Physik der kontinuierlichen Medien. 47! > 



24. Die Kanalstrahlen sind bei ihrem Auftreten vor der Kathode nichts anderes als Longitu- 

 dinalstrahlen, deren Schwingungszahlen denen der Anodenstrahlen (oder des Lichtes im weitesten 

 Sinne) entsprechen, solche dürften überall in der ganzen Entladungsröhre, allerdings nur mit äußerst 

 geringer Energie ausgesendet werden. Die- von der Grenzfläche des Kathodendunkelraumes (siehe 

 \v. unten § 35), gegen die Kathode gehenden Strahlen dieser Schwingungszahlen sind negativ 

 gedämpft, das heißt, sie werden durch das elektrostatische Feld emittiert und treffen mit großer Energie 

 auf die Kathodenfläche, welche sie, wenn sie perforiert ist ; als Kanalstrahlen durchdringen. 



25. Verhältnis der ladenden Wirkung zu der Wärmewirkung der Longitudinal- 

 strahlen. Die mittlere Wärme Wirkung W m eines Strahles ist die Wärmemenge, welche eine den 

 Strahl auffangende Fläche F pro Zeiteinheit und Flächeneinheit des senkrechten Querschnittes des 

 Strahles empfängt. Dieselbe bildet das Maß der Intensität des Strahles und ist dem skalaren Werte 

 des mittleren longitudinalen Energieflusses, bei Longitudinalstrahlen also des stofflichen 

 Energieflusses § 2m , gleich. 



W m = (§ 2 ,„) s = i e-*^ n A (ef+e|). 



Die Elektrizitätsmenge, welche der Strahl an die Fläche F pro Zeit und Querschnittseinheit 

 abgibt, ist dem skalaren Werte des Ladungsstromes S„, gleich. Nach dem Austritt aus dem starken 

 Elektrodengefälle hat der Strahl keine elektrische Dämpfung mehr (% = 0) und ist nach (50) 



(QJ s =-LBs n(el+ej) 



und ferner nach (22) A = s /« 2 . Es folgt also 



Das Verhältnis der ladenden Wirkung S m eines Longitudinalstrahles im unelek- 

 trischen Felde zu seiner Wärmewirkung §., m ist dem Quadrate seiner Fortpflanzungs- 

 geschwindigkeit verkehrt proportional 1 . Das Verhältnis 'b ist eine charakteristische Strahl- 

 konstante (von der Schwingungszahl p abhängende Konstante) der verschiedenen Gruppen der 

 Longitudinalstrahlen und spielt in der Undulationstheorie dieser Strahlen dieselbe Rolle, wie das Ver- 

 hältnis der doppelten Ladung zu der Masse eines Elektrons in der Elektronentheorie dieser 

 Strahlen. Nach (15a) nähert sich B s und damit ty für sehr hohe Schwingungszahlen asymptotisch 

 dem Grenzwerte: 



_„. , 1 v~\ / br as 



52) *o = - — > (h — + H — 



+ l s„ Z i \ ine ein 



i 



Die Kathodenstrahlen sehr hoher Schwingungszahl (das sind die gewöhnlichen Kathodenstrahlen) 

 haben also sämtlich annähernd dieselbe Strahlkonstante <J» . Bei Abnahme der Schwingungszahl 

 steigt der numerische Wert von <{i nur wenig und erreicht in der Nähe der höheren Eigen- 

 schwingung p Q1 (für ß-Strahlen) den größten Wert. Das Ansteigen von Äs- bis unendlich bei pz=zp oa 

 findet in dem Gebiete p 0l >p> p ü . 2 der nicht emittierbaren Longitudinalstrahlen statt (vgl. § 12), 

 ist also unbeobachtbar. Im Gebiete der positiven Strahlen (p<cp 02 ) ist <b positiv und sinkt bei Ver- 

 kleinerung der Schwingungszahl bedeutend, wie dies den Beobachtungen entspricht. 



4. Gekrümmte elektrische Longitudinalstrahlen. Elektrostatische und magnetische 



Ablenkung derselben. 



26. Wir suchen nun Integrale des Systems 1 bis IV, (§ 8) der Differentialgesetze für den Fall, 

 daß das elektrostatische Feld c inhomogen und die Wellenflächen der Longitudinalwellen 

 gekrümmt sind, und zwar gehen wir von dem reellen Integrale 



1 G. Jaumann, Elektromagnetische Theorie, diese Silzber. 117 (1908), p. 513, 



