Atomphysik: Band 2 Allgemeine Grundlagen, Teil 2 [3., umgearb. Aufl. Reprint 2020] 9783112321645, 9783112310458

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SAMMLUNG

GÖSCHEN BAND

1033

ATOMPHYSIK Dr.

KARL

BECHERT

o r d . P r o f e s s o r a n d e r U n i v e r s i t ä t Mainz und

DR. C H R I S T I A N

GERTHSEN

ord. Professor an der Technischen Hochschule

BAND

Karlsruhe

II

ALLGEMEINE GRUNDLAGEN, 2. TEIL von Dr. Cb. Gerthsen

Dritte, umgearbeitete Auflage Mit 48 A b b i l d u n g e n

WALTER DE GRUYTER & CO. vormals G. J. Göschen'sehe Verlagshandlung • J. Guttentag, V e r l a g s b u c h h a n d l u n g • G e o r g R e i m e r • K a r l J . T r ü b n e r • Veit & C o m p .

BERLIN

1955

Alle R e c h t e , einschl. d e r R e c h t e d e r H e r s t e l l u n g von P h o t o k o p i e n u n d M i k r o f i l m e n , von d e r V e r l a g s h a n d l u n g v o r b e h a l t e n

Archiv-Nr. 11 10 33 Druck: Paul Funk, Berlin W 35 Printed in Germany

Inhalt des zweiten Bandes Seite

§ 1. Licht als Quantenerscheinung

4

§ 2. Gleichwertigkeit von Masse und Energie

29

§ 3. Stoß mit Anregung

34

§ 4. Dualität der Materie

45

§ 5. Das magnetische Moment von Atomen, Elektronen und Kernen 60 § 6. Wechselwirkung von Korpuskularstrahlen mit Materie . 77 § 7. Elementarteilchen in der kosmischen Strahlung . . . . Register zu Band I und II

97 110

§ 1. Licht als Quantenerscheinung Photoeffekt. Wir behandeln zuerst den l i c h t e l e k t r i schen E f f e k t ( P h o t o e f f e k t ) : Aus Materie irgendwelcher Art, die mit hinreichend kurzwelligem Licht bestrahlt wird, treten Elektronen (allgemeiner: Atom- oder Kernbestandteile) aus. Zur Messung des lichtelektrischen Effektes an einem Metall bringt man dieses als Kathode K in ein evakuiertes Glasgefäß und stellt ihm eine (häufig netzförmige) Anode A gegenüber. Entweder sind Kathode und Anode über eine Batterie und ein empfindliches Galvanometer miteinander verbunden, oder an die Kathode ist ein Elektrometer E angeschlossen, während die Anode an den positiven Pol einer Batterie gelegt ist, deren negativer Pol geerdet wird. Durch die Glaswand oder ein aufgekittetes, für ultraviolettes Licht durchlässiges Quarzfenster läßt man auf die Metallplatte Licht fallen. Dann zeigt das Galvanometer einen der Intensität des auffallenden Lichtes proportionalen Photostrom an. Das Elektrometer (2. Schaltung) erhält nach Enterdung bei konstanter Lichteinstrahlung i (pio sec) eine der Zeit proportionale positive Aufladung, die auf einer Abgabe von Elektronen beruht. Die Z a h l der ausgelösten Elektronen ist also der eingestrahlten Lichtmenge i • t proportional. Wechselt man die Polung von K und A, so erhält das Elektrometer trotzdem eine positive Aufladung. Die Elektronen vermögen also gegen ein rücktreibendes Feld mit einer ihnen bei der Auslösung mitgegebenen Energie anzulaufen und auf A zu gelangen; erst nach Überschreiten einer Grenzspannung TJQr reicht das Feld dazu aus, alle ausgelösten Elektronen zurückzubringen ( G e g e n f e l d m e t h o d e zur Messung der Energie der Photoelektronen). Die Arbeit der

