neutraler Atome auf das Resonanzniveau durch die Strahlungsenergie besteht. Diese Anregungen, die in der Achse der Entladungsröhre vor sich geht, breitet sich im Gasvolumen in Richtung auf die Röhrenwände aus, Anregung und Emission wechseln viele Male miteinander und die Zeit r vergrößert sich dadurch scheinbar. Die scheinbare Verweilzeit ist in diesem Fall gleich der Zeit, die benötigt wird, um ein Quant vom Entstehungsort bis zu den Röhrenwänden zu bringen; sie hängt unmittelbar von der Anzahl der Zwischenanregungen ab, die durch die Konzentration der neutralen Atome oder die Natriumdampfdichte bestimmt werden. Benutzt man die analoge Erscheinung der Diffusion von materiellen Teilchen im Gas und verwendet man die Formel für die Verschiebung der Teilchen durch die BitowNschen Bewegungen im 3-dimensionalen Raum, so wird die Zeit t, die man zur Verschiebung eines Teilchens auf der Strecke A benötigt: (66,8)

t -

6 £>' wobei D der Diffusionskoeffizient der Teilchen im gegebenen Medium ist. Um ein Lichtquant in einem Gasmedium zu verschieben, kann man den Diffusionskoeffizienten D aus der allgemeinen Formel der kinetischen Gastheorie D = 340

auf Grund folgender Voraussetzungen ermitteln: Da die mittlere

Wanderungsgeschwindigkeit ¥ des Lichtquants im Gas zwischen zwei Zusammenstößen, die Absorption des Lichtquants und die Emission eines neuen Lichtquants nach r fv 10 -8 sec einschließt, kann die mittlere freie Weglänge X und die Zeit _ X durch die Formel v = — ausgedrückt werden, folglich ist: (66.9)

D=

=

Vergleicht man anderseits die bekannten Gesetze der Lichtabsorption im Medium Fk= F(,e~cx mit dem Gesetz für die Schwächung eines Elektronenstrahls in einem Gas Nx = N0e

~T

1

, so erhält man j = a, und wenn man X in

Gleichung (66,9) einsetzt, erhält man: (66,9a)

* =

Nimmt man den Exponenten der Lichtabsorption durch das Gas als konstant und der Konzentration der neutralen Atome des Mediums proportional an (66.10)

a =

kinn>

so erhält man, nachdem die Größen a in Gleichung (66,9 a) und D in (66,8) eingesetzt wurden: (66,11)

t =

hl 2

Da für eine zylindrische Röhre der Wert A von C bis 2 läuft, je nach der Lage des strahlenden Atoms, so kann man den mittleren Wert A = k2- i f j setzen und (66.12)

t=

1

^ - r - n l - R \ = K-nl-R\.

Als Endergebnis erhalten wir, nachdem t statt r in die Gleichung (66,6) und (66,7) eingesetzt wurde (66.13) und (66.14)

Fi —

Fi

= e1hv

Cjhv • nn • Ne (1 - c2 • KNe n„Ne

• Vx

(1

-

c.,K -Ne-n%-

•»»•

BJ)

BJ) 10-' Im.

Aus den Gleichungen (66,13) und 66,14) kann man sehen, daß bei konstanter Stromdichte (N e — const) und variabler Temperatur (n„ = var) die Kurve für die Änderung des Strahlungs- und Lichtstroms einen anderen Charakter als die Kurve in Abb. 179 a besitzt. Den Verlauf dieser Kurve kann man nach Abb. 179b beurteilen. Aus dem Diagramm ist zu sehen, daß bei bestimmter Dampfdichte die Kurve des Strahlungs- oder Lichtstroms ein Maximum besitzt, welches einer optimalen 341

Röhrentemperatur entspricht. Differenziert man Gleichung (66,13) und (66,14) nach %n und setzt die erste Ableitung gleich null, so kann man sowohl die Lage des Maximums berechnen, als auch, nachdem die Werte eingesetzt würden, den Absolutwert des maximalen Strahlungs- oder Lichtstroms. Experimentell kann man nachweisen, daß bei einer Natriumdampfdruckerhöhung der Lichtstrom F^ sich nicht so schnell verringert, wie aus den Berechnungen nach Gleichung (66,14) hervorgeht. Dies erklärt sich durch den DoppLER-Effekt, der eine Verringerung der Linienabsorption auf Grund der Linienverbreiterung bewirkt. Alle oben angestellten Betrachtungen über die Strahlung und den Lichtstrom gelten nur für die Natrium-D-Linien, die bei der Natriumentladung eine vorherrschende Bedeutung besitzen. Wie allgemein bekannt ist, enthält das Natriumspektrum auch eine Reihe anderer sichtbarer Linien (s. Diagramm Abb. 86 und 87) die durch Elektronen emittiert werden, die höhere, in § 65 bestimmte Geschwindigkeiten besitzen. Wie aus Tab. 13 zu sehen ist, beträgt für die in der Tabelle angenommenen Bedingungen die gesamte Ausbeute dieser Strahlung i v 1,4 Prozent der Gesamtstrahlung oder ÄJ 1,8 Prozent des von der Lampe ausgesandten Lichtstroms. Bei normaler Stromdichte und normalem Natriumdampf beträgt die infrarote Strahlung 12 bis 14 Prozent der Gesamtstrahlung der Lampe, und erreicht bei Dampfdruckerhöhung 50 Prozent. Es ist notwendig, hinzuzufügen, daß das Licht der Lampe gewöhnlich auch die Spektrallinien des Füllgases enthält. Sie erreichen ihre größte Intensität in der Röhrenachse, wo sich ein fadenförmiger Entladungskern bildet. Er ist rot bei Neon, etwas dunkler bei Argon und in der Farbe wenig von Natrium unterschieden bei Helium; bei Helium erklärt sich das durch die gelbe Linie X = 5876 Ä im Heliumspektrum. Die durch das Hilfsgas Neon ausgestrahlte Intensität des Lichtstroms erreicht im stationären Zustand 5 Prozent des gesamten, von der Lampe ausgestrahlten Lichtstroms. b) L e i s t u n g der N a t r i u m e n t l a d u n g . Die Energie, die zur Aufrechterhai tung der Entladung in der Natriumlampe verbraucht wird, enthält außer dem Teil, der zur Emission der Natrium-D-Linien benötigt wird, noch eine Reihe Summanden: die Energie für die elastischen Elektronenstöße mit den Natriumund Hilfsgasatomen, für ihre Anregung auf ein höheres Niveau bei Stößen 1. und 2. Art und schließlich die Ionisationsenergie. Ein Teil der Energie dieser Prozesse (die oben in § 40 bis 43 besprochen wurden) wird unmittelbar in den Raum ausgestrahlt und der Rest an die Elektroden und Kolbenwände abgegeben. Wenn man die Entladungsbedingungen ändert, so kann das Verhältnis der Leistung der nutzbaren Strahlung zum Leistungsverlust, das die Lichtausbeute der Lampe bestimmt, in weiten Grenzen verändert werden, indem man den elektrischen Zustand und die Konstruktion der Lampe variiert. Das kann geschehen durch Änderung des Durchmessers der Entladungsröhre und des Elektrödenabstands, die bei gegebenem Zustand die Wandverluste bzw. die relativen Verluste an den Elektroden und in der positiven Entladungssäule bestimmen. Außerdem hängt bei gegebenem Leistungsverbrauch der Entladungszustand auch von den Kühlungsbedingtingen der Röhre, die die Natriumdampf dichte bestimmen, ab. 342

Entsprechend diesen oder jenen konstruktiven Besonderheiten der Lampe oder Forderungen an ihre elektrischen Parameter — an die Spannung U l und die Stromstärke I t — wird ihr optimaler Betriebszustand in bezug auf die Lichtausbeute bestimmt. Dieser Zustand wird durch die elektrische Leistung P, die Stromdichte in der Entladungsröhre j t und durch die Temperatur der Röhrenwände T bestimmt. Die von der Lampe benötigte elektrische Leistung Pt wird im allgemeinen durch die Gleichung:

P,=y,I,U,=y>nRZji (VA + GL + FK) p ausgedrückt, wobei w = ~ y t t der Phasenfaktor für Wechselstrom ist, welcher Ulli (66,15)

von dem Verlauf der Spannungs- und Stromkurven abhängt, und der für verschiedene Lampen zwischen yi = 0,80 und yj = 0,98 schwankt, für Gleichstrom ist tp = 1,0. Wie schon gezeigt wurde, hängt der Anoden- und Kathodenfall VA und FE von der Elektrodenart und den Eigenschaften des Gases, im gegebenen Fall von den Eigenschaften des Hilfsgases ab. Auf diese Art hängt die Leistung, die eine Lampe gegebener Konstruktion und Abmessung (R und L) benötigt, unter sonst gleichen Bedingungen von der mittleren Stromdichte j, und dem Potentialgradienten in der positiven Säule G ab. Diese Größen sind so zu wählen, daß eine optimale Lichtausbeute der Lampe gesichert ist. Oben wurde gezeigt, daß eine Erhöhung der Stromdichte in der Natriumlampe ein stärkeres Hervortreten der Sekundärprozesse nach sich zieht und deshalb die nutzbare Resonanzstrahlung zurücktritt. Es ist daher theoretisch am günstigsten, die Natriumlampe mit einer möglichst geringen Betriebsstromdichte, in der Größenordnung 1/100 A/cm 2 zu bauen. Da jedoch von der Entladung eine bestimmte Wärmemenge abgegeben werden muß, um eine genügende Natriumdampfdichte zu erzeugen und die Kathode ohne fremde Wärmequellen zu heizen, verwendet man 0,1 bis 0,6 A/cm 2 als Betriebsstromdichte, in einigen Fällen auch höhere Werte. Bei der Wahl der optimalen Stromdichte und der ensprechenden Röhrentemperatur sind unbedingt die Abmessungen zu berücksichtigen, wobei man für weite Entladungsröhren eine geringe Stromdichte und entsprechend geringere Temperatur, für dünne Röhren größere Werte verwendet. Das rechtfertigen nicht nur die oben gebrachten theoretischen Ausführungen, sondern auch die relativ kleinere Abkühlungsfläche weiter Röhren und der damit geringere relative Verlust durch Ionenrekombination an den Wänden bei Steigerung des Entladungsröhrendurchmessers und des Natriumdampfdruckes. Es genügt jedoch nicht, die Stromdichte zu vergrößern, um die Röhrentemperatur zu erhöhen, da sich der andere Faktor der Leistung — der Potentialgradient der positiven Säule G — verringert. Dieser Umstand ist der Grund dafür, daß bei einer Vergrößerung der Stromdichte die Leistung der Entladung und mit ihr die Wärmeabgabe nur ungefähr mit der Quadratwurzel aus der Stromdichte wachsen. 343

Da eine Erhöhung der Stromdichte in den Natriumlampen ungünstig ist, aber benötigt wird, um genügend Wärme zu erzeugen, wird die Aufmerksamkeit auf die Wahl eines entsprechend großen Wertes des Gradienten in der positiven Säule G gelenkt, der von der Art und dem Druck des Gases und von dem durch die Entladungsröhre fließenden Strom abhängt. Für ein bestimmtes Gas ist der Gradient G dem Gasdruck proportional und umgekehrt proportional der Stromstärke. Wünscht man einen bestimmten Lichtstrom zu erreichen, und sind dementsprechend schon die Abmessungen der Entladungsrohre, die Stromdichte und die Entladungstemperatur festgelegt, so wird die benötigte Wärmeleistung und der Gradient G durch die Wahl des Hilfsgases und des Wärmeschutzsystems der Lampe bestimmt. Richtig beurteilt man die optimale Lichtausbeute der Lampe, wenn man den Einfluß sämtlicher, oben genannter Faktoren berücksichtigt. Das Hilfsgas, welches mit einem bestimmten geringen Druck von einigen torr zugeführt wurde, muß sichern, daß elastische Elektronenstöße mit Gasatomen erfolgen, wodurch die Wahrscheinlichkeit, daß ein Atom bis zum Resonanzniveau angeregt wird, erhöht wird. Aus Tab. 9 ist zu entnehmen, daß das größte Anregungspotential die Edelgase — Helium, Neon und Argon — besitzen. Es übersteigt mehrmals das Anregungspotential des Natriums. Wie oben gezeigt wurde (s. § 21 und § 42), ist der Energieverlust bei elastischen Stößen, wobei sich die Energie in Wärme verwandelt, unter sonst gleichen Bedingungen umgekehrt proportional dem Atomgewicht. Dieser Umstand bestimmt die unterschiedliche Lichtausbeute der Entladungen. Wie sich die Lichtausbeute mit der Röhrentemperatur ändert, ist in den Kurven der Abb. 180 dargestellt. Sie sind Untersuchungen von B. N. KLARFELD und I . M . TARASKOW entnommen. Diese Autoren untersuchten eine Röhre, die mit verschiedenen Edelgasen gefüllt war (Helium, Neon, Argon), einen Durchmesser von 18,5 mm, 1 torr Druck und eine Stromdichte von 100 mA hatte. Abb. 180

Aus diesen Kurven ist zu sehen, daß die Lichtausbeute der Lampe wie erwartet mit dem Atomgewicht des Hilfsgases steigt.

Der Unterschied in der Lichtausbeute wird in diesem Fall von den Autoren nicht nur durch den Einfluß des Atomgewichts des Gases erklärt, sondern auch durch gewisse Unterschiede in den Wärmeverlusten an den Wänden, als Folge der Rekombination der Ionen und Elektronen, und bei Helium auch noch durch die größere Beweglichkeit der Natriumatome im Helium und durch die höhere Elektronentemperatur Te der Entladung. In derselben Arbeit sind.unter den gleichen Bedingungen die Daten für die Änderung des Gradienten in der positiven Entladungssäule angeführt, die durch die Kurven der Abb. 181 dargestellt sind. 344

Vergleicht man diese Kurven, so kann man sehen, daß bei ein und denselben Bedingungen für Helium eine ausreichende Erwärmung ausschließlich durch einen erhöhten Potentialgradienten im Gas erreicht , werden kann, ohne die ungünstige Vergrößerung der Stromdichte zu benutzen. Die Untersuchungen der Autoren ergaben, daß mit einer heliumgefüllten Lampe bei geringem Druck, geringer Stromdichte und spezieller Konstruktion mit verbesserter Wärmeisolation ohne äußere Erwärmung praktisch eine Lichtausbeute von 100 bis 120 lm/W erreicht werden kann. Nach den Versuchen dieser Autoren gehört die große Leuchtdichte der Entladung, im Vergleich mit anderen Gasen zu den Vorteilen der Natriumentladung in Heliumatmosphäre. Kurven zum Vergleich der relativen Änderung der Leuchtdichte B für verschiedene Gase bei verschiedenen Temperaturen der Entladungsröhre sind in Abb. 182 dargestellt.

