Nr. 49. 1908. 



Natu r Wissenschaft liehe Rundschau. 



XXIII. Jahrg. 623 



Dispersionsmessungen mittels des Abbeschen Spek- 

 troraeters die Drudesche Theorie in ihren Einzel- 

 heiten geprüft a ) , worauf ich hier aber nicht näher 

 eingehen will. 



Für die Anzahl der quasielastisch gebundenen 

 Elektronen im Heliumatom 2 ) erhielt ich aus den 

 Dispersionsmessungen von K. Herrmann p = 0,25 3 ), 

 und zwar scheint dieser Grenzwert Bchon gleich der 

 Elektronenzahl selbst zu sein, da er nicht davon ab- 

 hängt, bei welchen Wellenlängen die zur Berechnung 

 verwendeten Brechungsexponenten gemessen wurden. 

 Es ist also in einem bestimmten Volumen Helium die 

 Zahl der Heliumatome größer als die Zahl der darin 

 quasielastisch gebundenen Elektronen; doch besitzt 

 ein Atom außer dieser Art von Elektronen jedenfalls 

 noch viele Elektronen, über die wir aber aus Disper- 

 sionsmessungen nichts Näheres wissen. Ich will auch 

 noch an dieser Stelle die Bemerkung hinzufügen, daß 

 die Frage der Dispersion des Heliums quantitativ 

 noch nicht sicher entschieden ist; es sind wohl die in 

 Betracht kommenden Messungen sehr genau , doch 

 können geringe Verunreinigungen die Dispersion und 

 damit auch den Wert p wesentlich beeinflussen. Es 

 besteht bezüglich der Dispersion des Heliums keine 

 Übereinstimmung zwischen den Messungen von 

 W. Burton*), C. Cuthbertson und E. P. Met- 

 calfe s ) einerseits und denen von K. Herrmann, so- 

 wie K. Scheel und R. Schmidt andererseits; dies 

 hat wahrscheinlich seinen Grund in einer minimalen 

 Substanz Verschiedenheit. 



Bezüglich der Abhängigkeit der Absorptions- 

 spektren von Temperatur und Druck ergaben sich 

 durch Anwendung der Dispersionstheorie, im wesent- 

 lichen durch Betrachtung der Änderung des Quotienten 



u 2 — 1 



— — — , die folgenden Resultate 6 ): 



Dichte 



1. Die Absorptionsmaxima von Flüssigkeiten und 

 von dampfförmigen Körpern im Ultraviolett und 

 Ultrarot rücken bei Temperatursteigerung (unter 

 konstantem Druck) im Mittel nach kleineren Wellen- 

 längen, feste Körper zeigen das entgegengesetzte Ver- 

 halten. 



2. Die Absorptionsmaxima von Flüssigkeiten im 

 Ultraviolett und Ultrarot rücken bei Drucksteigerung 

 (unter konstanter Temperatur) im Mittel nach größeren 

 Wellenlängen , feste Körper zeigen das entgegen- 

 gesetzte Verhalten. Bei dampfförmigen Körpern 

 scheint eine Drucksteigerung unter konstanter Tempe- 

 ratur nur sehr geringen Einfluß auf die Lage der 

 Absorptionsmaxima zu haben. 



3. Beim Übergang vom flüssigen zum dampf- 

 förmigen Aggregatzustand verschieben sich die Ab- 

 sorptionsmaxima im Ultraviolett und Ultrarot im 

 Mittel nach kleineren Wellenlängen. 



') Vgl. meine Diss., S. 40 — 62, und Ann. d. Physik 

 [4] 24, 689—696, 1907. 



*) Vgl. meine anfangs zitierte Arbeit. 



a ) Bei allen bisher untersuchten Substanzen war p > 1. 



4 ) Proc. Boy. Soc. London 80, Serie A, 390—405, 1908. 



s ) Daselbst, S. 411—419. 



6 ) Vgl. H. Erfle, Archiv für Optik 1, 369—388, 19U8. 



