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Nach (32) kann mithin die tatsächliche Feldkurve unter Berück- 

 sichtigung der Beschleunigimg und Diffusion der Ionen als durch 

 Deformation der Feldparabel entstanden aufgefasst werden. 



Ein einfacher Grenzübergang unter Beachtung der Hankeischen 

 asymptotischen Darstellung der Besselschen Funktionen ergibt : 



y too 

 in Übereinstimmung mit (33). 



Bei der von uns angestrebten zweiten Annäherung erscheint die 

 Feldparabel mithin als Grenzfall der gegen Unendlich konver- 

 gierenden Feldstärke. Abgesehen davon, dass dieser Fall bei der Auf- 

 stellung der Differentialgleichungen ausdrücklich ausgeschlossen 

 wurde (vergl. Voraussetzung 4, b) verliert die Parabel in der Grenze 

 wegen der Endlichkeit des Plattenabstandes natürlich jede reale Be- 

 deutung; denn nach (33) verschwindet wegen der Endlichkeit von 

 von ip, der variable Term gegenüber C x d. h. das Feld wird homogen. 

 Die Diffusion und die räumliche Änderung der Geschwindigkeit der 

 geordneten Bewegung verschwinden in der Tat, falls wirklich noch 

 in der Grenze k von E unabhängig wäre. 17 ) 



Die Bedeutung der Feldparabel geht klarer aus der folgenden 

 geometrischen Betrachtung hervor, falls man sich auf die erste An- 

 näherung beschränkt. 



Die Enveloppe der einfach unendlichen Kurvenschar 



F(E,y,C,) = 

 ist nach (25) 



'" J„M 



Um den Verlauf dieser Kurve im E —^-Diagramm zu übersehen, 

 betrachten wir die drei folgenden Gebiete von y (vergl. § 5) : 



1. Das Gebiet grosser rein imaginärer Werte von y (C x > ipx) 



2. Das Gebiet grosser rein reeller Werte von y {ipx > C t ) 



3. Das Gebiet grosser sehr kleiner rein imaginärer oder reeller y. 



Für den Bereich 1 nähert sich die Enveloppe : 



3.1 1/3 



\<p-) y\ n 

 d. h. im E — x-Diagramm dem Kurventeil : 



17 ) Indessen ist zu bemerken, dass für endliche, nicht zu kleine Feldstärken 

 der Argumentwert \y\ meist so gross ist, dass die Deformation der Feldparabel 

 praktisch klein bleibt (vergl. hierzu p. 488 und Fig. 4 p. 498). 