6 V cm

9

\

He

n

2

200

250

300 t

350'C »-

Abb. 181

Abb. 182

Die Verwendung von Helium als Hilfsgas in Natriumlampen führte in der Praxis auf die Schwierigkeit, daß die Kathoden, die in einer Heliumatmosphäre arbeiteten, nur eine kurze Betriebsdauer besaßen. Ihre aktive Schicht wurde nämlich unter der Einwirkung der Ionenstöße bei dem hohen Kathodenfall, der beim Zünden der Lampe 30 bis 40 V erreichte, schnell zerstört. c) Der W ä r m e s c h u t z der Lampe. Um die optimale Betriebstemperatur der Natriumlampe aufrecht zu erhalten, genügt es nicht, eine genügende Wärmemenge in der Entladung zu erzeugen, man muß auch die Lampe rationell bauen, d. h. die Dissipation dieser Wärme in den umgebenden Raum begrenzen. Das erfordert gewisse Wärmeschutzmaßnahmen bei der Lampenkonstruktion. Die Wärmeleistung PqV die in der Natriumentladung pro cm Länge der Gasentladungsröhre erzeugt wird, kann durch die Gleichung ausgedrückt werden: (66,16)

Ql

Pim) > Pmy In Abb. 184 ist z. B. ein solcher Punkt der Schnittpunkt der Kurven H, und Fj • Der Grund für diese Wahl liegt darin, daß für solche Punkte die Änderung der lichtteehnischen Parameter der Lampe bei Verringerung der Netzspannung und bei Temperaturschwankungen der äußeren Oberfläche z. B. infolge Wind oder Eis, gering ist. Das läßt sich leicht aus den unten in § 68 gebrachten Diagrammen und der beigefügten Erläuterung verstehen.

67. Typen von Natriumlampen und ihre grundlegenden Eigenschaften Die verschiedenen in der Praxis verwendeten Typen der Natriumlampe besitzen alle die folgenden charakteristischen Eigenschaften: 1. Das Gas, in dem die Entladung vor sich geht, besteht aus Natriumdämpfen und einem inerten Hilfsgas, gewöhnlich Neon mit Argonzusatz, das die Zündung der Gasentladung begünstigt. 2. Als Elektroden werden mit einem Oxyd überzogene Draht- oder Metallspiralen verwendet. Sie werden von außen oder — in den neuesten Konstruktionen — durch die im Gasentladungsprozeß erzeugte Wärme geheizt. 3. Der innere Glasteil der Lampe besteht aus der Entladungsröhre oder einem Kolben, der aus einem gegen die chemischen Wirkungen der Natriumdämpfe widerstandsfähigen Spezialglas hergestellt ist; der äußere Teil besteht aus der Schutzhülle, die den Wärmeverlust der Lampe verringert und die normale Betriebstemperatur der Lampe und den entsprechenden Natriumdampfdruck aufrecht erhält. Die Natriumlampen können ähnlich wie andere Lichtquellen sowohl für Gleichstrombetrieb als auch für Wechselstrombetrieb bei verschiedenen Spannungen gebaut werden. Dementsprechend ändert sich die Länge des Entladungsraums und zur Lichterzeugung werden in verschiedenem Maße die einzelnen Teile der Entladung benutzt. 349

Aus Abb. 185 kann man den Einfluß der Länge der Entladungsröhre auf die Hauptparameter der Natriumlampe abschätzen. In Abb. 185 ist die Abhängigkeit der Länge der positiven Säule (Entfernung zwischen den Elektroden) zu den Größen: Betriebsspannung an der Röhre Ut, Lichtstrom F ( , Lichtausbeute H ; , und relativer Verlust an den Elektroden +

F a

u

F k

der Natriumlampe vom Typ SO (Na) 250, 400 und 650, bei einem

i

Entladungsröhren durchmesser gestellt.

= 14 mm und einem Strom 7, = 0,6 A dar-

Aus Abb. 185 folgt, daß bei Vergrößerung des Elektrodenabstands unter Konstanthaltung der anderen Bedingungen die Spannung an der Lampe Ut der Lichtstrom F, und die Lichtausbeute H, steigen, während der relative Verlust an den Elektroden sich vermindert. So ist für den Lampentyp SO (Na) 650 bei einem Elektrodenabstand L — 61 cm und einer Spannung TJt = 165 V der Säulengradient G = (165 — 2 5 ) : 61 = = 2,3 V/cm; der realtive Verlust an den Länge der positiven Säule 25 Abb. 185 Elektroden 100 = 15 Prozent und die .165 Lichtausbeute = 76,5 lm/W; während die Lampe SO (Na) 400 mit L = 37,5 cm und Ul = 110 V und gleichem 25 Gradienten G einen relativen Verlust an den Elektroden von

• 100 = 22,7 Pro-

zent hat und H, = 66,5 lm/W ist. Dieses Beispiel zeigt, wie günstig es ist, eine hohe Betriebsspannung zu verwenden; will man jedoch bestimmte Schaltgeräte (Transformator zur Spannungserhöhung oder Drossel) oder Schaltschemata (Parallel- oder Reihenschaltung) verwenden, so können auch Natriumlampen mit Niedervoltbogen und großer Stromstärke verwendet werden. Hierbei ändert sich entsprechend der Form, den Abmessungen und dem Anwendungszweck der Lampe die Konstruktion. a) K l e i n e L a m p e n für G l e i c h - und W e c h s e l s t r o m . Die einfachste Konstruktion hat eine kleine Natrium-Niedervoltlampe, deren Licht vom Kathodenteil der Entladung und von der kurzen positiven Säule herrührt. Diese Lampen werden für spektroskopische Untersuchungen und andere Spezialzwecke verwendet. Die Lampe kann für Gleich- und Wechselstrom ausgeführt werden; in Abb. 186 a und b sind die Aufrisse der Lampen und ihre Schaltschemata dargestellt. Die Wechselstromlampe (Abb. 186 a) besteht aus einem Glaskolben, der in einen Vakuummantel eingeschlossen ist und besitzt zwei Oxydelektroden E, die durch den Strom eines äußeren Stromkreises geheizt werden. Die Gleichstromlampe (Abb. 186 b) besitzt nur eine geheizte Elektrode — die Oxydkathode K — 350

und eine Wolframanode A. Die Kathodenkammer ist außen mit einer Spiegelschicht bedeckt, welche die Abkühlung und Kondensation der Natriumdämpfe

verringert. Die Lampe dieser Bauart ist für eine Lampenbetriebsspannung von ungefähr 20 V und einem Strom von 1,2 bis 1,3 A konstruiert. Da die Betriebsspannung der Lampe gering ist, kann die Lampe ohne Transformator unmittelbar in Reihe mit einem Ohmschen- oder induktiven Widerstand in ein 110 bis 120 Y-Netz geschaltet werden. Um die Zerstäubung der Oxydschicht der Kathoden zu vermeiden, wird die Lampe erst nachdem die Kathode geheizt worden ist, durch öffnen des Schalters B in den Stromkreis gelegt. Nach der Zündung der Entladung kann bei selbstgeheizter Kathode die Lampe auch bei offenem Schalter stationär betrieben werden. b) N i e d e r v o l t l a m p e n f ü r G l e i c h s t r o m . Die Gleichstromlampe kleiner Spannung und großer Leistung, die in Abb. 187 dargestellt ist, ist zur Straßenbeleuchtung bestimmt. Da in dieser Lampe der Elektrodenabstand verringert und der Durchmesser des Entladungsgefäßes bedeutend vergrößert ist, wird das Leuchten des negativen Teils der Entladung verwendet. Die Lampe besteht aus einem zylindrischen Glasgefäß, in dessen Innerem sich eine Anode in Form zweier Ringe befindet, in deren Zentrum die mit einem Oxyd bedeckte Kathode liegt. Diese Elektrodenanordnung ermöglicht einen elektrischen Stofftransport (in Form von Ionen), und eine darauf folgende Kondensation des Natriums an den Kolbenwänden. Die Lampe ist iri eine spezielle Glasarmatur, in Form einer doppelwandigen Glocke, eingeschlossen; die während des Betriebes die nötige Kolbentemperatur (t = 300° C) und den nötigen Natriumdampfdruck aufrechterhält. Die Rolle des Vakuummantels, der die Betriebstemperatur garantiert, spielt hierbei der evakuierte Raum zwischen den Wänden. Die Lampe hat folgende Abmessungen: 351

Länge der Lampe mit Sockel Kolbenlänge ohne Sockel Kolbendurchmesser Abstand zwischen Kathode und Anode

195 100 58 30

mm „ „ „

Die Lampe ist für Gleichstrombetrieb bestimmt bei einer Lampenspannung von 12—14 V und einer Stromstärke von ungefähr 5 A. Der Heizstromkreis wird mit Hilfe eines 2—3 V-Transformators aus einem speziellen Wechselstromkreis gespeist (s. Schaltschema Abb. 188). Die Gesamtleistung der Lampe beträgt ungefähr 100 W. Der Lichtstrom der Lampe ist dieser Leistung entsprechend F, = 4500—6000 Im und ändert sich je nach dem Zustand und der Temperatur der umgebenden Luft (bei 10° C und einer Windgeschwindigkeit bis 20 m/sec erreicht diese Änderung 5 Prozent). Die Leuchtdichte der Lampe beträgt B = 7,0 sb, und die Lichtausbeute einschließlich sämtlicher Verluste erreicht 50—60 lm/W. Da die Spannung der Gleichstromlampe gering ist und die Kathode besonders gespeist werden muß, ist es zweckmäßig, die Lampe mit gleichgerichtetem Wechselstrom zu betreiben, der mit Hilfe eines mit der Lampe in Eeihe geschalteten Gleichrichters erzeugt wird, welcher über eine besondere Leitung gespeist wird. Das Prinzipschaltbild der Lampe im gleichgerichteten — und im normalen Abb. 188 Wechselstromkreis ist in Abb. 188 gegeben. In den Stromkreis der Lampe wird, um die Entladung zu stabilisieren und die Spannung der Lampe anzugleichen, ein Eisen-Wasserstoffwiderstand (Baretter) eingeschaltet. Der Spannungsverlust V in ihm beträgt ä* 12 Prozent. Um einen pausenlosen Betrieb einer Serie hintereinander geschalteter Lampen auch beim Durchbrennen einer Lampe zu garantieren, wird parallel mit jeder Natriumlampe eine Glühlampe L mit äquivalenter Leistung 75 W/14 V geschaltet, diese ersetzt die Natriumlampe, wenn der mit der Glühlampe hintereinander geschaltete Schalter S sich schließt. Die Energiebilanz dieser Natriumlampe drückt sich, wenn der Energieverlust im Gleichrichter nicht berücksichtigt wird, folgendermaßen aus: Tabelle 43 a Nr. 1 2 3 4 5

352

Verluste Im Anoden-Kathoden-Stromkreis Zum Heizen der Kathode Im Heiztransformator Im Stromkreis bis zur Armatur Im Eisen-Wasserstoff-Widerstand insgesamt .

. . . . . . . .

W

Proz.

62,5 16,0 12,0 0,8 7,0 98,3

63,6 16,3 12,2 0,8 7,1 100,0

Zu den verbreiteten Niedervoltlampen gehört auch eine stärkere amerikanische Lampe (6000—10000 Im) in der, außer dem Leuchten des Kathodenteils, auch das Leuchten der kurzen positiven Säule benutzt wird. Die Lampe besteht aus einem weiten zylindrischen Kolben von D = 7,5 cm Durchmesser und L tt 40 cm Länge und hat folgende elektrischen und lichttechnischen Daten: Leistung Pt = 180 W, Spannung an der Lampe Ul = 33 V, Strom Ix == 6,6 A, Wirkfaktor V 0,83, Lichtstrom F, = 10000 Im und Lichtausbeute H, = = 55,5 lm/W. Als Wärmeisolation wird ein abnehmbares, zylindrisches, dreiwandiges DEWAR-Gefäß verwendet. Die Lampe wird zur Straßenbeleuchtung benutzt, wobei sie in Reihe ins Netz geschaltet wird. Ein entsprechendes Schaltschema zeigt Abb. 189a. Reihenschaltung

p

aralel

Ischalf-ung

Es besteht aus einem, die Natriumlampe speisenden Transformator zu dem parallel, durch einen Schalter E verbunden, eine Ersatzglühlampe geschaltet ist. Der Stromkreis aus Kondensator K und Selbstinduktion L sichert das Netz gegen Hochfrequenzschwingungen aus der Natriumlampe. Der Autotransformator dient zum Erwärmen der Kathode ( I B ä ; 10 A), die nur bis zuc Zündung der Entladung erwärmt wird, um KaAbb. 189 thodenzerstäubung zu vermeiden. Das wird durch einen Zeitschalter erreicht, der nach ca. 30 sec die Brücke zwischen den Elektroden öffnet, wodurch, da jetzt vom Transformator her an ihnen Spannung liegt, die Entladung zündet. Die oben beschriebenen Lampen können auch parallel in ein Netz von 110 bis 220 V geschaltet werden. Ein solches Schaltschema ist in Abb. 189 b gezeigt. Außer den schon bekannten Elementen gehört zu dem Schema noch ein StreufeldTransformator mit zwei Sekundärwicklungen: A —für die Nennbetriebsspannung der Lampe Ul = 30—33 V und die Stromstärke II = 6,6 A berechnet, und B zur Zündung der Entladung für die Spannung Uz = 250 V und dem Strom I z = 30 mA. Nach der Zündung der Entladung wird diese Wicklung durch den Schalter T kurzgeschlossen. Der Wirkfaktor in einem solchen Schema ist y) t u 0,65, während er beim Einschalten einer Drossel yj & 0,30 ist. c) N a t r i u m l a m p e n m i t p o s i t i v e r S ä u l e . Natriumlampen, in denen vorzugsweise das Licht der positiven Säule benutzt wird, können, je nach ihrer Länge, für Reihenschaltung mit einer Drossel an das 220 V-Netz, und für höhere Spannung von ungefähr 900 V, zur Schaltung an einen Transformator konstruiert werden. Die Lampen können gerade oder gebogen sein. In Abb. 190a ist eine der ersten Konstruktionen einer Natriumlampe, in welcher das Licht der positiven Säule benutzt wurde, dargestellt. 23 I w a n o w , Elektrische Lichtquellen

353

Die Lampen dieser Konstruktion wurden für Wechselstrombetrieb mit einer Leistung 70—120 W bei einer Röhrenspannung von Ut = 50—60 V und einem Betriebsstrom I I == 1,2—2,06 A gebaut. Die Kathode wird von einem Transformator geheizt, der mit seiner Primärseite an das Hauptnetz geschlossen ist (Abb. 190b). Die Lichtausbeute der Lampen mit den oben genannten Leistungen einschließlich sämtlicher Verluste beträgt 43 und 50 lm/W. Eine spätere, bessere Lampenkonstruktion (Typen Na 300 und Na 600) mit doppelwandigem Vakuummantel ist mit ihrem Schaltschema in Abb. 191 dargestellt.