Licht als Quantenerscheinung

5

Gegenspannung am Elektron ist nach dem Energieprinzip gleich der kinetischen Energie des Elektrons beim Verlassen von K eüGr =

(1)

E-kin '

Das Experiment lehrt, daß die E n e r g i e der Elektronen (und damit ihre G e s c h w i n d i g k e i t ) von der L i c h t i n t e n s i t ä t unabhängig ist (Lenard). Sie wächst aber mit abnehmender Wellenlänge, und zwar hängt die Grenzspannung UGl> von der Freqeunz der auffallenden Strahlung ge- l < Tllllll Ii1" nau linear ab; also ^ ' (2)

Ußr + B =

Cv .

Wir können wegen (1) umformen in (3)

EMn+Ä

=

Ucht

hv

(lichtelektrisches Gesetz, Einstein),

Abb. 1. Photozelle wenn wir eC = h und eB = A setzen. Die Erfahrung zeigt, daß (3) für alle bestrahlten Körper, alle Arten emittierter Teilchen mit der gleichen Konstanten h gilt; h ist also eine universelle Konstante, sie heißt P l a n c k s c h e s W i r k u n g s q u a n t u m ; h/e kann aus der Neigung der Geraden (3) bestimmt werden. h hat den Wert: (4)

h = (6,6252 ± 0,0005) • 10" 27 erg sec.

A ist immer > 0 und vom bestrahlten Körper und der Art der emittierten Teilchen abhängig. (3) ist eine Energiebilanz, wie man sieht, und zwar für das einzelne emittierte Teilchen. Die Lichtenergie ist in (3) durch hv vertreten, denn 2?kin gehört zum Teilchen und A ist von den Lichteigenschaften unabhängig. Also wird bei der Photoemission eines Teilchens

6

Licht als Quantenerscheinung

die Lichtenergie hv umgesetzt in Ekin -f A. Wenn hv < A, ist die Emission erfahrungsgemäß Null; für h v ^ A ist Ekin s^ O; nur der Überschuß von hv über A wird in kinetische Energie verwandelt. A ist offenbar als A b l ö s e a r b e i t des Teilchens aus dem Atom oder Kern zu deuten, dem es vorher angehörte. Beim Photoeffekt an Metallen, wo die Elektronen im Innern frei beweglich sind (s. I, S. 34), bedeutet A die Ablösearbeit aus dem Metall. Die Ablösung eines Elektrons aus einem Atom (Ionisierung) braucht erfahrungsgemäß etwa 4 bis 24 Volt Energieaufwand (s. Abb. 16 S. 37), aus einem Metall gewöhnlich weniger (Größenordnung 1—5 eV). Die gesamte Liclitenergie erscheint also aufgeteilt in einzelne Energiebeträge ( L i c h t q u a n t e n ) hv; jedes Quant kann einen Einzelprozeß der Elektronenaustreibung hervorrufen. Große Strahlungsintensität bedeutet, daß viele Lichtquanten pro sec durch die senkrecht zur Strahlrichtung gedachte Flächeneinheit hindurchtreten. Die Proportionalität zwischen eingestrahlter Lichtmenge und austretender Elektronen z a h l ist darnach'selbstverständlich: Je mehr Lichtquanten ankommen, desto mehr Einzelprozesse werden ausgelöst. Es ist von grundlegender Wichtigkeit, sich klar zu machen, daß die Wellenvorstellung hier in krassen Widerspruch zur Erfahrung gerät. Nach ihrer Meinung ist die pro sec auf die Flächeneinheit treffende Lichtenergie S (Poyntingscher Vektor) eine stetige Strömung von Energie; auf ein Atom vom Querschnitt a trifft pro sec die Energie Sa. Nach der erfahrungsgemäß richtigen Gleichung (3) wird aber beim Einzelprozeß die Lichtenergie hv umgesetzt; diese muß also aus der Strömung S stammen, die, weil sie eine stetige Strömung ist, eine gewisse Zeit r braucht, bis sie hv ins Atom geliefert hat. Also: (5)

Sar = hv.