4. Es ist sehr wohl möglich, daß bei der gleichen 

 Substanz einige Absorptionsstreifen sich bei Tempe- 

 raturzunahme nach größeren Wellenlängen verschie- 

 ben, während sich die anderen Streifen nach kleinen 

 Wellenlängen verschieben; dies hat J. Becquerel bei 

 Kristallen der seltenen Erden beobachtet '). 



Die unter 1. für feste Körper aus der Theorie 

 folgenden Resultate entsprechen den Absorptions- 

 messungen von J. Koenigsberger 2 ) und R. A. 

 Houstoun 8 ). Vou Interesse wären direkte Messungen 

 von Absorptionskurven im Ultraviolett und Ultrarot 

 zur Prüfung der aus dem Verhalten des Brechungs- 

 exponenten und der Dispersion gewonnenen Resultate 4 ). 



Wenn die Konstanten der Dispersionsformel (1) 

 oder (2) bekannt sind, dann kann unter Benutzung 

 des elektrischen Elementarquantums aus der Eigen- 

 wellenlänge A„ mittels der Beziehung zwischen k v , 

 Masse m und Ladung e des Elektrons (e/m ^1,5 

 . 10 7 , e = 1,13 . 10 — 20 elektromagnetische Einheiten) 

 der Absolutwert der Beweglichkeit & v bestimmt 

 werden und damit auch die Zahl der Elektronen 

 dieser Gattung B ) im Kubikzentimeter 9?t,. Es ist 

 nämlich die in der Dispersionsformel (2) vorkommende 

 Konstante D = 9i„ ft v . Ich habe die Berechnung von 

 9(„ durchgeführt für zwei Gase (Wasserstoff, Stickstoff), 

 außerdem noch für Wasser und für Flußspat. Bei 

 Wasserstoff und Stickstoff fand ich (für 0° Temperatur 

 und 760 mm Druck) bzw. 9?„ = 7,56 . 10 19 und 13,94 

 . 10 l;l , während sich für die flüssige Phase des Wassers 

 9J„ = 0,5. 10 + 23 und für den festen Körper (Fluß- 

 spat) ?Ct, = 1,44. 10 + 23 ergab. Nimmt man in 

 erster Annäherung an, daß jedes Molekül ein Elektron 

 dieser Gattung enthält, so hat man damit zugleich 

 die Größenordnung der Molekülzahl im Kubikzenti- 

 meter gefunden; wir setzen also bei dieser Näherungs- 

 rechnung die Molekülzahl N pro Kubikzentimeter 

 gleich ili„. Wenn nun H die absolute Masse eines 

 Wasserstoffatoms, d die Dichte und M das Molekular- 

 gewicht der Substanz ist, so wiegt ein Molekül der 

 Substanz M.H und es ist die Dichte 



d = N.M.H (3) 



Man kann also dieGrößenordnungderLoschmidt- 

 schen Zahl (Zahl der Moleküle im Kubikzentimeter 

 eines Gases bei 0° Temperatur und 760 mm Druck) 

 aus den Beobachtungen an Gasen direkt in der oben 

 angegebenen Weise bestimmen, aber auch aus Beob- 

 achtungen an flüssigen und festen Körpern, indem 

 man H aus (3) mittels des Näherungswertes N ■= dl v 

 berechnet und dann die Loschm idtsche Zahl aus 

 8,985. 10~ 6 ., 

 211 ' 



')Jean Becquerel, Physik. Zeitschr.8, 929— 942, 1907. 

 ! ) J. Koenigsberger, Ann. d. Phys. [4] 4, 796 

 —810, 1901. 



a ) B. A. Houstoun, ebenda [4] 21, 562, 1906. 



4 ) Hierher gehört eine neuere Arbeit von Kilchliug 

 und J. Koenigsberger, Verhandl. d. Deutsch. Physik. 

 Ges. 10, 537—541, 1908. 



5 ) Vgl. H. Erfle, Ann. d. Phys. 23, 594—598, und 24, 

 709—710, 1907. 



6 ) Da 1 cm 3 Wasserstoff 8,985 . 10— "g wiegt. 