Abb. 190

Die elektrischen und lichttechnischen Daten dieser Lampen sind in Tab. 44 angegeben. Tabelle 44 Na 300 Na 600 Leistung a) Lampe allein b) Lampe mit vorgeschaltetem Widerstand Spannung an der L a m p e a) bei stationärem Betrieb b) beim Zünden Strom Wirkfaktor der Lampe

Pi

Pt

DA 90

Pi, w

56

100

90

Pt, w

68

118

105

Ui, V UZ,V Ii, A

50

0

ai

ra ra © co tí co o o o IO

ra o 0 « 5 co

®.'0.0'i l O O IO 00 (N f—i TÍ o IN co

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o o o o o o co co

o o o co

o o o o

o o o o o o ra ra ra 20 W ist, so erhält man: 40400

(70,18) k —

wobei k 378

7,5 ist.

In

P i - L m'

w

Diese Gleichung drückt gut die Abhängigkeit zwischen Tg und P¡ aus, ist aber etwas ungenau in bezug auf die Abhängigkeit zwischen Tg und ra', infolgedessen beobachtet man eine Differenz von größenordnungsmäßig 100° C, wenn man die berechneten Werte mit denen des Experimentes vergleicht. Die Temperaturänderung der Säule in Abhängigkeit von P\ und m' kann besser durch die empirische Formel: (70,19) ausgedrückt werden. Die Quecksilberdampftemperaturen in Hochdrucklampen können auf verschiedene Arten experimentell bestimmt werden: durch direkte Messung mit einem Thermoelement; aus der IntensitätsVerteilung über die Breite von Spektrallinien, wobei man die Verbreiterung dem Einfluß des DoppLER-Effekts zuschreibt; indem man mit Hilfe von Röntgenstrahlen oder anderen Verfahren, von denen eines unten beschrieben wird, die radiale Dichteverteilung der Quecksilberdämpfe in der Entladungsröhre untersucht. Die unmittelbare Temperaturmessung der Dämpfe in der Hochdruckentladung mit Hilfe eines Thermoelements stößt wegen ¿er sehr hohen Temperatur (die höher ist, als der Schmelzpunkt des Thermoelementmaterials) auf Schwierigkeiten, hinzu kommt die ausgleichende Wirkung der Wärmeleitung im Thermoelement, die nur erlaubt, einige mittlere Temperaturwerte des vom Thermoelement durchdrungenen Volumens zu messen. Untersucht man mit diesem Verfahren die Dampftemperaturen in Quarzlampen mit Quecksilberkathoden bei einer Stromstärke = 4,0 A, so erhält man die offensichtlich zu niedrige Temperatur von 2000° K. Die Untersuchung der Verbreiterung der Spektrallinie X = 5461 Ä in der Quecksilberhochdrucklampe bei ll = 1,0 A gab einen zuverlässigeren Wert für die mittlere Temperatur von 3800° K. Das Verfahren, die Verteilung der Temperatur Tg der Quecksilberdämpfe über den Röhrendurchmesser zu bestimmen, besteht in folgendem. Man bestimmt' die pro cm Röhrenlänge verdampfte Quecksilbermenge m' bei einem Dampfdruck von 1 at. Das kann man z. B. tun, wenn man die Leistung pro cm Pl kennt, bei der das Röhrenglas im Verlauf von einer Stunde beginnt zu schmelzen, jedoch keine Deformation infolge der inneren und äußeren Druckgleichheit aufweist. Dann ist bei konstantem Druck in allen Volumenpunkten p = rikTg, die Anzahl der Quecksilberatome dN', die sich in einer zylindrischen Schicht zwischen r und r -)- dr von der Länge 1 cm befinden, beträgt: (70,20) woraus die in der Röhre mit dem Radius R der Länge 1 cm eingeschlossene Zahl von Atomen sich zu: R

(70,21) o 379

berechnet: wobei m H g — das Atomgewicht des Quecksilbers in derselben Einheit wie m' ist. Stellt man die Gleichung (70,21) in einer anderen Form dar: (70,21a)

/

d(r»)

km' n • f • m Hg

so stellt man fest, daß sie graphisch durch Abb. 214a ausgedrückt werden kann, deren gestrichelte Fläche gleich const ist und zwar gleich dem bekannten Wert km' n • jp • m Hg ' Die Kurve kann genügend genau mit Hilfe eines Planimeters ausgemessen werden, wenn man bedenkt, daß auf Grund der Theorie die Temperatur kurve zu den Wänden hin fallen muß, und daß die Temperatur an den Röhrenwänden Tw aus unmittelbaren Messungen bekannt ist. Die Temperatur in der Röhrenachse T0 kann graphisch aus der Kurve bestimmt werden. Die so erhaltenen Meßresultate, für eine Röhre von D1 = 20 mm Durchmesser, bei p = 1 at, m' = 3,06 mg/cm und P, = 40 W ergaben T w = 875° K und T0 = 6400° K . Die Kurve für die radiale Temperaturänderung ist für diesen Fall in Abb. 214b dargestellt. c) D i e K o n t r a k t i o n der p o s i t i v e n S ä u l e . Weiter oben wurde gesagt, daß der Zustand des Gases in den Hochdrucklampen durch eine bestimmte Temperatur* und Dampfdichteverteilung längs des Durchmessers der Entladungsröhre charakterisiert wird. Diese Verteilung, die in der Entladungsachse eine maximale Temperatur und eine minimale Dampfdichte aufweist, schafft günstige Bedingungen um die Stromdichte in der Röhrenachse und entsprechend den Spannungsgradienten zu vergrößern, was zu einer höheren Röhrenspannung fühjrt. Diese ist wiederum von einer größeren Wärme- und Lichtsausstrahlung begleitet, wobei das umgebende Gas die Möglichkeit gibt, die Temperatur in diesem Teil weiter zu steigern. Alles das zusammengenommen bewirkt eine Kontraktion der Entladung. Außer dem Wärmeschutz des zentralen Entladungsteils bei hohen Drucken begünstigt das Gas auch die Einschnürung der Entladung, indem es die Diffusion elektrischer Ladungen zu den Röhrenwänden erschwert. Die Gleichförmigkeit der radialen Stromverteilung wird schon bei einem Dampfdruck von wenigen torr gestört. J e mehr der Dampfdruck steigt, desto mehr vergrößert sich auch die Dampftemperatur T g > da die Verluste durch elastische Stöße der neutralen Quecksilberatome mit Elektronen und Ionen und durch Rekombination sich vergrößern. Da sich die freie Weglänge der Elektronen im elektrischen Feld verringert, sinkt gleichzeitig auch ihre Geschwindigkeit und damit die Elektrönentemperatur Te. Aus Abb. 215 kann man den Charakter der Änderung der Dampftemperaturen Tg und der Elektronentemperatur Te mit dem Druck ablesen. 380

Abb. 215 zeigt, daß bei einem gewissen Druck die Dampftemperatur Tg und die Elektronentemperatur Te gleich werden. In Wahrheit muß' aber auch bei hohem Druck die Elektronentemperatur etwas höher als die Dampftemperatur sein, da die Elektronen ihre Energie aus dem elektrischen Feld entnehmen und sie bei den Zusammenstößen an die Dampfatome weitergeben. Die Einschnürung der Entladung drückt sich nicht nur dadurch aus, daß die Gleichförmigkeit der radialen Temperaturverteilung der elektrischen Parameter gestört wird, sondern auch dadurch, daß die spektrale und Gesamtleuchtdichte der Entladung in verschiedenen Abständen von der Achse unterschiedlich ist. Die Resultate der theoretischen Berechnungen und der Experimente, bei denen die radiale Leuchtdichteverteilung beobachtet wurde, sind in den Abb. 216, 219 und 231 dargestellt, die weiter unten in § 71 und § 72 gebracht werden.

71. Energetische und lichttechnische Eigenschaften der Quecksilberdampfhochdruckentladung Die Dampftemperatur ist in den Quecksilberhochdrucklampen der wichtigste Faktor. Von ihr hängt nicht nur der Zustand des Entladungsgases ab, sondern auch die elektrischen und lichttechnischen Eigenschaften der Entladung richten sich nach ihr. Durch die Temperatur Tg in den verschiedenen Punkten der Entladung werden ihre wichtigsten Daten festgelegt: Die Geschwindigkeitsverteilung der Atome, Ionen und Elektronen, der Ionisations- und Anregungsgrad sowie alle Größen, die die elektrische und Lichtleistung bestimmen — die Stromstärke, die Feldstärke in der positiven Säule, der Wärmeverlust durch Konvektion und Wärmeleitung und schließlich der Strahlungsfluß und Lichtstrom der Lampe. Die Bestimmung all dieser Größen könnte etwa mit Hilfe der Posten, die in die Gleichung der Leistungsbilanz eingehen, vorgenommen werden, wenn die Art der Abhängigkeit der Temperatur Tr in den einzelnen Punkten des Entladungsraumes von der Entfernung r des gegebenen Punktes in bezug auf die Entladungsachse bekannt wäre, d. h. die Form der Funktion Tr = f(r). a) S t r o m s t ä r k e , G r a d i e n t G u n d L e i s t u n g / c m R ö h r e n l ä n g e PI. Strom I t , welcher durch die Lampe fließt, kann aus der Gleichung

Der

R (71,1)

I , = J 2nrjTdr =

jm7iR*

o bestimmt werden, in der jr die Stromdichte in einem gegebenen Punkte ist, der durch seine Entfernung r von der Achse charakterisiert wird. 381

Die Stromdichte jr kann aus der Gleichung (70,8) bestimmt werden, in der die h(Tg) durch die Grundgleichung T g = f (r) der neuen Temperaturfunktion C Ta Funktion des Radius r ersetzt wurde:

C

M W -

Fi (r)

oder

jr = - ! L - G - F 1 ( r ) . 1m

(71,2)

Die radiale Stromdichteverteilung jr ist für eine Quecksilberhochdrucklampe bei p = 1 at und einer Leistung pro cm Röhrenlänge von P{ = 40 W/cm durch die Kurve a der Abb. 216 gegeben. Aus der Kurve kann man sehen, daß dank der Einschnürung der Entladung sich der Bereich des Stromdurchgangs durch den mittleren Teil der Röhre auf einen Bereich von ungefähr 0,5 R nach beiden Seiten der Achse und einen effektiven Durchmesser des stromführenden Teils der Entladung Deii 0,5 D beschränkt. Nach Einsetzen von jr in (71,1) haben wir:

V

\

R

(71,3)

R = f 2n -£L G • F^r) J Vm'

\

O.SR

• r • dr.

Abb. 216

Über die Form der Funktion F 1 (r) kann man sich auf Grund von Rechnungen eine Vorstellung machen, welche die in § 70 angeführte Bilanzgleichung unter Einführung von einigen Vereinfachungen und von Größen, welche experimentell ermittelt werden, benutzen. Diese Vereinfachungen sind folgende: a) Bei der Aufstellung der Formel für I t wird zugelassen, daß die durch Wärmeleitung abgeführte Leistung L = const ist (dies kann man ohne wesentliche Einbuße an Genauigkeit tun, weil bei der Vergrößerung der Leistung gleichzeitig die Temperatur der Entladung und die Temperatur der Röhrenwände wächst) und b) wird angenommen, daß die durch die BoLTZMANNsche Gleichung ausgedrückte Strahlungsleistung die Entladung ohne Absorption verläßt. Das kann man tun, wenn man in die Gleichung einen Mittelwert Vm für das Potential aller Anregungsniveaus einführt, der experimentell bestimmt wird. Man erhält dann die Strahlungsleistung F'm in folgender Form: evm (71,4)

FL = const •TO'• e

wobei m' die Menge des verdampften Quecksilbers pro cm Rohrlänge in mg ist, für Quecksilber ist Vm m 7,8 V. T f ist die Effektivtemperatur der Entladung, die wir erhalten, wenn wir die veränderliche Temperatur im stromführenden Teil 382

der Entladung durch eine äquivalente konstante Temperatur ersetzen: T f f& Tm. Berücksichtigt man diese Annahme und wendet die SAHA-Formel (23,5) mit entsprechenden Vereinfachungen an, so erhält man schließlich: (71,5)

Ii = const • j„

• D f

Dj3 „ • const -t1=G

2kir,

i m '

Dabei ist angenommen, daß der Durchmesser des stromführenden Teils der Entladung De/f proportional V/cm l dem Rohrdurchmesser Dx und /O— die Stromdichte j im wirksamen Querschnitt der Entladung konstant ist. Der Vergleich von (71,5) mit (71,3) gibt uns auf Grund der ge- J machten Annahmen die Mög- i lichkeit, den Mittelwert der Funktion F(r) zu bestimmen •o und die erhaltene Lösung auch •S 4 für die Bestimmung der anderen energetischen Größen der Entladung zu verwenden. Indem man (71,5) nach G auflöst, kann man die Feldstärke in der positiven Säule bestimmen, die O.Oi O.t t 10 WO ton 1000 Hg - Dampfdruck p durch folgende Gleichung ausgedrückt wird: Abb. 217

(71,6)

G = (const)- 1 • |/m' • Df3

-Ire2 k Tf

m' Die Abhängigkeit des Gradienten G vom Druck 2»=/ wurde experimentell bei I — 4,0 A und Dt — 27 mm aufgenommen und ist in Abb. 217 wiedergegeben. Da das Produkt aus I und G direkt die Leistung/cm Rohrlänge P't gibt, kann man, indem man (71,5) und (71,6) mit I bzw. G multipliziert, einen Ausdruck für P{ folgender Form erhalten: (71.7)

P{

= I

t

G

=

const

— tL

G2

• e

'2k Tf

i m '

und

2 k Tf (71.8) P{ = G - I i = (const)- 1 }im' • D f • I f e Durch (71,7) und (71,8) können andererseits auch lx und G durch die Funktion P'i ausgedrückt werden. So haben wir z. B. für den Gradienten G: 3

er,-

(71,9)

G = (const)"

P ' l ' '

(m')1!'