Licht als Quantenerscheinung

7

Erst nach der Zeit r ist nach dieser Auffassung Photoeffekt zu erwarten. Bei einer Intensität S = 0,56 erg/cm2 sec und Einstrahlung mit dem Licht einer Hg-Lampe auf eine K-Oberfläche fand man, daß sofort (experimentell: nach höchstens 10 - 7 sec) nach Beginn der Bestrahlung Photoeffekt auftrat. Die Zeit r ist aber hier, wenn wir als Wellenlänge X = 2,5 • 10 - 5 cm annehmen und für a den gaskinetischen Querschnitt von ungefähr n • 10 - 1 6 cm2 einsetzen (kleineres er vergrößert r noch!): T

=

6,6 • 10"" • 3 • 101» , _ 1A, , , 101. - r m r ; 0 j e = 4>5 • 1 0 4 s e c ; \ Energiesatz: EL + E0 = EL- +

(10) ^ '

E.

Zwischen p und E besteht eine Beziehung, vgl. auch (13), I, S. 35, es ist nämlich: ( 1 1 ) c*p* +

+ El

+1 -ß*)

= E*;

entsprechend für das Lichtquant 1 ), wegen (9): (12)

e*pl =

El.

Bringt man in (10) pr, EL> nach links, so folgt durch Quadrieren und Subtrahieren nach (11) und (12): c 2 (PL - Pi'F - (El - c2{HPv)

- Er + E0f = c V -

+ Er

• El=

— C

E0(El

-

= - E\ ; EL.).

tvvk-—-*-. ''

hV/

Abb. 4. Impulssatz beim Comptoneffekt

Das gibt nach Abb. 4 ( § = quants): (13)

•2m\i~=E0{v-v'),

hvv

oder wegen v = (14) v ' Die Länge (15) v '

Ablenkungswinkel des Licht-

cß:

AX = X ' - X =

X

c

h

~ - 2 sin 8 4 • m0c 2

= h m0c

heißt C o m p t o n - W e l l e n l ä n g e . F ü r ein Elektron hat sie den Wert: LC, EI = (2,42625 ± 0,00006) • 10" 1 0 cm = (24,3111 ± 0,0003) X-Einheiten (1 X E = 0,998 • 10- 1 1 cm). F ü r den *) Lichtquanten können also formal als Teilchen mit der Ruhenergie Null betrachtet werden.

Licht als Quantenerscheinung

14

Ablenkungswinkel i p des gestoßenen Teilchens findet man aus der Figur und aus (9), (13): p L , sin # x $ (16) tg V = - - _ - — - = A + ~ • etg T und für seine kinetische Energie nach (10): 2XC sin2 (17)

E

U n

= E

L

- E

L

. = h v

— . X + 2A c sin s -£-

-ßkin wächst mit •&, ihr größter Wert entspricht •& = n . Für 1 = 7 - 10" 9 cm wird dieser Höchstwert von £ k i n ungefähr 103 eY, während dasselbe Licht durch Photoeffekt die sehr viel größere kinetische Energie von 1,8 • 104 eV erzeugen kann (vgl. S. 8). Daher sind die Photoelektronen sehr viel weiterreichend als die Comptonelektronen; man beachte auch, daß 103 eV hier der Maximalwert für den Comptoneffekt ist! Die bemerkenswerteste Gleichung ist (14): Bei der Streuung des Lichtquants am Teilchen wird X vergrößert, denn X ist immer ¡> X . Die Zunahme der Wellenlänge hängt vom Winkel § ab, unter dem das gestreute Lichtquant nach dem Stoß weiterfliegt; sie ist am größten für •&=n, Rückwärtsstreuung, das Teilchen fliegt nach vorne mit der maximalen 2AC kinetischen Energie h v ; A X hat dann den Wert2A c . A

