Physik der kontinuierlichen Medien. 489 



sich der Beobachtung völlig entzieht. Direkt beobachtbar sind nur die Wirkungen zweiter Ordnung. 

 Auf diese hat aber, wie man sich leicht überzeugt, das Glied |e 8 s/8/ keinen Einfluß, wir lassen 

 dasselbe daher im folgenden konsequent außer acht. Der erwähnte Wechselstrom ist ein Ver- 

 schiebungsstrom. Es tritt die elektrische Schwingung 



e = e' e'P« 1 



auf, deren Amplitude c' sich nach I) durch 



?> s e'+Y'e = 



bestimmt. Es ist daher die elektrische Schwingung gerade um eine Viertelschwingungsdauer gegen 

 die Schwingung von 7 verschoben und es ist deshalb der Mittelwert des echten Leitungs- 

 stromes ^e gleich Null. Die Amplituden der übrigen Variablen bestimmen sich aus der Amplitude a t : 



e 



'' i — hi—*Po 7 Ta J °i> £ ' = (h—iPo — < ■ 



e 



, i . /8eV 1 , 1 

 e = Y'e 05 — —+— reo= (Ti— *P — T« j ^ e - 



S i7 \8 // s s V r / 



Nun berücksichtigen wir die Glieder zweiter Ordnung des elektrischen Differentialgesetzes I) 



8s\ _ 8c 



(mit Weglassung von v c - : £ h f e = t' rot nt = S • 



dt J 8/ 



Dieser Strom S* ist der Entladungsstrom, sein Mittelwert So ist der konstante Ent- 

 ladungsstrom pro Querschnittseinheit des Feldes e , der in dem ionisierten, d. i. in stehender 

 stofflicher Eigenschwingung befindlichen Gase eintritt, so lange das Feld e vorhanden ist. Das ionisierte 

 Gas hat deshalb eine scheinbare Leitfähigkeit. 



Da der Mittelwert des echten Leitungsstromes 70 gleich Null ist, so ist der Mittelwert des Ent- 

 ladungsstromes Sogleich dem Mittelwerte des dielektrischen Verschiebungsstromes s8e/8/. 



8// V8/ 



also ergibt sich 2* = h o\ c , worin 



1 / e 

 79) /2 = — ~ ^Vs-SiTi 



- s " \ m 



Die scheinbare Leitfähigkeit h <i\ des homogen ionisierten Gases ist dem Quadrate der 

 Amplitude o, der stofflichen Eigenschwingung desselben proportional. 



45. Elektrische Dämpfung der Ionisierung. Die Amplitude a, wird aus den jetzt zu 

 erörternden Gründen von der Zeit nicht unabhängig, sondern langsam veränderlich und auch räumlich 

 nicht völlig homogen verteilt sein. Es ist i i = a Q f(t), worin a eine Funktion des Ortes ist, deren 

 Gradient ,Vo also ein Maß der Stärke der Inhomogenität der räumlichen Verteilung der Ionisierung 

 ist. Ferner müssen wir jetzt die Koppelung des elektrischen Differentialgesetzes I) an die stofflichen 

 Differentialgesetze III, IV durch die Glieder 7(a? + bz) berücksichtigen. Letztere sind zufolge der 

 Ionisierung periodisch veränderlich und bewirken daher aufgezwungene elektrische Schwingungen, 

 welche als .Strahlungsquellen wirken. Diese Aussendung von Strahlen geschieht auf Kosten der 

 Energie der stofflichen Eigenschwingung, es entsteht hierdurch eine Dämpfung der F.igen- 

 schwingung, also ein Absinken der Ionisierung des Gases. Die Energie JE der stofflichen Schwingung 

 ist proportional n,\. Der Energieinhalt E m der ausgesendeten Strahlen ist ebenfalls oj, also auch £ 



