Über den Ursprung der durchdr. atmosphär. Strahlung. 
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das in Fig. 4 gegebene Bild. Die theoretische Kurve ist dabei 
gezeichnet für H l = oo, da bereits für = 30 km die Ab- 
weichungen so gering sind, daß sie keine Rolle spielen. Ohne 
Zweifel ist der Charakter der beiden Kurven durchaus der- 
selbe; quantitativ aber treten immerhin Abweichungen auf, die 
bereits jenseits der Messungsfehler liegen dürften, so daß immer- 
hin die Diskussion anderer Annahmen über die Verteilung der 
strahlenden Substanzen lohnend erscheint. Meines Erachtens 
sind die Abweichungen aber andererseits keineswegs groß ge- 
nug, um die vorhergehenden Ausführungen — deren Grundlage, 
nämlich die Erfüllung des Weltraums mit strahlender Substanz, 
zweifellos sehr viel Sympathisches für sich hat, — von vorn- 
herein als zwecklos erscheinen zu lassen (vgl. übrigens S. 21). 
Wir wollen deshalb die nächstliegende Erweiterung der 
bisherigen einfachsten Annahme vornehmen und die strahlende 
Schicht nun auch nach oben hin begrenzt uns denken. Die 
Ausgangsgleichungen 8) und 9) geben dann, wenn man nach 
geeigneter Teilung des Integrationsintervalles wiederum die 
Integrationsfolge umkehrt, an Stelle von Gl. 11) die folgende 
Beziehung: 
ä(f) = l‘d)[ 19) 
worin zur Abkürzung gesetzt ist: 
d = H 2 — H 1 - 1 c = ^(e-^ — e- aH *). 20) 
Der Ausdruck 19) konvergiert mit wachsendem d natür- 
lich gegen den früheren Ausdruck 11). Andererseits erhalten 
wir für kleines X' d durch eine Entwicklung nach Taylor 
i(() = rä. d -£ = x -fd$ e ~ä«. 21) 
c 
Es ist dies nun gerade der von Linke loc. cit. benutzte 
Ansatz, der sich hier also als eine spezielle Form des allge- 
meinen Ausdrucks ergibt. Der Vorteil von 21) gegen 19) liegt 
nun in dem Fortfall der unbekannten Größe X\ doch ist dieser 
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