+

¿ÄQ

Die V e r s c h i e b u n g h ä n g t n i c h t v o n X ab; d . h . der „Comptoneffekt" ist um so deutlicher, je kurzwelliger das Licht ist; für X < 2 X c kann die Verschiebung größer als X sein: Bei Streuung von hartem Röntgenlicht an Elektronen ist also deutlicher Comptoneffekt zu erwarten; für Streuung an Kernen liegt der entsprechende Bereich bei mindestens j m, . 2000mal kleineren Wellenlängen vgl. das Verhältnis — ! ]. \

m

Ei /

Licht als Quantenerscheinung

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Die Comptonlinie h a t eine endliche Breite. Wären die Elektronen frei u n d in Ruhe, so wären die Voraussetzungen unserer Rechnung genau erfüllt, wir h ä t t e n dann eine ganz scharfe Linie ohne jede Breite zu erwarten. In Wirklichkeit sind die Elektronen an Atome gebunden und bewegen sich um den Kern. Der anfängliche Impuls des Elektrons kann sich zum anfänglichen Lichtquantenimpuls addieren oder von ihm subtrahieren, er kann auch schief dagegen stehen. An Stelle eines einzigen Wertes f ü r v' bekommt man so einen ganzen Wertebereich, der aber, wie die Comptonaufnahmen zeigen, recht gut definiert ist, was dafür spricht, daß die kinetischen Energien der Elektronen in den Atomen auch nur Werte innerhalb eines recht gut definierten Bereiches annehmen. Nach der Theorie des Comptoneffekts müssen bei dem Elementarprozeß der Wechselwirkung zwischen Strahlung u n d Materie das gestreute Lichtquant u n d das Rückstoßteilchen gleichzeitig auseinanderfliegen. Der Nachweis dieser Gleichzeitigkeit wurde auf folgende Weise erbracht (Bothe und Geiger 1925): Ein Bündel harter Röntgenstrahlen wird durch Wasserstoff gestrahlt, welcher sich in einem Zähler („Elektronenzähler") als Füllgas befindet. Ein in ihm ausgelöstes Rückstoßelektron wird gezählt. Ein zweiter mit einer Platinfolie verschlossener „Äi>"-Zähler steht ihm gegenüber. In der Fensterfolie können die gestreuten Quanten Photoelektronen auslösen, die dann im zweiten Zähler einen Impuls bewirken. Wegen der geringen Absorbierbarkeit der Quanten ist die Zahl der Impulse im hv-Zäh\er sehr viel geringer als im „Elektronenzähler". Aber bei quantitativem Zählen sollte doch mit jedem fer-Impuls gleichzeitig ein Impuls im Elektronenzähler beobachtet werden (Koinzidenz). Wenn das auch im Experiment nicht ganz erreichbar ist, so ist die Zahl der (photographisch registrierten) Koinzidenzen doch sehr viel größer, als bei völliger Unabhängigkeit der Impulse zu-

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Licht als Quantenerscheinung

fällig auftreten können. Weitere Versuche haben gezeigt, daß neben der zeitlichen auch die Richtungskoppelung von Photonen und Elektronen von der Theorie richtig angegeben wird, (Compton und Simon 1925, Bothe und Maier-Leibnitz 1936). Die große Bedeutung dieser Versuche liegt darin, daß sie nicht allein die Photonenvorstellung stützen, sondern daß sie den Beweis für die strenge Gültigkeit der Erhaltungssätze von Energie und Impuls für die Elementarprozesse der Wechselwirkung von Strahlung und Materie liefern. Der I, S. 113 auf klassisch-elektrodynamischer Grundlage abgeleitete Wirkungsquerschnitt der Streuung an einem Elektron (i8) ist für harte Strahlung zu groß. Nach Comptons Versuchen ist (18) im Röntgengebiet zu ersetzen durch (19)