4k Tf • d t

%

383

Durch Elimination von Tf mit Hilfe der Gleichung (71,4) und der Beziehung F'm = P{ — L' kann der Gradient G durch

Vi

G=

(71,10)

ì + — P f / , („i') i i r m con st

iL Wn P{—L')

D'I'I dargestellt werden.

1 V- =

Nach Bestimmung von j + Wege, erhalten wir:

uo

\

Vm = z/i Vt =

0,75 • 10,4 = 7,8

V.

Wenn wir den Zahlenwert von Vm in (71,10) einsetzen, haben wir:

1 1,15 —

0,58 auf graphischem oder experimentellem

(71,10a)

G - const

| 1111

Bei konstantem L', m' und Dl hat G als Variable der Funktion Pi ein Minimum P{ = 3 L'. Experimente, die bei konstanter Wärmeleistung L' = 9,3 W/cm und Gesamtleistung P/ä* 30 W/cm durchgeführt wurden, zeigten, daß für diesen Fall in (71,10a) const = 185 und P/1/« / (P/ — L') ñ¡ 2 ist. Dann erhalten wir, wenn wir G in 1 10 ¿0 304050 70 w/cm V/cm, m' in mg/cm und P¡ in W/cm ausdrücken, eine Formel für das Minimum von G in folgender Form: Abb. 218 (71,11) min = 370 (ro')'/»

g 1.05 3min / 1

\

G

G

Di

Das Verhältnis j , — als Funktion von P/ bei gegebenem m' und D¡ ist in "min Abb. 218 auf Grund von Experimenten angeführt. b) D e r S t r a h l u n g s f l u ß und die L e u c h t d i c h t e der E n t l a d u n g . Die Hochdruckgasentladung ist nahezu im Temperaturgleichgewicht. Unter diesen Bedingungen hängt die Lebensdauer der angeregten Atome wegen der großen Gasdichte in starkem Maße von der Wahrscheinlichkeit der Stöße zweiter Art ab. Die Intensität des emittierten Strahlungsflusses wird durch statistische Gesetze bestimmt. In der Differentialgleichung für die Temperaturverteilung wurde die Strahlungsleistung, welche in die Bilanz eingeht, mit Hilfe der BoLTZMANNschen Gleichung für die Konzentration der thermisch angeregten Atome na(r) bestimmt. Der von 1 cm Säulenlänge emittierte spektrale Strahlungsfluß F'k der Wellenlänge X, kann bei fehlender Absorption durch die Gleichung (71,12)

R R _ eFa(c) Fx = J2nr ne(r) • A* (e Ve¡) •dr=j' 2nm{r) ^ • e *T°(r) • A.x (eF o

384

o

eA

ausgedrückt werden, wobei R der Rohrradius die Konzentration der Atome im Energieniveau s « (r) die Dichte der Quecksilberatome pro 1 cm 3 ; gund g die statistischen Gewichte für angeregte bzw. neutrale Atome sind und Aei schließlich die Wahrscheinlichkeit für spontane Strahlungsemission mit der Wellenlänge X beim Übergang zum Niveau s ist. Auf Grund der Kontraktion der Entladung und wegen der unterschiedlichen Temperatur Tg{r) und Dampf dichte n (r) in den einzelnen Punkten der Säule je nach der Entfernung r des Punktes von der Achse verändert sich auch die Intensität der Spektrallinien. In Abb. 219 ist die Änderung der spektralen Intensität der gelben Linien 1 = 5770 -¿- 90 Ä und der grünen Linie X — 5461 Ä angeführt, wie sie experimentell bei P{ - 25 W/cm, DJ - 30 mm und m' = 6 mg/cm erhalten wurde. Kiibi lM?7t\\ II -m \ \ Der schnelle Abfall der Leuchtdichte zur Röhrenwand i hin erklärt sich daraus, daß bei sinkender Temperatur

/\

kT

mit zunehmendem r die Größe e weitaus schneller Abb. 219 abnimmt, als die Dampfdichte n (r) wächst. Der Vergleich der Kurven zeigt auch, daß die Annahme der Linienintensität zur Wand hin desto schneller erfolgt, je höher Va ist (für die gelbe Linie ist Va = 8,8 V und für die grüne Va = 7,7 V). Da die spektrale Leuchtdichte Bx von der Röhrenachse zur Wand hin abnimmt, vermindert sich auch die Gesamtleuchtdichte der kontrahierten Säule (s. Abb. 216, Kurve b) und zusammen damit verändert sich auch, auf Grund des unterschiedlichen Ganges der Spektralkurven, die Farbe der leuchtenden Säule. m Der Gesamtstrahlungsfluß Fi, der 200 aus Strahlung besteht, welche beim Übergang von einem Anregungsniveau s zu einem anderen Niveau ausgestrahlt wird, kann durch die Gleichung F'

Hg-Dompfdruck p

Abb. 220

tOO lorr

tOOO

(71,13)

I

eF,a(e) 2

um.W

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.dr

ausgedrückt werden. Aus (71,13) ist zu erkennen, daß mit wachsender Dichte n oder wachsendem Quecksilberdampfdruck p der Strahlungsfluß Fi und zusammen mit ihm auch die Gesamtenergiedichte und Gesamtleuchtdichte der Entladung wachsen muß. 25 I w a n o w , Elektrische Lichtquellen

385

Die Gesamtleuchtdichte B in Abhängigkeit vom Druck für ein Rohr mit einem Durchmesser D¡ = 27 mm und 4,0 A Strom ist in Abb. 220 gezeigt. Die Anwendung der BoLTZMANNschen Gleichung für die Berechnung der charakteristischen Entladungsgrößen in Quecksilberdämpfen bei höheren Drucken führte zu guter Übereinstimmung der Theorie mit den vorliegenden Experimenten. Einige Autoren1) sind jedoch der Meinung, das sei eine Folge zweier Vereinfachungen, die mit entgegengesetztem Vorzeichen wirken, und zwar der Vernachlässigung der Konvektion und der Absorption der Strahlung im Gas. Anstatt der BoLTZMANNschen Gleichung w i r d in dem angeführten Artikel zur Bestimmung des Strahlungsflusses in Quecksilberhoch- und -Höchstdrucklampen die Benutzung der Gesetze der Temperaturstrahlung

des schwarzen Körpers,

insbesondere der WiENschen Gleichung, gefordert. Als Grundlage dafür dient der U m s t a n d , daß das experimentelle Material, welches sich auf die Entladung in Quecksilberdämpfen höheren Drucks bezieht, f ü r eine Ähnlichkeit der Strahlungseigenschaften dieser Entladung bezüglich der helleren Linien mit denen des schwarzen Strahlers spricht. D a s ist nicht nur eine Folge des Temperaturgleichgewichts, sondern unter anderem auch der starken Absorption dieser Linien (mehr als 70 Prozent). Äußerlich zeigen sich die Eigenschaften des schwarzen Strahlers in der Quecksilberhochdruckentladung in der räumlichen Verteilung des spektralen Strahlungsflusses, der dem LAMBERTschen Kosinusgesetz ähnelt', sowie in den Intensitäten verschiedener

Spektrallinien.

I n Anbetracht der endlichen Breite der Spektrallinien, deren Effektivwert man mit AI

bezeichnet,

kann die spektrale Lichtstärke/cm Röhrenlänge J'x durch

die WiENsche Gleichung ausgedrückt werden:

(71,14)

_ Cj_ J'x = SBX = S • C y - 5 • e XT AI,

wo 8 die Projektion der strahlenden Fläche der Entladung ist; Bx — die spektrale Leuchtdichte in erg; C1! = 3,7 • 10~12 erg • sec" 1 • cm" 2 • a r 1 und C8 = 1,43 cm • grad K . Die Prüfung der Anwendbarkeit dieser Formeln an Hand der Berechnung der Intensität zweier Linien des sichtbaren Tripletts {X — 4047 Á, 1 = 4358 Á), die eine sehr große Absorption besitzen und deshalb für die Prüfung am geeignetsten sind, ergab die folgenden Resultate. Die Prüfung wurde von F. A. BUTAJEWA und W . A. FABRIKANT nach der Methode der Bestimmung der Entladungstemperatur Tg vorgenommen, auf Grund experimentell gewonnener Daten über die spektrale Leuchtdichte B¿ der oben angeführten Linien, die Linienbreite AI, die mit einem Spektrographen gemessen wurde und die strahlende Fläche S. Man erhält bei Jma = 5,7 • 107 erg/sec: J4047 = 2,8 • 107 erg/sec; Ali35i = 0,55 Á ; AA40i7 = 0,40 Á und S — 1 cm2 zwei Temperaturwerte Tg = 6000 °K (aus der ') Siehe z. ß. B. A. «DaßpHKaHT,

MexaHH3M H3Jiy*!eHHH ra30B0 pa3pH«a

(SjieKTpoHHbie h HOHHbie npHÖopbi, non. p e « . IT. B. T H M o f e e B a , 1941).

W . A. FABRIKANT, Mechanismus der Strahlung der Gasentladung (Elektronen- und Ionengeräte, unter Red. von P. W . TIMOFEJEW, 1941) S. 284 und folgende.

386

Intensität der Linie X = 4358 A ) und Tj = 5800°K (aus der Linie X = 4047 Ä). Aus den gewonnenen Resultaten, die in recht guter Übereinstimmung mit auf andere Weise gewonnenen Werten sind, schließen die Autoren auf die Ähnlichkeit der Strahlung der Quecksilberhochdruckentladung mit der des schwarzen Strahlers. Dieser Schluß ist jedoch nicht ohne einige Einschränkungen möglich, die offenbar dadurch entstehen, daß die Strahlung der Entladung selektiv ist. Die Strahlung der Entladungssäule, welche als Temperaturstrahler einen selektiven Absorptionskoeffizienten > r

Eine entsprechende relative Intensitätsverteilung und die allgemeine Struktur der Spektren für Höchstdruckentladungen (p = 20 at und p = 130 at) ist in Abb. 222a und b dargestellt.

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Si i 2) ähnliche Entladungen durch die Bedingungen: m\ = ra2 und P ( = P{t charakterisiert werden. Hierbei wurde angenommen, daß L' nicht vom Rohrdurchmesser abhängt. Tatsächlich beobachtet man jedoch bei kleinen Rohrdurchmessern, daß bei ein und derselben Belastung die Wandtemperatur höher ist, als bei Röhren mit großem Durchmesser. Auf diese Weise ist die Differenz Tm — Tw und damit auch der Temperaturgradient entsprechend geringer. Infolgedessen wächst L'\ das wird jedoch durch die Erhöhung des Wärmeleitkoeffizienten mit der mittleren Entladungstemperatur kompensiert. Die experimentelle Prüfung bestätigte die Richtigkeit der oben angewandten Ähnlichkeitsbetrachtungen unter der gemachten Annahme L' = const. Wir geben ein Beispiel für die Anwendung des Ähnlichkeitsgesetzes auf den Vergleich der Grunddaten von zwei Quecksilberdampfröhren. Stellen wir uns vor, daß der Durchmesser eines bekannten Hochdruckrohres bei = 1 at, D x = 30 mm beträgt, die Leistung/cm sei Pf = 40 W/cm und die Menge des dampfbildenden Quecksilbers m^ = 6,75 mg/cm. Es wird gefordert, den Dampfdruck p2, den Gradienten G2, den Strom / 2 und seine Dichte j.2 für ein anderes Rohr von D% — 3 mm Durchmesser unter der Bedingung P{ t — P'i3 - 40 W/cm und m'x = m'2 = 6,75 mg/cm zu bestimmen. Weil die Entladungstemperatur und die Dampfmenge pro cm für beide Rohre

393

gleich sind, erhält man: p% = ( ^ J Pi = 100 n = 100 at. Aus (71,10a) erhalten wir aus P/t = const., m' = const und L' = const, da GD'I* = const. ist, G2 = 10'l> G1. Weil PI = P'h ist, gilt Zfc = 10-V, •

und j 2 = J g p 4

= 10V. • n • 4

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Wenn die Leuchtdichte des bekannten Rohres Bl = 160 sb ist, haben wir, unter Berücksichtigung, daß bei P'ti = P/a auch H^ = Hia ist: = F^ oder beiD2=Vi»fi B2 = 10- Bt = 1600 sb. Das Beispiel zeigt die Vorteile der Erhöhung des Quecksilberdampfdrucks in der Höchstdrucklampe. 72. Betriebseigenschaften der Quecksilberhochdrucklampen aus Glas Je nach dem Verwendungszweck werden die Quecksilberhochdrucklampen aus Glas oder Quarz hergestellt; dementsprechend ändert sich auch ihre Konstruktion. Die Glaslampen (Glas mit hoher Erweichungstemperatur bis zu 800° C) haben im allgemeinen die Form einer geraden kurzen Bohre, die in gewissen Fällen (mittlere und große Lampen). in einen Glasmantel eingeschlossen ist, um die Kühlung durch die umgebende Luft zu verringern. Die Abmessungen des Rohres — seine Länge und sein Durchmesser, hängen von der Spannung und der Leistung, für die die Lampe berechnet wird, ab. Nach dem inneren Aufbau (Konstruktion der Elektroden, Moniff600') JEQ, tage und Befestigung des Entladungsrohres) unterscheidet man die verschiedenen Lampentypen, die von verschiedenen Firmen hergestellt Abb. 228 werden, sich aber nur wenig voneinander unterscheiden, da das Prinzip für alle Typen gleich ist. Die Lampe hat an einander gegenüberliegenden Enden des Entladungsrohre s zwei selbstgeheizte Hauptelektroden, die mit Barium-, Strontium- oder Kalziumoxyd (Oxydelektroden) bedeckt sind. J e nach der Lampentype haben die Elektroden eine der in Abb. 228 a, b, c und d angeführten Bauarten. In modernen Lampen ist außerdem noch eine Hilfselektrode C vorhanden, die zur Erleichterung der Zündung der Röhre dient. 394

