tWcr dus Lcitrermögen der Mischnnçien ron starken Kleklrißlyten. 



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Wenn wir i-jn Ion in liiiiir hctriichlfu iiiid iiiu das Ion als Mittelpunkt eine Kugelflächc kon- 

 stniieren, niüason wir aiuicIiiiKin, dass die Ionen sich auf diese Fläche synunctriscli verteilen, 

 wobei sich eine in allen Uichtunfîen symmetrische lonenatmospliäre bildet. Wie verhält sich 

 die Sache nun, wenn das Ion in Bewcguntr ist? Dass das Ion in Bewegung ist, können wir so deuten, 

 dass wir sagen: eine Ladung verschwindet .in einem ( »rt uml entslehl an einem anderen. 



Wir betrachten ein Ion mit imsiliver liiidung. In der nächsten Umgebung von diesem Ion 

 ist dann ein Überschuss von negaliven Ionen. In grosser Entfernung von di'Ui hervoigelidbenen 

 positiven Ion hört seine Wirkung auf. Da müssen wir eine gleichmässige Verteilung von positiven 

 und negativen Ionen haben. Auf konzentrischen Kugeloberflächen um das hervorgehobene Ion 

 nmss also der (iberschuss von negativen Ionen mit zunehmender Entfernung sich vermindern. 

 Die stark gezeichneten Kreise dienen zu einer anschaulichen 

 Vorstellung von der lonenverteilung um ein ruhendes positives Ion. 

 Verschwindet jetzt die positive Ladung von ihrem Urt und ent- 

 steht an einem anderen (mit Kreuz bezeichneten), so hat man durch 

 den gestrichelten Kreis sofort ein anschauliches Bild davon, wie die 

 symmetrische Verteilung durch die Bewegung des hervorgeho- 

 benen Ions gestört wird. Auf einer Kugeloberfläche, die mit der 

 neuen Lage des Ions als Mittelpunkt gezeichnet wird, sind auf 

 der Hinterseite mehr, auf der Vorderseite aber weniger negative 

 Ionen vorhanden, als dies der Fall bei gleichmässiger Verteilung 

 wäre. Der Effekt ist dann eine bremsende Einwirkung auf die lonenbewegung. In Wirklichkeit 

 sind die Verhältnisse nicht so einfach, wie sie hier auseinandergesetzt sind. Die lonenatmosphäre 

 ist nicht starr, sondern folgt in ihrer Ausbildung dem lern nach, bleibt aber immer zurück. 

 Wir drücken dies so aus, dass wir sagen: Die lonenatmosphäre hat eine endliche Relaxa- 

 tionszeit. 



Wir wollen jetzt die Ladungsverteilung um ein bewegtes Ion untersuchen. Das Bolzmann- 

 Maxwellsche Prinzip ist nicht unmittelbar anwendbar, weil hier kein statischer Fall mehr 

 vorliegt. Um die Verteilungsfunktion zu finden, greifen wir deshalb auf die Einsteinsche Theorie 

 für die Brownsche Bewegung zurück. 



Wir betrachten ein Raumelement dS in der Lösung und fragen nach der Veränderung der 

 Anzahl der Teilchen innerhalb dS. Die einzelnen Individuen innerhalb dS werden sich dann 

 im Laufe der Zeit verändern und im allgemeinen auch ihre Anzahl. Wir greifen auch ein in 

 der Nähe befindliches anderes Raumelement dS' heraus. Die Anzahl der Teilchen in jedem 

 Raumelement wird durch den momentanen Wert einer Verteilungsfunktion / (x, y, z, t), defi- 

 niert, so dass die Anzahl Teilchen innerhalb dS in einem bestimmten Zeitmoment durch den 

 Ausdruck fdS definiert ist. Es sind zwei Ursachen für die Veränderung der Teilchen inner- 

 halb dS vorhanden : 



l:o) die elektrischen Kräfte, 



2:o) die »Wärmebewegung». 



Bei der letzteren haben wir anzunehmen, dass alle Richtungen gleichwertig sind. Infolge 

 der »Wärmebewegung» werden die innerhalb dS ursprünglich vorhandenen Teilchen während einer) 

 kleinen Beobachtungszeit t auswandern (bis auf einen Betrag von kleinerer Grössenordnung 

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