0EI =

OEI,O(1 -

2 a),

wo tx = Ac/A = hvlm0c2. Die Lichtquantenhypothese läßt keinen Schluß auf den Wirkungsquerschnitt für den Comptonprozeß und daher auch nicht auf den Streuabsorptionskoeffizienten zu. Die moderne Atomtheorie (Dirac) gibt nach einer Rechnung von Klein und Nishina (20)

3 il + a 2a(l + a) a E l = a E i, o • f ^ 1 +

2a

- lg(l + 2 a )

Diese Klein-Nishina-Formel vermag die Absorption der harten TÄC"-y-Strahlen in leichten Atomen befriedigend zu beschreiben. ') Die Reihenentwicklung gilt für i*
-T Ji PH

a

M

O

rO

söS

Ö

JZ O

•Ö W

O 3 J» O

•C

ES

lg W

§

m a x = 53MeV. Die primären Teilchen der kosmischen Strahlung. /{-Mesonen sind als instabile Elementarteilchen mit sehr kleiner Lebensdauer sicherlich nicht die aus dem kosmischen Raum einfallenden Primärteilchen der kosmischen Strahlung. Messungen mit Ballonen in großen Höhen haben gezeigt, daß Elektronen dort sehr selten sind. Daß die Primären aber geladene Teilchen sind, folgt aus ionometrischen Intensitätsmessungen der kosmischen Strahlung in verschiedenen geomagnetischen Breiten und Höhen (s. Abb. 45). Geladene Teilchen, welche vom kosmischen Raum in die Erdatmo-

Elementarteilchen in der kosmischen Strahlung

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Sphäre eindringen, müssen vorher das ausgedehnte Magnetfeld der E r d e durchquert haben, ohne in den Weltraum zurückgelenkt worden zu sein. Sie müssen eine Mindestenergie haben, die sowohl von ihrer Masse als auch von der Neigung ihrer Bahn gegen die magnetische Achse der Erde a b h ä n g t . Fallen sie in Richtung der Achse ein, also vertikal an den Polen, so können Teilchen 10 mit jeder Energie durchkommen, in mittleren 1 Breiten aber müssen z. B. i '* Protonen eine Energie von Sj 1,6 einigen 10® eV besitzen, um senkrecht eindringen zu h , können. Unter den Teil\z chen, die gegen den Zenit geneigt einfallen, über1,0 wiegt die Einstrahlung aus 0/S westlicher Richtung, woraus man auf positive La0,6 dungderPrimären schließt. 0,4

Mit Kernemulsions02 platten, welche man mit0 tels Ballonen in große 0° 20° 40° 60° 60° 40" 20' S N Höhen geschickt hat, konnte der Nachweis ge- Abb. 45. Abhängigkeit der Intensität der kosmischen Strahlung v o n der f ü h r t werden, daß die Prigeomagnetischen Breite mären zur Hauptsache aus Protonen bestehen; es kommen aber auch schwerere Ionen (He, Li, C . . . ) mit Ordnungszahlen bis über Z = 14 vor mit einer Häufigkeitsverteilung, wie sie etwa der Verteilung der Elemente in der kosmischen Materie entspricht. Die hohe Energie gewinnen sie in ausgedehnten elektrischen Feldern, die ihrerseits zum Teil wohl durch sieh ändernde Magnetfelder erzeugt werden. Die Energieverteilung der allseitig mit

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Elementarteilchen in der kosmischen Strahlung

