118 Iiiteiisitätsabfall. Von Platten durchgelassene Intensitäten. 



ß) Bei Eintritt im Normalfall oder, was nahe dasselbe ist, in vollkommener Dif- 

 fusion wäre ebenso mit von bis Xju variablem, dann konstantem Faktor (nach a) zu 

 verfahren, jedoch hätte man von der Kurve abcde auszugehen. Es erscheint dann 

 kein Wendepunkt, sondern man erhält eine anfänglich steiler abfallende und dann, bei 

 Xui, in die unveränderte, Taf. IV, V, VI entsprechende Form übergehende Kurve. 



Y) Bei Variation der Geschwindigkeit treten gegenüber Abb. 1 (v = '9) keine wesent- 

 lich neuen Kiirvenformen auf. Denn es haben — bei Durchführung der Konstruktion 

 wie unter a bzw. ß — zwar Xj und Xm das von v stark abhängige a im Nenner (Gl. 52 

 bzw. 48), jedoch p ist von v wenig abhängig, so daß zu den Dicken Xj und Xm von der 

 Geschwindigkeit nahe unabhängige Ordinaten gehören. Es wird daher bei kleineren 

 Geschwindigkeiten in der Hauptsache nur der Abszissenmaßstab geändert, wobei der 

 Wendepunkt, bzw. der erste steile Abfall zu kleineren Dicken gelangen, entsprechend 

 den Angaben unter VII F 4 über Xj und Xm. 



c) Vergleichung mit der Erfahrung. 



Es ist vor allem zu bemerken (vgl.b, y), daß nach den Werten von Xj (VII F4) der 

 zum Parallelfall gehörige Wendepunkt bei Schichtdicken liegt, die — verdünnte Gase 

 ausgenommen — nur bei sehr schnellen Strahlen gut zugänglich sind, wie wir sie in 

 Abb. 1 annahmen; für mittelschnelle und langsame Strahlen sind die Schichten, bei 

 welchen der Wendepunkt zu erwarten wäre, bei festen Medien ganz unhandlich dünn. 

 Etwas besser ist der zum Normalfall (oder vollkommen diffusen Eintritt) gehörige erste 

 steile Abfall zugänglich, da Xm wesentlich größer ist als Xj. 



Ein anderer Umstand, welcher der experimentellen Verfolgung dieser Abfallformen 

 ungünstig ist, liegt in der meist vorhandenen Inhomogenität der Strahlen; denn diese 

 brächte für sich allein schon einen ersten steilen Abfall mit sich, und kann daher die 

 Beobachtungen an dünnsten Schichten überhaupt wertlos machen^^®. Dies ist zum Teil 

 bei den Abfallkurven von H. W. Schmidt und den älteren von Herrn Crowther der 

 Fall, die UrX bzw. Uranoxyd als Strahlenquelle benutzt haben^^^; in der Hauptsache 

 ist aber der dort gut ersichtliche erste steile Abfall doch auf Rechnung der Rückdiffusion 

 zu setzen, was aus seiner Abhängigkeit vom Atomgewicht deutlich hervorgeht (siehe F3). 



Einwandfreier im Punkte der Homogenität sind die Beobachtungen von Herrn 

 W. Wilson und die neueren von Herrn Crowther, beide mit magnetischer Zerlegung 

 ausgeführt, erstere nahezu im Normalfall, letztere im ParallelfalP^". Beide stimmen 



»") Vgl. III Bl. 



'■''>) H. VV. Schmidt, Ann. d. Phys. 23, S. 680, Fig. 5, 1907 und Phys. Z. 10, S. 37, 1911. 



J. A. Crowther, Phil. Mag. 12, S. 384, 1906. Letzterer Autor schreibt den ersten steilen Abfall 

 unrichtigerweise weder der Inhomogenität, noch der Rückdiffusion zu, sondern ,,Sekundarstrahlung", 

 eine Erklärung, die auch H. W. Schmidt 1907 noch akzeptiert, obgleich schon 1905 analoge Fälle von 

 A. Becker studiert und richtig erklärt waren (vgl. Note 231 und VIIB2a). Erst später (a. a. O. 1911, 

 S. 36) nimmt auch H. VV. Schmidt die richtige Erklärung an. 



Über die UrX-Strahlung siehe Hl; es kommt hier hauptsächlich die Gegenwart des sehr lang- 

 samen, in Abb. 2 dort nicht dargestellten Anteils zur Wirkung, welcher schnellen ersten Abfall in 

 allerdings nur sehr dünner Schicht (etwa O'OG mm) hervorbringt. 



S30j YV. WisLON, Proc. Roy. Soc. 82, S. 612, 1909 (vgl. dazu den Allg. Teil, HD). Crowther, Proc. 

 Roy. Soc. 84, S. 226, 1911. Bei Herrn Wilson lag nahezu der Normalfall vor, da in Luft beobachtet 

 wurde, welche in der Diffusionswirkung gleich AI ist, bei Herrn Crowther der Parallelfall, da er die 

 Strahlen ausgeblendet im Vakuum eintreten ließ. Letzterer Autor bemerkt selbst richtig, daß 4 oder 