Die Lampe ist mit Argon bei einem Druck von eiiigen mm Quecksilbersäule (p as) 1 -r- 20 torr) gefüllt und enthält eine kleine, genau dosierte Menge Quecksilber. Das Hg verwandelt sich beim Betrieb der Lampe in Dampf. Welche Quecksilbermenge man in die Lampe einbringen muß. errechnet man auf Grund des Betriebsdampfdruckes, der erreicht werden soll. Er beträgt p = 0,4 — 1,4 at. Die ursprüngliche Konstruktion wurde in Abb. 209 angeführt. In Abb. 229 a, b und c sind die Aufrisse moderner Quecksilberhochdrucklampen mit selbstgeheizten Oxydelektroden angeführt. a — zeigt die Grundform der Lampen der Type Hrap (Intensivstiahler mit ArgonQuecksilber-Füllung), die vom Moskauer Elektrolampenwerk hergestellt werden, b — eine für die ausländische Produktion typische Lampe mittlerer und großer Leistung von 400 bis 1000 W und c — eine Lampe der Type 2H, 250 W ohne Vakuummantel.

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Die oben angeführten Lampen sind für Wechselstrombetrieb bestimmt, jedoch sind sie bei kleinen Konstruktionsänderungen (asymmetrische Elektroden) auch für Gleichstrom verwendbar. An das 220 VWechselstromnetz wird die Lampe in Reihe mit einer Drossel oder über einen Streufeldtransformator geschaltet. Zwischen die Hilfselektrode und die am entgegengesetzten Rohrende befindlichen Hauptelektrode, wird ein Kondensator oder ein Ohmscher Widerstand von einigen 100 Q geschaltet. Die Schaltung solch einer Anordnung ist in Abb. 230a dargestellt. Ist die Netzspannung kleiner als 220 V, z. B. bei Netzspannungen von 110—120 Y, wird die Lampe gewöhnlich über einen Streufeldtransformator geschaltet, der die Spannung hochtransformiert und gleichzeitig die Rolle der Stabilisierungseinrichtung für die Entladung übernimmt. Die Schaltung der Lampe am Wechselstromnetz mit Spannungen von 110 bis 120 V ist in Abb. 230b dargestellt. Die Verluste in den Schaltgeräten betragen je nach der Lampenleistung und der Schaltung für Quecksilberhochdrucklampen mit Oxydelektroden 8—12 Prozent. Um den Leistungsfaktor einer derartigen Schaltung zu verbessern, schaltet man parallel zur Primärwicklung des Transformators eine Kapazität K. Die Kapazität K kann bei gleichem cos

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Vom Moskauer Elektrolampenwerk wurden auch Lampen dieser Type unter der Bezeichnung CBJ^-125 mit folgenden Grunddaten entwickelt: 1. Lampenleistung 125 W 2. Lampenspannung 190 V 3. Lampenstrom 0,7 A 4. Verzerrungsfaktor 0,85 5. Lichtstrom 4500 Im 6. Lichtausbeute 46 lm/W 7. Dampfdruck 25 at 422

In England stellt man Lampen mit 80 und 125 W her; in Amerika eine Type mit 85 W und eine mit 100 W mit den in Tab. 49 c (Lampen H3 und H4) angeführten Daten. Außer den Wechselstromlampen stellt man für Spezialzwecke auch Gleichstromlampen her, so hat die Lampe HP-300 für Gleichstrom einen Betriebsstrom von 0,7 A und wird in Reihe mit einem Ohmschen Widerstand von 160 Q an das 220 V-Netz geschaltet. Die Lampe arbeitet in vertikaler Lage, Anode unten. Die Zündung der Entladung erfolgt mit Hilfe einer Induktionsspule. Die Höchstdrucklampen zeichnen sich durch eine große Leuchtdichte aus, weil infolge der Entladungskontraktion der Querschnitt der leuchtenden Säule sehr gering ist. Bei einem Bogendurchmesser von 1,5 mm und einer Länge von 22 mm hat der Querschnitt z. B. für die Lampe HP-300 eine Fläche von ungefähr 32 mm 2 . Daher beträgt bei einer horizontalen Maximallichtstärke (normal zur Entladungsachse) von ungefähr 300 Kerzen die mittlere Leuchtdichte der Säule ungefähr 900—1000 sb. Die Maximalleuchtdichte in der Rohrachse der kontrahierten Entladung übertrifft 1,5—2mal die mittlere Leuchtdichte der Säule. Die radiale Verteilung der Leuchtdichte ist für die gelbe (X = 5770—90 Ä), grüne (X = 5461 Ä) und blaue (X = 4358 Ä) Linie in Abb. 252 Abb. 252 angegeben. Die hohen Werte der Leuchtdichte in den Höchstdrucklampen zwingen uns bei der Anwendung für Beleuchtungszwecke Maßnahmen zur Herabsetzung der Leuchtdichte zu ergreifen. Eine Herabsetzung erreicht man durch Einschließen des Entladungsrohres in einen Kolben aus mattierten, Opal- oder Milchglas, oder mit Hilfe spezieller lichtstreuender Armaturen. Will man die ultraviolette Strahlung ausnutzen, so kann der Kolben aus für diese Strahlung durchlässigem Glas (Uviolglas) hergestellt werden. In diesem Fall kann außerdem das Glas des Kolbens klar oder gefärbt sein. Die Anwendung all dieser Maßnahmen gestattet außer der Einschränkung der Leuchtdichte auch eine Veränderung der spektralen Verteilung des Strahlungsflusses und der räumlichen Verteilung des Lichtstroms. Die relative spektrale Energieverteilung ist für verschiedene Lampen unten in Tab. 62 angeführt. Die grundlegenden Angaben über die relative Energieverteilung im sichtbaren und infraroten Spektralbereich gibt für die Lampe CB.U-125 des Moskauer Elektrolampenwerkes mit den oben angeführten elektrischen und lichttechnischen Daten aber bei herabgesetztem Betriebszustand die Tab. 60. Der Umrechnungsfaktor für den Übergang zu den Absolutenwerten ist im gegebenen Fall gleich: J 5 4 6 1 = 37 (i,W/cm2 (m) — für den Nennwert des Lichtstroms und für den gemessenen Wert erhalten wir aus F ; = 2600 Im und aus der Lichtausbeute Hj = 21 lm/W: J'^m = 21,5 uW/cm 2 . 423

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Normaler Betrieb Unternormaler Betrieb

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Insges. Proz.

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Das Verhältnis der Lichtintensitäten in den verschiedenen Spektralbereichen für die Lampen HP-300 und CB.H-125 (berechnet auf Grund von Tab. 60) ist in der Tabelle 61 angeführt. Ein Vergleich der angeführten Daten zeigt, daß die Lampe HP-300 „weißeres" (in Wirklichkeit leicht bläulicheres) Licht, als die geprüften Muster der Lampe CBfl-125 gibt. Dies erklärt sich aus dem unternormalen Betriebszustand bei der Lampe CB.H-125 bei der Prüfung und der entsprechend kleinen Lichtausbeute (H, = 21 lm/W anstatt 35 lm/W), sowie daraus, daß bei den Berechnungen nicht das kontinuierliche Spektrum der Lampe CB,H-125 (Abb. 253) berücksichtigt wurde. Die Daten für die spektrale Energieverteilung für die Lampen nichtsowjetischer Produktion HP-300, HP-500, deren elektrische und lichttechnische Daten in Tab. 59 angeführt wurden, gibt Tab. 62. Die in Tab. 61 angeführte Intensitätsverteilung im sichtbaren Spektralbereich der Lampe HP-300 wird durch die Vergrößerung der Intensität der roten Strahlen bei Drucksteigerung, infolge der Absorption der ultravioletten Strahlen durch die Quecksilberdämpfe sowie infolge der Vergrößerung der Intensität des kontinuierlichen Untergrundes bewirkt.

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£5 © der Lichtansbeute H,. Den Gang der Veränderung lO •Ider erwähnten Daten der Quecksilberhöchstdruckm CO lampen mit Wasserkühlung der Type SP-500 kann man ei ca © aus Abb. 271 entnehmen. Aus den Kurven sieht man, daß nach oo I 500 Brennstunden die Lampe 1 m ungefähr 30 Prozent ihres anI 2 •I- -I fänglichen Lichtstromes veroo loren hat. o 1 1 « ® DieKristallisation des Quarzes unter dem Einfluß der hohen Abb. 271 Temperatur und der Metall© © © © © © io ©© dämpfe hat einen Einfluß auf © lO (i> M US die Gesamtlebensdauer der Lampe. Sie setzt die •I- © •I© mechanische Haltbarkeit der Quarzröhre herab, © © © © © © und als Folge davon kann die Röhre springen. Solch «5 © n IN CO eine Explosion wirkt sich nach außen kaum aus, da das Volumen der Röhre sehr klein ist und im Moment der Explosion die Quecksilberdämpfe im Kühlwasser kondensieren. In seltenen Fällen führt , Jt o51 die Explosion dazu, daß das Glas der Kühlkammer •s . 3 springt. S PH Die Anwendungsgebiete der QuecksilberhöchstdruckS 03 q) M lampen mit Wasserkühlung werden durch 3 wesentB £ 3o S" 53 3 liche Besonderheiten bestimmt: Durch die hohe Leucht3•h 0 » 2•3 2,E dichte, die große Aktinität und die kleine von der •B -»3 ß(ü O K " B

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/ 1 at bis 6500° K). Dementsprechend sind die thermischen Elementarprozesse in der Gasentladung vorherrschend. Die hohe Temperatur der Elektroden und des Gasentladungsraums erklärt sich hier durch die große Stromdichte an der Elektrodenoberfläche und in dem Gasentladüngsraum beim Betrieb der Röhre, sowie durch die große Konzentration (kleine Oberfläche der Elektroden und kleiner Elektrodenabstand), wobei die Wärmeverluste relativ klein sind. Das erklärt sich außer durch die Kompaktheit der Entladung auch durch die kleine Wärmeleitung der Elektroden infolge ihrer besonderen Konstruktion (dünne Elektrodenzuleitung in Punktlicht- und Solarlampen) und die kleine Wärmeleitfähigkeit des Elektrodenmaterials (Kohleelektroden).

Die Bogenentladung in Bogenlampen behält irn allgemeinen ihre gewöhnliche Struktur und bei Gleichstrom besteht sie aus Kathoden- und Anodenteil, die getrennt werden durch die positive Säule, deren Länge vom Elektrodenabstand abhängt. Die einzelnen Formen der Entladung, wie man sie aus den Abb. 310, 328, 339, 342, 344, 348 entnehmen kann, unterscheiden sich sehr stark voneinander je nach der Entladungsform, die durch Elektrodenmaterial, Eigenschaften des Gases und Betriebstemperatur bestimmt wird. Durch diese Bedingungen werden auch Größe und relative Energieverteilung der Strahlung in den einzelnen Entladungsteilen bestimmt. Nach dem Charakter der in der Lampe ausgenutzten Bogenentladung kann man zwei Grundformen von Lampen unterscheiden, die sich sowohl in den Betriebsbedingungen der Elektroden als auch in ihrer Konstruktion wesentlich unterscheiden: a) Bogenlampen mit Elektroden, die in einem inaktiven Gas oder Dampf arbeiten; b) Bogenlampen mit Elektroden, die in Atmosphärenluft arbeiten. Die charakteristische Besonderheit der Lampe der ersten Art (a) ist es, daß das Elektrodenmaterial wegen der umgebenden inaktiven Atmosphäre nicht abbrennt. Dadurch spart man das Konstanthalten des Elektrodenabstands durch Nachschieben der Elektroden, und diese können starr ausgeführt werden. Um eine starke thermische Zerstäubung der Elektroden zu vermeiden, werden sie gewöhnlich aus einem sehr schwer schmelzbaren Metall — Wolfram — hergestellt. Die Arbeitstemperatur der Elektroden wird zwischen 3100 und 3400° K gewählt. Da Wolfram eine gute Wärmeleitfähigkeit besitzt, werden diese Elektroden zur Verkleinerung der Wärmeverluste und zur Aufrechterhaltung einer hohen Temperatur an ihren Enden in Gestalt von Kügelchen oder kurzen Zylindern hergestellt, zu denen dünne Wolframdrähte führen. Um die inaktive Umgebung (Stickstoff, Argon, Neon, Quecksilberdämpfe oder ihr Gemisch) und ihren Druck konstant zu halten,, werden die Elektroden der Lampen dieser Form und die Gasatmosphäre, in der sie sich befinden, von der Atmosphärenluft durch Einhüllen des ganzen Systems in einen Glaskolben getrennt und die Lampe hat alle Merkmale eines elektrischen Vakuumgerätes. Die Lampen dieser Art werden eingeteilt nach der Natur der Gasatmosphäre, die in einigen Fällen (Lampen mit Quecksilber dämpfen) auch die spektrale Zusammensetzung des von der Lampe ausgestrahlten Lichtes bestimmt. Die einzelnen Lampentypen unterscheiden sich auch in der Art des verwendeten Stroms, der Konstruktion, in ihrem Anwendungszweck und der Leistung. Die Lampen der zweiten Art (b) werden durch die an der Atmosphärenluft glühenden Elektroden gekennzeichnet. In Verbindung damit wird das Elektrodenmaterial beim Brennen der Lampe neben der thermischen Zerstäubung auch durch chemische Reaktionen mit der Atmosphärenluft verbraucht. Der intensive Abbrand der Elektroden, der zu einer Vergrößerung des Elektrodenabstands führt, erfordert es, den Elektrodenabstand durch stetiges oder periodisches Zusammenschieben der Elektroden zu regulieren. Die Elektroden solcher 506

