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Diffusionsbeobachtungen mit ziemlicher Sicherheit geschlossen wer- 

 den, dass für Strömungen, die der Voraussetzung (6) genügen, 



— L sehr klein gegen 1 bleibt. 



Wir gelangen so unter gewissen Vorbehalten also zu der Grenz- 

 bedingung 



lim , (dE\ n A% ~ 1 (m 



diese Grenzrelation wird um so genauer erfüllt sein, je grösser der 

 Feldwert an der Kathode x ~ wird. Praktisch stimmt also (38) 



mit der schon früher allgemein benutzten Grenzbedingung I — — I = 



überein (vergl. § 3); wegen der erheblichen Vereinfachungen, die sich 

 aus (38) ergeben, wollen wir im folgenden daher Gebrauch von ihr 

 machen. Es wird mithin näherungßweise : 



= iJ.i, 3 (yo) + Jyfyo) ' .Jc_ , 



2 J,fyo) - iJytyo) Vo l 6xpD * ° (39) 



C t = E\ 

 das variable Argument y nähert sich : 



y = ^W. - ^) 3/2 (40) 



Die Konstanten C 1 ,und C 2 sind also direkt bestimmt, sobald 

 die Feldstärke an der Kathode bei bekannter Stromdichte und Be- 

 weglichkeit gegeben ist. C 2 ist ein reiner Zahlenfaktor, der sofort 

 angebbar ist, wenn die Besselschen Funktionen erster Art 



JJy) * = Va, -73, 7s, - 2 A 



bekannt sind. 



Da bisher, soweit aus der Litteratur zu ersehen ist, keine Tabellen 

 für die vorliegenden Funktionen existieren, sei in Tabelle I und II 

 eine kleine Zusammenstellung von Funktionswerten der obigen vier 

 Besselschen Funktionen gebracht, die sich auf rein imaginäre und 

 reelle Argumente beziehen. Sie sind nach der bekannten Formel : 



2n 



JJy) - kXZ-^— 



ermittelt, in der die Werte der Gauss'schen Funktion H(n + v) aus 