Lampen werden meist aus Kohle hergestellt. In einigen Fällen werden noch andere Stoffe hinzugefügt, die eine Vergrößerung der Gesamt-Lichtausbeute des Bogens hervorrufen. Die Arbeitstemperatur von Kohleelektroden unter Atmosphärendruck und bei Gleichstrom liegt für die Anode zwischen 3800 und 4200° K und für die Kathode um einige hundert Grad niedriger. Bei Erhöhung der Stromdichte über den Normalwert erhöht sich entsprechend auch die Temperatur der Elektroden. Diese Lampen werden nach der Art der Elektroden, nach ihrer Arbeitsweise (Intensivbögen), nach dem Charakter der die Elektrode umgebenden Atmosphäre (offene und abgeschlossene Bögen) und nach der Konstruktion der Lampe (Anordnung der Kohlen) eingeteilt. Außerdem unterscheidet man innerhalb der einzelnen Typen noch nach der Stromart und der Leistung. Man muß noch bemerken, daß bei einigen Lampen dieser Form, wie z. B. bei Magnetit- und Titankarbidbögen, die Lichtemission durch Elektrolumineszenz der Entladungssäule eine erstrangige Bedeutung hat, und die Bezeichnung „Bogenlampe" (in dem oben angeführten Sinn) streng genommen nicht richtig ist. Die Behandlung dieser Lampen in diesem Teil wird durch die Ähnlichkeit ihrer Arbeitsweise und Konstruktion mit den gewöhnlichen Bogenlampen mit reinen und mit Zusätzen versehenen (getränkten) Kohlen gerechtfertigt. 89. Allgemeine physikalische Eigenschaften der Lichtbögen a) B ö g e n in G a s e n bei v e r m i n d e r t e m Druck. Ein Beispiel für einen Lichtbogen in einem Gas ist der Bogen zwischen Wolframelektroden in Stickstoff oder Neon, der in den sogenannten „Punktlichtlampen" verwendet wird. Die Elektröden eines solchen Bogens für Gleichstrombetrieb werden wie folgt ausgeführt: Die Anode ist ein Wolframkügelchen von 1,0—4,0mm Durchmesser; um die Kühlung durch Wärmeleitung im Elektrodenkörper klein zu halten, ist dieses an einem dünnen Wolframdraht befestigt. Die Kathode hat die Form eines Kügelchens oder einer Halbkugel von etwas größerem Durchmesser, um eine möglichst gute thermische Emission von Elektronen zu erzielen, besteht sie aus einem Wolfram-Thoriumoxydgemisch und ist ähnlich wie die Anode an einem dünnen Wolframdraht befestigt. Dieses Elektrodensystem, mit 2—3 mm Elektrodenabstand beim Betrieb der Lampe, wird auf einem Glasfuß montiert und in einen Kolben eingeschmolzen, der ausgepumpt und mit reinem Stickstoff bei einem Druck von 80—180 torr oder mit Neon von ungefähr 400 torr gefüllt wird. Die Lampe wird in Reihe mit einem Ohmschen Widerstand zur Stabilisierung der Entladung an das Netz geschlossen. Die Zündung der Entladung erfolgt bei solchen Lampen auf eine der folgenden Arten: a) Durch Vorionisieren des Gases mit Hilfe einer glühenden Wolframwendel (Thermoelektronenionisator). Das Schaltschema einer solchen Zündung ist weiter unten in Abb. 309 angegeben. b) Durch Ionisation mit Hilfe einer Glimmentladung zwischen Hilfselektroden aus Magnesium, die über einen großen Zusatzwiderstand parallel zu den Haupt507

elektroden geschaltet sind (Glimmionisator). Das Schaltschema einer solchen Zündung ist in Abb. 318 a und b angegeben. c) Mit der Kontaktmethode durch automatische Unterbrechung des Elektrodenkreises mit Hilfe eines Bimetallstreifens, an dem eine der Elektroden (gewöhnlich die Anode) befestigt ist. Das Schema einer solchen Zündung wird in den Abb. 322 bis 325 dargestellt. Die Wahl der Zündmethode hängt von der Stromart, der Netzspannung, dem Füllgas und dem Lampentyp ab. In allen Fällen wird bei der Zündung im ersten Moment zwischen den Hauptelektroden aus Wolfram eine Glimmentladung erzeugt, die schnell (im Verlaufe weniger Sekunden) alle Stadien des Kathodenfalls (subnormaler, normaler und anormaler) bis zum Übergang der Glimmentladung in die Bogenentladung durchläuft. Dieser Übergang ist die Folge der Temperaturerhöhung der Kathode bis zu dem Punkt, wo eine genügend starke Elektronenemission einsetzt, die eine weitere rasche Vergrößerung der Entladungsleistung ermöglicht. Wenn an die Elektroden genügend Leistung abgegeben wird, erhitzen sie sich schnell auf die Temperatur, die dem stationären Zustand der Bogenentladung entspricht. Dieser Zustand wird durch die Parameter der Gasentladung (Gasart, Druck und Elektrodenabstand) und des Netzes (wirkende Netzspannung und Eigenschaften der Stabilisierungsvorrichtungen), sowie durch die Kühlbedingungen der Elektroden (Größe und Form der Elektroden, umgebendes Gas und Konstruktion der Zuführungen) bestimmt. Der schließlich erreichte stationäre Zustand ist physikalisch gekennzeichnet durch einen kleinen Kathodenfall, der ungefähr nur y i 0 des normalen Kathodenfalls einer Glimmentladung beträgt. Diese Größe ergibt sich aus der Leistung, die an die Kathode abgegeben wird und die genügen muß, um die notwendige Kathodentemperatur aufrecht zu erhalten, so daß die Thermoemission dem durch die Lampe fließenden Strom entspricht. Die Grundgrößen, die den Zustand der Lampe bestimmen (Kathodenfall F K , Temperatur der Kathode T und Verhältnis des Sättigungsstromes I s zum gesamten Lampenstrom /¡), in Abhängigkeit von I„ für Punktlichtlampen mit Wolframkathoden (der Durchmesser des Kügelchens beträgt 1,8 mm) in Stickstoff von 170 torr zeigt Abb. 301. Bei der Analyse der lichttechnischen Abb.301 Eigenschaften einer Entladung dieser Form bemerkt man, daß die Lichtemission fast ausschließlich durch die Temperaturstrahlung der glühenden Elektroden erfolgt, da das Linienspektrum der Strahlung der positiven Entladungssäule in diesem Falle angesichts des sehr kleinen Elektrodenabstandes geringe Intensität besitzt. Im Falle eines Bogens zwischen Wolframelektroden in Quecksilberdampfatmosphäre (Solarlampen) ist die 508

Strahlung der positiven Säule stärker bemerkbar und erreicht 20—25 Prozent des Gesamtlichtstromes. In beiden Fällen ist die Leuchtdichte der Temperaturstrahlung wegen der hohen Elektrodentemperatur (3400° K) bedeutend, sie erreicht je nach der Belastung 2500—3000 sb. d) B ö g e n in a t m o s p h ä r i s c h e r L u f t . Die Gasentladung in atmosphärischer Luft unterscheidet sich von der Gasentladung in einem inaktiven Gas durch eine Reihe von Prozessen, die chemischphysikalischen Charakter tragen. Diese Prozesse bestehen in der Dissoziation der Moleküle des Gases und der Verdampfungsprodukte des Elektrodenmaterials, in chemischen Reaktionen zwischen den einzelnen Bestandteilen der Entladungsatmosphäre und in anderen Erscheinungen, die ihre Erklärung in der ohemischen Aktivität des umgebenden Gases und des Elektrodenmaterials finden, die noch durch die hohe Arbeitstemperatur des Bogens verstärkt wird. Insgesamt ergibt sich für einen Bogen zwischen Kohleelektroden in atmosphärischer Luft bei Gleichstrom folgendes Bild: Bei vertikaler Anordnung der zwei Kohleelektroden (Anode oben, Kathode unten) kann man beobachten, daß Abb.302 sich nach Erreichen des stationären Zustandes schließlich am Ende des oberen positiven Kohlestiftes eine trichterförmige Vertiefung, der sogenannte „Krater" des Bogens bildet, während die untere negative Elektrode eine spitze Form bekommt. Das Bild eines solchen Bogens ist in Abb. 302 wiedergegeben. Bei ungefähr 1 cm Elektrodenabstand und einem Strom von 6 - r 10 A gehen vom Anodenkrater und von der Kathodenspitze violette oder bläuliche Flammen aus, die, wie es scheint, durch Abbrand der in die Entladung abgegebenen Gase entstehen. Mit- der Erhöhung des Stromes breitet sich die Flamme auf der negativen Seite längs der Entladungsachse aus und bei größerer Bogenlänge bildet sich zwischen der negativen Flamme und der Anode eine dunklere homogene Säule. Die Entladung wird ferner von einer Aureole umgeben, deren Leuchtdichte nach dem Rande hin abnimmt. An den Grenzen der Aureole finden anscheinend in der Hauptsache chemische Prozesse statt (Oxydation, Dissoziation usw.). Dafür spricht die große Ablenkbarkeit der Aureole durch einen Luftstrom und der geringe Einfluß eines Magnetfeldes. Die äußere Form des Bogens hängt von einer Reihe von Faktoren ab. Es sind dies: die Lage der Elektroden zueinander, das Vorhandensein leicht verdampfbarer Stoffe im Elektrodenmaterial und die Güte der Isolierung des Bogens von der umgebenden atmosphärischen Luft (abgeschlossener Bogen). In Bögen mit reinen Kohleelektroden dominiert wie bei Wolframbögen in einer inaktiven Gasatmosphäre die Temperaturstrahlung der Elektroden (85—95 Prozent des Lichtes von der Anode, 10—4 Prozent von der Kathode und 5—1 Prozent vom Gas). Durch Änderung der Beschaffenheit der Elektroden und Vergrößerung des 509

Gehalts der Gasatmosphäre an Dämpfen, die im sichtbaren Spektralbereich Strahlung abgeben, kann die Lichtstrombilanz zugunsten der Strahlung der Gassäule verändert werden, ja man kann sogar erreichen, daß deren Lichtausstrahlung überwiegt (insbesondere Magnetit- und Titankarbidbögen). Der Charakter der Veränderung des Entladungsbildes in diesen Fällen geht aus einem Vergleich der Abb. 339 mit den Abb. 347 und 348 hervor. Bei genauerer Betrachtung des Ansatzes der Entladung auf der Elektrodenoberfläche kann man feststellen, daß sich das Leuchten auf der Kathodenoberfläche in dem Punkte konzentriert, der am meisten erhitzt ist und die Bezeichnung Kathodenbrennfleck trägt. Er befindet sich auf der Oberfläche der Kohlekathode und fällt mit dem zugespitzten Teil zusammen. Bei einem Kohlebogen mit einer Stromstärke I = 1,5—10 A und einer so großen Bogenlänge, daß die Nähe der Anode nicht mehr auf die Größe des Kathodenflecks einwirkt, kann man diesen nach der Formel (89.1)

S K p = 0,213 I t

bestimmen. Hierbei ist S K p die Fläche des Kathodenbrennflecks in mm2, 7, der Bogenstrom in A. Entsprechend beschränkt sich der Anodenteil der Entladung auf die Fläche des Kraters, dessen Größe für Kompaktkohlen durch die Formel (89.2)

S K p = 1,34 • I, (mm2)

bestimmt werden kann. Um den Krater im zentralen Teil der Anode zu halten und um die Stabilität des Bogens zu wahren, wird in der Mehrzahl der Fälle die positive Elektrode mit einem Docht versehen, einen längs der Elektrodenachse verlaufenden Kanal, der mit pul verförmiger Kohlemasse angefüllt ist. Für eine positive Dochtkohle und Kompaktkathode kann man bei einer Bogenlänge von 4 mm die Kraterfläche nach folgender Formel bestimmen: (89.3)

S K p = (3,83 + 1,52/o

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Tabelle ist zu entnehmen, daß bei modernen Projektionslampen Hoohintensitätsbögen mit einem Arbeitsstrom von 75 bis 300 A bei einer Leuchtdichte des mitt leren Kraterteiles von 40000 bis 145000 sb und Hochstleistungsbögen einer Stromstärke bis zu 450 A mit einer Leuchtdichte bis zu 8000 sb verwendet werden. In Tab. 107 sind die Temperatur und die Leuchtdichte von Intensivbögen in Abhängigkeit von Stromstärke und Spannung wiedergegeben. Ein Vergleich der Daten der Tab. flj——Anodentei!des gewöhnlichen Bogens 112 und der Tab. 106, die sich auf b)——— " " Hochintensitäisbogens gemeinsamer Teil der ChenkierisHk gewöhnliche Flammenbögen bezieht, zeigt, daß Intensivbögen eine höhere Betriebsspannung an den Elektroden besitzen. Die Kurve des Potentialabfalles in den einzelnen Gebieten "ist in a) für einen einfachen (F£, Fg, V'x) und b) für einen Intensivbogen (V£, Fg, V'ß in Abb. 355 dargestellt. Die Gegenüberstellung dieser Abb. 355 Kurven zeigt, daß sich die Spannungserhöhung an den Elektroden eines Intensivbogens aus dem großen Potentialfall im Anodengebiet Vx des Bogens (Anodenfall -}- Abtall in der positiven Flamme) erklärt. Der Absolutwert der Spannung an den Elektroden vergrößert sich mit wachsender Bogenlänge, steigendem Strom und zunehmender Leistung. Die Stromspannungscharakteristiken von Intensivbögen verschiedener Länge sind in Abb. 356 gezeigt. Die Kurven dieser Abbildung zeigen, daß die Stromspannungscharakteristiken von Intensivbögen im Gegensatz zu einfachen Kohlbögen mit fallender Charakteristik bei bestimmten Werten der Stromstärke zu wachsen beginnen. Der Anschluß von Intensivbögen an das Netz erfordert, genau wie der von einfachen Bögen, die Verwendung zusätzlicher Widerstände, an denen je nach der verwendeten Arbeitsspannung 30—50 Prozent der gesamten verbrauchten Leistung verlorengehen. Die Regulierung des Elektrodenabstandes und die Aufrechterhaltung der Konstanz der elektriAbb. 356 schen und lichttechnischen Verhältnisse erfolgt in modernen Lampen automatisch durch eingebaute Mechanismen. Die Untersuchung der Leuchtdichte-Verteilung von Hochintensitätsbögen zeigte, daß der mittlere, tiefste Kraterteil, der mit einer glühenden Atmosphäre von Gasen, Dämpfen und Zerstäubungsprodukten der Anodensubstanz (des Dochts und des Mantels) angefüllt ist, die größte Leuchtdichte besitzt. Dieser 555

TaIntensivbogen 150 A, 80 V

T = f(Vi); B = t m T, ° K Vi, V B, sb 70 75 80 85

4525 4560 4600 4640

67000 71000 74000 77000

T = f (Ii); £ = / (Ii) T, ° K B, sb Ii, A 140 150 160 170

4550 4600 4640 4670

68000 74000 76500 78000

stark eingeschnürte Teil der Entladung, der die Gestalt einer spiraligen oder ringförmigen Säule hat, besitzt'eine etwa 6 mal größere Leuchtdichte als der Kraterrand. Die Ursache für diese hohe Leuchtdichte des zentralen Kraterteils ist, daß eine sehr viel heißere und stärker strahlende gasförmige Schicht vorhanden ist und daß die Wirkung eines strahlenden Hohlraumes sehr viel stärker ist (schwarze Strahlung). Manschätzt, daß 84 Prozent der Leuchtdichte dieses Teils auf die Atmosphäre der glühenden Gase und die übrigen 16 Prozent auf die Strahlung des Kratergrundes kommen. Der Lichtstrom des Kraters liefert den Hauptteil des Gesamtlichtstroms des Bogens, wobei ein bedeutender Teil (bis zu 50 Prozent des vom Krater ausgestrahlten Lichtstroms) auch durch die Flamme des Bogens ausgestrahlt wird. Bei der Verwendung ¡0' tO' 30' 20'10° 0° 10' 20'30' SO' von Intensivbögen in der Projektions—1—J. / / x X. \ \ 0 SO' 1 Einfacher Bogen 2. Intensivbogen technik liefert der Krater infolge seiner 3 . Vervollkommneter Bogen 70° zentralen Lage etwa 90 Prozent aller ProTO' SO' to° jektionsstrahlung und die anderen Teile SO' des Bogens nur die übrigen 10 Prozent. L ' / V A^tv^a 100° 100° Die räumliche Lichtstromverteilung der HO' 110' Bogenlampe hängt von der Anordnung 120' 120' der Kohlen und der verwendeten Stromy AaL^ art ab. Die Lichtstromverteilung in der 130' 130' horizontalen Ebene bei horizontaler An—A—Yv\ /x/T— m \ \y \ ordnung der Anode ist für einen ein1*0' .1S0-10 k~\ fachen Bogen von 150 A (1), einen IntenISO' 160' 150' M° 170' « 10° 110" sivbogeu von 150 A (2) und einen verbesserten Bogen von 225 A (3) in Abb. 357 Abb. 357 gegeben. Ein Vergleich dieser Kurven zeigt, daß den Intensivbögen infolge ihrer großen Leuchtdichte und ihrer großen Lichtleistung bei der Anwendung von Bögen für Projektionszwecke der Vorrang gebührt. Jedoch geht ein bedeutender Teil der guten Lichteigenschaften der Intensivbögen durch die Lichtemission außerhalb des Umfassungswinkels dea Reflektors verloren. Bei Inten,

556

belle 112 Bogen höchster Intensität 200 A, 85 V

T == /(/«); B = f (Ii) T, ° K B, sb h, A

T = f(Ut); B = t(Ui) T, ° K B, sb Ü,,V 75 80 85 90 95

4730 4800 4860 4925 5000

8600° 9300° 10200° 11000° 11600°

140 150 160 170 180 190 200 210 220 230

4420 4510 4600 4680 4750 4810 4860 4880 4910 4930

56000 64000 72000 80000 88000 95000 102000 104000 105500 106500

sivbögen erreicht dieser Teil 40 Prozent des gesamten Lichtstroms, während bei gewöhnlichen Bögen nur ungefähr 25 Prozent verlorengehen. B. Intensivbögen für die

Kinoprojektion

Intensivbögen wurden in die Kinoprojektionspraxis eingeführt, um die einfachen Kohlebögen mit Spiegeloptik in kleineren Filmtheatern zu ersetzen. Dadurch wird die Beleuchtungsstärke der Leinwand um das 1,5—3fache erhöht und die Farbe der Strahlung verbessert. Die in der Kinoprojektion verwendeten Intensivbögen arbeiten mit einer Spannung von 30—40 V bei einer Stromstärke von 32—70 A, je nach der verwendeten Kohlentype. Diese Bögen haben in der Mehrzahl der Fälle eine mittlere Intensität. Bei einer Leuchtdichte des mittleren Kraterteils von 60000 bis 65000 sb beträgt die errechnete Stromdichte an den Kohlen 142 bis 130 A/em 2 und der Anodenabbrand 16—34 cm je Stunde. Um die Anwendung zu vereinfachen, arbeiten die Kohlen ohne Rotation. Die elektrischen und lichttechnischen Eigenschaften dieser Bögen (Suprex) sind in Tab. 113 angeführt. Tabelle 113 Kohlentype 6—40 7—50 8—65

Betriebs»zustand StromSpanstärke, nung, A V 32—40 42—50 56—70

31—40 31—40 31—40

Stromdichte, A/cm 2 142 130 130

Leuchtdichte im Kraterzentrum,

Anodenabbrand

Bemerkung

ksb 60 62,5 65

165—340 165—340 165—340

.Die Leuchtdichte ist in Richtung der Achse der positiven Kohle beim Nennwert des Bogeostroms gemessen

Beim Brennen des Bogens bildet sich in der Anode ein flacher Krater, der kleiner ist als der Krater eines Hochintensitätsbogens, aber eine analoge Leuchtdichteverteilung besitzt. 557

Cd td CO M o o o o OQ OQ OQ OQ p D b e i Xe) stabiler wird. Zur Stabilisierung der Entladung trägt auch die ungleichmäßige Temperatur der Kathodenoberfläche bei. Unter dem Einfluß der Konvektion, die hier sehr stark ist, krümmt sich der Bogen in horizontaler Lage, der Bogen ist auch gegen die Wirkung eines Magnetfeldes empfindlich. Die Breite des Bogens hängt von der Stromstärke ab, sie steigt ungefähr proportional zu der Quadratwurzel aus der Stromstärke. Die Stromdichte beträgt für Bögen von 5, 7,5 und 10 A 285, 312 bzw. 330 A/cm2. Der Gradient in der Bogensäule, der vom Gas abhängt, ist bei einer Stromstärke von / , 9,0 A sehr klein und zeigt die Tendenz, mit zunehmendem Atomgewicht zu wachsen. Die Summe von Kathoden- und Anotienfall ist ungefähr gleich dem Ionisierungspotential des Gases. Werte des Gradienten und des Elektrodenfalls sind für verschiedene Gase bei einem Elektrodenabstand l — 3,9 mm in Tab. 117 angeführt. Tabelle 117

Argon . . . Krypton . . Xenon . . .

G, V/cm

VA + VK, V

Vi, V

26 30 38

16 12 11

15,69 13,94 12,08

Untersuchungen der lichttechnischen Eigenschaften von Krypton-XenonHöchstdrucklampen ergaben, daß die Leuchtdichte und Lichtausbeute der Entladung mit dem Atomgewicht des Gases zunehmen und für ein bestimmtes Gas mit der Stromstärke und dem Druck wachsen. Ähnlich der Quecksilber-, Hochund Höchstdruckentladung liegt das Maximum der Leuchtdichte in der Achse der leuchtenden Säule. Das Spektrum der Strahlung eines Bogens in Argon, Krypton und Xenon bei hohen Drucken besitzt einen kontinuierlichen Charakter im ultra-violetten und sichtbaren Gebiet; im infraroten Gebiet beobachtet man ein entsprechendes Kontinuum mit scharf hervortretenden Linien. Das Maximum des infraroten Teiles zeigt die Tendenz, sich mit wachsendem Atomgewicht des Gases in den langwelligeren Teil des Spektrums zu verschieben. Dadurch fallen die Maxima des langwelligen Teils für verschiedene Gase auf folgende Wellenlängen: Für Argon l = 7600 Ä; 8050 A; 8375 Ä „ Krypton 1 = 7600 Ä; 8200 Ä; 9000 Ä „ Xenon X = 8400 Ä; 9000 Ä; 10000 Ä. Das Spektrum der Höchstdruckentladung in den oben genannten Gasen ermöglicht es, bei kleinen Abmessungen des Strahlers und großen Leuchtdichten weißes Licht mit einer Farbtemperatur für Krypton und Xenon von 5200 bis 5700° K zu erzeugen. Das bedeutet eine Farbwiedergabe, die der des Sonnen-

566

lichts nahekommt. Das gab die Möglichkeit, die Krypton-Xenon-Lampen bei der Projektion und für Farbfilm zu benutzen. Die Existenz eines kontinuierlichen Spektrums im ultravioletten Gebiet ermöglicht die Anwendung der Lampe in der Absorptionsspektroskopie an Stelle der meistens verwendeten Wasserstofflampe. Die intensive Strahlung im infraroten Gebiet trägt dazu bei, daß diese Lampe für Spezialzwecke angewendet wird. Die Lebensdauer von Krypton-Xenon-Höchstdrucklampen beträgt mehr als 100 Stunden. 98. Elektrodenlose Induktionslampen mit hochfrequenter Entladung Eine elektrodenlose Entladung kann man im einfachsten Falle in einem mit einem verdünnten Gas gefüllten Kolben beobachten, der sich zwischen den Platten eines geladenen Kondensators befindet. In diesem Falle entsteht bei der Entladung des Kondensators im Kolben ein kurzzeitiges Aufleuchten. Dieses Leuchten kann aufrecht erhalten werden, wenn man die Kondensatorplatten mit einem Hochfrequenzgenerator verbindet, dessen Frequenz dazu ausreicht, Schwingungen der geladenen Teilchen im Kolbenvolumen zu erzeugen. Unter gewissen Bedingungen (genügende Frequenz, Feldstärke, Eigenschaften des Gases) erzeugen diese Schwingungen eine starke Gasionisation, die von einer hell leuchtenden Entladung begleitet ist. Eine elektrodenlose Entladung, die von einem intensiven Leuchten des Gases begleitet wird, kann man auch erhalten, wenn man den Kolben in das hochfrequente elektromagnetische Feld bringt, das im Innern einer mit hochfrequentem Strom gespeisten Spule entsteht. In diesem Falle erscheint die Entladung bei völliger Kreissymmetrie als leuchtender, in sich geschlossener Ring oder in Form mehrerer Ringe, die durch die in dem Gas erzeugten Kreisströme hervorgerufen werden. Je nach den Kolbenabmessungen, der Gasart und dem Gasdruck gibt es optimale Frequenzen, bei denen man ein intensives Leuchten mit einer großen Lichtausbeute bis zu 40—50 lm/W erhält. Im allgemeinen ist bei der Anwendung von Zylinderspulen das Leuchten der Hochfrequenzentladung die Folge der Wirkung sowohl des elektrischen, als auch des magnetischen Feldes. Die Wirkung des elektrischen Feldes entsteht durch die Verschiedenheit der Potentiale an den Enden der erregenden Spule, weshalb eine Entladung im Gas mit positivem Leuchten erfolgt. Außerdem bewirkt das magnetische Feld eine Ringentladung, die ebenfalls ein positives Leuchten besitzt. Als Hochfrequenzgeneratoren kann man Funkengeneratoren verwenden, die von elektrostatischen Maschinen (Schema 1, Abb. 359) oder Hochspannungstransformatoren (Schema 2) gespeist werden. Diese Schemata enthalten außer der Spannungsquelle eine Funkenstrecke FS und Schwingungskreise aus einer Kapazität und einer Selbstinduktion (die Erregerspule IL). Solche Generatoren erzeugen im Spulenkreis gedämpfte Schwingungen. Zur Erzeugung von ungedämpften Schwingungen verwendet man Röhrengeneratoren, wie sie in den 567

Skizzen 3 und 4 der Abb. 359 angegeben sind. Die wirksamsten Frequenzen für Induktionslampen liegen zwischen 1 • 10e und 3 ' 106 Hz. Der Entladungskolben der Lampe besteht aus schwer schmelzbarem Glas oder geschmolzenem Quarz und kann röhren- bzw. kugelförmige Gestalt haben. Der Durchmesser eines kugelförmigen Kolbens liegt zwischen 5 und 20 cm. jTOJN-

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Schema Nr 1 elektrost.Maschme

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nK Schema Nr.i Funkengenerator

Schema Nr. 4 mit Röhrengenerator (nicht gleichgerichteter Wechselitrom)

Abb. 359

Da es möglich ist, durch' verschiedene Gasfüllung Strahlung in den verschiedenen Spektralbereich zu erzeugen, kann die Induktionslampe für verschiedene Zwecke verwendet werden. Füllt man einen Quarzkolben mit Quecksilberdämpfen und setzt Argon zu, so kann man eine starke Ultraviolett-Strahlungsquelle für die verschiedenen UV-Gebiete erhalten. Das Argon nimmt man gewöhnlich, um die Zündung der Entladung zu erleichtern, sein Druck darf nicht eine gewisse Grenze überschreiten, die aus der empirischen Formel j>N = 5,7 Jh bestimmt werden kann. Hierbei ist der Normaldruck des Argons in torr und r = der Radius der Entladungskugel in cm. Der Quecksilberdampf druck stellt sich je nach der verwendeten Leistung ein. Er bestimmt die Beschaffenheit der erhaltenen Strahlung. Das nahe Ultraviolett kann in der Photographie und Kinotechnik angewendet werden, das mittlere und ferne Ultraviolett für medizinische und biologische Zwecke sowie zur Sterilisation verschiedener Nahrungsmittel und zur Desinfektion. Der Lichtstrom einer Quecksilber-Induktionslampe von 7,5 bis 8,0 cm Durchmesser erreicht F t = 200000 Im bei einer Leuchtdichte von B = 400 sb und einer Lichtausbeute von H, fü 50 lm/W. Füllt man den Kolben mit Neon, so können elektrodenlose Induktionslampen für Signalfeuer auf Leuchttürmen und Flugplätzen verwendet werden. Nicht ausgeschlossen ist ferner die Anwendung dieser Lampen in Verbindung mit Luminophoren zu Spezialzwecken. Ein Hemmnis für die weite Verbreitung 568

dieser Lichtquellen sind die Baukosten der Anlage. Mit der Verbesserung und Verbilligung von Hochfrequenzanlagen kann diese Lampe eine weitere Verbreitung auf den verschiedensten Anwendungsgebieten erhalten. 99. Impulsentladungslampen Die elektrischen und lichttechnischen Eigenschaften von Argon, Krypton und Xenon ermöglichen es, kurzzeitig starke Lichtströme in der Größenordnung einiger Megalumen zu erzeugen. Die Leuchtdichte erreicht dabei einige Zehntausend sb; das Aufleuchten dauert weniger als 10~ 4 sec. Man erreicht das mit Hilfe von Impulslampen durch die Entladung von Kondensatoren genügender Kapazität und Spannung über den Gasentladungsraum der Lampe. Die Impulsentladung ist eine nichtstationäre Gasentladungsform; nach ihren Elementarprozessen und ihren Lichteigenschaften steht sie der Funkenentladung nahe. Mit gutem Grund kann man sagen, daß die Impulsentladung die konzentrierteste und am meisten entwickelte Phase der Funkenentladung ist. Das physikalische Bild der Elementarprozesse, die sich in der Impulsentladung abspielen, kann schematisch in folgender Form dargestellt werden: Das erste Stadium der Impulsentladung besteht, ähnlich wie bei den anderen Entladungsformen, im Anwachsen'von Elektronenlawinen, das dazu führt., daß der zwischen den Elektroden liegenden Raum von der Entladung durchschlagen wird. Dieser Prozeß entwickelt sich durch Bildung von stark ionisierten Kanälen, die infolge Photoionisation in einzelnen Gebieten der Entladung entstehen. Diese Photoionisation erfolgt unter der Wirkung der kurzwelligen Strahlen, die durch die Anregung der Atome durch den Hauptteil der Lawinen und andere Elementarprozesse entstehen. Durch Verschmelzung der einzelnen Kanäle bildet sich ein Hauptentladungskanal. Daß er den ganzen Gasentladungsranm von der Anode zur Kathode überbrückt, ist eine notwendige Bedingung für den Funkendurchschlag. Dazu trägt auch infolge des Auftretens von Raumladungen die Veränderung des elektrischen Feldes bei, das sich im Hauptteil der Lawine bildet. Die Bildung des Funkenkanals führt zum Auftreten von ionisierenden y-Prozessen an der Kathode, in deren Folge die Stromdichte in dem Kanal stark vergrößert wird, was wiederum sofort zu einer Temperaturerhöhung der Entladung und zu thermischer Anregung und Ionisation im Entladungsraum führt. Eine weitergehende Darlegung dieser Theorie findet man in Kap. 19 des Buches „Elektrische Erscheinungen in Gasen und im Vakuum" von N. A. KAPZOW. Der besondere Charakter der Impulsentladung, der sich in der Möglichkeit ausdrückt, ausgesprochen starke Lichtströme und Leuchtdichten bei außerordentlich kurzer Leuchtdauer zu erzeugen, eröffnet den Impulslampen neue Anwendungsgebiete: Luftaufnahme, Photographie schnell beweglicher Objekte, optische Signalgebung, Stroboskop, Spektralanalyse und anderes mehr. Im allgemeinen kann man Impulsentladungen beim Durchgang starker Ströme durch Entladungsräume folgender Form erhalten: 569

a) Entladungsräume von Gasentladungslampen besonderer Konstruktion bei niedrigem oder hohem Druck, die von der Atmosphärenluft isoliert sind. b) Funkenstrecke zwischen Elektroden in Atmospbärenluft. c) Entladungsräume, die mit Metalldämpfen gefüllt sind, die man bei Zerstäubung dünner Drähte durch den elektrischen Strom unter verschiedenen Bedingungen erhält. Von den aufgezählten drei möglichen Fällen besitzen die mit einer Impulsentladung im Entladungsraum von Spezialgasentladungslampen, deren Konstruktion entsprechend ihrer Bestimmung variiert werden kann, das größte praktische Interesse. In unmittelbarer Verbindung damit steht die Wahl der zum Betrieb von Impulslampen dienenden elektrischen Anlage. Als Impulslampen, deren Arbeitsbedingungen keine großen Lichtströme und Leuchtdichten erfordern, können am einfachsten gewöhnliche Glimmentladungslampen mit negativem Glimmlicht verwendet werden, die mit Neon oder Argon gefüllt sind. Ihre Beschreibung findet man in Kap. 11. Ferner kann man auch Leuchtröhren verwenden, die mit den gleichen Gasen bei niedrigem Druck gefüllt sind, wobei ihre geometrischen Parameter von den Parametern der elektrischen Anlage abhängen. Solche Lampen und Röhren können jedoch nur in den Fällen angewendet werden, wo die kurze Leuchtzeit der Impulsentladurig ausgenützt wird, z. B. in der Stroboskopie. Eine Impulsentladung von großer Lichtintensität kann man in Gasentladungsröhren mit Quecksilberdämpfen von erhöhtem und hohem Druck erhalten; jedoch treten infolge der Abhängigkeit der Leuchtdichte und der Zündung der Entladung von der Betriebstemperatur der Röhre eine.Reihe von Nachteilen auf, die die Verbreitung der Quecksilberlampen für diesen Zweck beschränkten. Die Füllung von Impulslampen mit Argon, Krypton und Xenon von erhöhtem (bis zu 50—70 torr) oder hohem (3—5 at) Druck ermöglichte es, die gewünschten Resultate in bezug sowohl auf eine hohe Lichtleistung der Entladung — die 108 Im erreicht — als auch auf eine große Leuchtdichte — bis zu 6 • 107 sb bei einer Leuchtdauer bis zu 10 - 6 Sekunden zu erzielen. Außerdem ermöglicht die Füllung mit den genannten Gasen die sichere Zündung der Entladung und liefert eine Lichtfarbe, die der des Tageslichts nahekommt. , Meistens verwendet man zur Füllung von Impulslampen ein Gemisch von 90 Prozent Krypton und 10 Prozent Xenon, das die notwendigen Entladungseigenschaften hat und sich auch im Hinblick auf die Kosten empfiehlt. In der Praxis werden zwei Grundtypen von Krypton-Xenon-Lampen verwendet. Die Impulslampe der ersten Type ist eine Röhre aus schwer schmelzbarem Glas oder aus geschmolzenem Quarz, deren Innendurchmesser 1,5—10 mm beträgt und die sich gegen die Enden hin erweitert. Hier sind gewöhnlich zylinderförmige kalte Elektroden aus .Nickel angebracht, die in einigen Fällen mit Barium oder Cäsium aktiviert sind. Die Länge des Entladungsraumes hängt von der verwendeten Spannung ab und erreicht bei den stärksten Lampen 1,5 m. Je nach 570

der Röhrenlänge und der gewünschten Lichtstromkonzentration kann die Lampe gerade, in U-Form oder in Form einer zylindrischen Spirale hergestellt werden. Die Lampen der zweiten Type unterscheiden sich von den eben ausgeführten Formen durch den Entladungskolben, der hier kugelförmige Gestalt hat sowie durch die Zahl, Anordnung und Konstruktion der Elektroden. Die Grundform und Konstruktion dieser Lampen sind die in Abb. 358 b dargestellten der KryptonXenon-Lampe. Die Impulslampe Lamp» unterscheidet sich durch den Elektrodenabstand und den Kolbendurchmesser. Die normale Schaltung, wie sie für Lampen der ersten Type verwendet wird, ist in Abb. 360 dargestellt.

Abb. 360

Die angegebene Schaltung, die von K . S. WULFSON und seinen Mitarbeitern bei der Untersuchung der Impulsentladung im Allunions-Elektro-Institut verwendet wurde, enthält einen Hochspannungsgleichrichter, den Arbeitskondensator, die Impulslampe und eine Steuervorrichtung (hier ein Thyratron). Bei den Lampen der zweiten Type erfolgt die Steuerung durch eine Spezialschaltung, die über eine dritte (Hilfs-) Elektrode der Lampe wirkt. Die Untersuchungen von Impulslampen durch K . S. WULFSON, S. J. BOGDANOW und 0 . P. WORONOW im Allunions-Elektro-Institut lieferten ein ausführliches und wichtiges Material, das die elektrischen und lichttechnischen Eigenschaften von Impulslampen unter verschiedenen Bedingungen beschreibt. So zeigten Messungen des Widerstandes von Lampen, die mit Neon, Krypton und Xenon bei verschiedenen Drucken gefüllt waren, daß der Widerstand weder von der Spannung, noch von der Art und dem Zustand des Gases merklich beeinflußt wird, wenn nur in der Lampe eine genügend große Energie umgesetzt wird. Auf Grund dieser Messungen und solcher anderer Forscher hat der spezifische Widerstand des Plasmas einer Impulsentladung die Größenordnung von 1,5 bis 3,0 • 10~2 Q cm. Die maximale Stromdichte betrug bei diesen Untersuchungen bei einem Röhrenstrom von 14000 A und einer Energiedichte von 250 W/cm3150000 A/cm2. Messungen der lichttechnischen Eigenschaften der Entladung zeigten, daß die bei dem Aufblitzen entstehende mittlere Lichtstärke verschiedener Impulslampen ungefähr der Energie proportional ist, die im Entladungsraum abgegeben wird. Untersuchungen an Niederdrucklampen in Röhrenform von S. J. BOGDANOW und von Hochdrucklampen in Kolbenform von F. A. TSCHARNA zeigten, daß die mittlere Lichtstärke bei beiden Lampentypen in verschiedener Weise vom Druck abhängt. Man kann das den Kurven der Abb. 361 a und b (S. 572) entnehmen. Die Kurven zeigen, daß man für Röhren-Niederdrucklampen mit 6 mm Durchmesser einen Sättigungszustand der Lichtintensität beobachtet, während bei Kolbenhochdrucklampen mit 40—60 mm Durchmesser die gleichen Größen fast linear voneinander abhängen.

571

Durch Vergleich von Impulslampen, die mit verschiedenen Gasen gefüllt waren, erhielt man Daten für die relativen lichttechnischen Eigenschaften der verschiedenen Gase in der Impulsentladung. Daten, die aus diesem Vergleich ge-

Abb. 361a

Abb. 361 b

wonnen wurden, sind mit der Lichtintensität des Argons als Einheit in der Tab. 118 angegeben: Tabelle

Helium Neon Luft Argon Krypton Xenon

118

Niederdruck lampe

Hochdrucklampe

0,10—0,20 0,24—0,31 0,08—0,12 1,0 1,57—2,00

_

—

—

0,17 1,0 1,67—1,87 2,7

Messungen der von einer Hochdruck-Impulslampe (p — 3,5 at) ausgestrahlten Energie zeigten, daß etwa 10—20 Prozent der der Lampen zugeführten Energie in Strahlung verwandelt werden. Bei einer Lichtstärke I m a x » 1 0 0 0 0 0 0 Kerzen und einer entsprechenden Leuchtdichte B max = 5 • 106 sb, beträgt die der Lampe zugeführt« Energie Wt = 7,0 Joule oder die Lichtausbeute bei einer Leuchtdauer i « 2 0 yttsec, H, = 20 lm/W. 572

Spektraluntersuchungen von Impulslampen zeigten, daß bei einer Vergrößerung der Entladungsenergie zahlreiche Linien auftreten, deren Intensität sehr stark zunimmt, während sich die Intensität der übrigen Linien fast nicht ändert. Außerdem wird bei sehr großer Energiesteigerung auch der kontinuierliche Untergrund der Entladung intensiver. Die Analyse dieser Erscheinung zeigte, daß die Linien wachsender Intensität dem Punkenspektrum angehören, während die Linien, die sich mit steigender Energie wenig ändern, das Bogenspektrum bilden. Die Änderung des Spektrums während einer Impulsentladung zeigt eine bestimmte zeitliche Reihenfolge in der die Funken- und Bogenlinien auftreten. Das hat wichtige praktische Folgen in bezug auf die Wahl des Gases für die Impulslampen. So ist es zweckmäßig, wenn man ein kurzzeitiges Aufblitzen erhalten will, solche Gase zu verwenden, bei denen die Funkenlinien im sichtbaren Gebiet des Spektrums liegen und Bedingungen für die Entladung zu schaffen, bei denen das Funkenspektrum das Bogenspektrum überwiegt. Daraus erklärt sich auch, daß die Anwendung von Argon, Krypton und Xenon zur Füllung von Impulslampen gegenüber Helium und Neon vorteilhafter ist, weil deren Funkenlinien im unsichtbaren Spektralbereich liegen.

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Lite-

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f

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3. G n e p a H C K H 0 , B . A . H T H r y H O B . T . A , OT^ÖT 3jieKTpoBaKyyMHotö JiaßopaTopHH M 3 H no paßoTe »IIpHMeHeHHe JiioMHHecmipyiomHX BemecTB HJIH HOBHX HCTOHHHKOB CBeTa» ( W . A . SPERANSKI und G. A . TJAGUNOW, B e r i c h t des E l e k t r o -

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