gleicher Intensität einfallenden Teilchen genügt dem Ansatz N(E) = Tc-E-y, wo y je nach dem spektralen Ausschnitt von 1 bei 1010 eV bis 2 bei 1015 eV ansteigt. Die Nukleonenkomponente. Durch Stöße der Primären mit den 0 - und N-Kernen der hohen Atmosphäre werden aus diesen Kernen einzelne Protonen oder Neutronen, «-Teilchen oder V auch größere Kernbruchstücke herausgeschlagen; durch die übertragene Energie kommt es zu einer „Aufheizung" des Kerns, die zur „Verdampfung" führen kann (Bildung eines „Sterns", zuerst in photographischen Platten beobachtet durch Blau und Wambacher 1937); vgl. Abb. 46. Solche Prozesse führen auch zur Aufspaltung der Primären (mit Abb. 46. Verdampfung eines Ag- oder Z > 1) und liefern eine mit Br-Kerns in einer Photoplatte, p ist wahrscheinlich die Spur des primären Teildem Vordringen in tiefere chens. (Aus Heisenberg, Vorträge über Schichten zunehmende kosmische Strahlung) Zahl von Protonen und Neutronen. Durch wiederholte Kernprozesse nimmt die Energie dieser „Nukleonen" (Protonen und Neutronen) immer weiter ab. Die Protonen verlieren ihre Energie durch Ionisation, deshalb findet sich in der unteren Atmosphäre ein Überschuß an langsamen Neutronen, die durch Zählrohre leicht nachzuweisen sind (Fünfer 1937). yr-Mesonen. Sehr energiereiche Nukleonen erregen Kernprozesse, bei denen Mesonen erzeugt werden; sie treten in den sogenannten durchdringenden Schauern auf (Explosions-

Elementarteilchen in der kosmischen Strahlung

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schauer, Heisenberg 1936), s. Abb. 47. Beim Zusammenstoß zweier Nukleonen können viele Mesonen entstehen. Es handelt sich um einen Prozeß, den man in Analogie zur Erzeugung von Photonen in der Bremsstrahlung beim Stoß energiereicher Elektronen setzen kann. Die erzeugten Mesonen entsprechen

l «¡¡tu« '' Abb. 47. Explosionsschauer (ein primäres Proton von etwa 2 - 1 0 1 ! e V erzeugt7Mesonen. Aufnahme von Camerini, Fowler, Lock, Muirhead und Tolm. Phil. Mag. 41,1950)

Abb. 48 jr —> u —> e - Zerfall ,, . .. ... , . < A u s Heisenberg, Vortrage über kosmische Strahlung)

Elementarteilchen, welche aus theoretischen Erwägungen 1935 von Yukawa (viele Jahre vor ihrem experimentellen Nachweis in der kosmischen Strahlung) vorausgesagt worden sind. Die ^-Mesonen besitzen die Masse m n = 276 m E i, tragen die Elementarladung ^ e, und sind instabil mit einer mittleren Lebensdauer von 2,5 • 10~8 sec. Aus dem

Elementarteilchen in der kosmischen Strahlung

i i = 0 0

3 c6 •Ö

A A A $

S S A o" "H ^

«j + a> t? ^ "cd

+-pi

S o

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+R =3-fi „ +• K+

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-H-H-H-H «5000 OlCOt-O

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3 ii

^ g § o-S MS

9.

7r-Meson entsteht ein /¿-Meson mit einer kinetischen Energie von 4,1 MeV im Ruhsystem desjr-Mesons, und ein Neutri110. Abb. 48 zeigt den aufeinanderfolgenden Zerfall ¡x -> e. 1948 gelang die Erzeugung von 7r-Mesonen auf künstlichem Wege durch Beschießen von leichten Atomkernen mit 380 MeV «-Strahlen aus dem Zyklotron (Gardner und Lattes). Neben den geladenen Mesonen entstehen bei den Stößen der energiereichen Nukleonen auch neutrale Mesonen (Powell 1949). Man kann sie künstlich herstellen durch die R e a k t i o n - f \H -> \n + 7 r ° ; 7r_-Mesonen, die im Zyklotron erzeugt waren, wurden in H 2 abgebremst (Panovsky 1949). Die neutralen Mesonen zerfallen mit einer Lebensdauer von etwa Ii • 10 - " 15 sec in 2 gleiche y-Quanten, deren Energie mit dem Paarspektrometer (S. 19) gemessen wurde. Man erhält für die Masse m„> = (264,6 ± 3 , 2 ) m m ; sie ist kleiner als die des geladenen jr-Mesons.

Elementarteilchen in der kosmischen Strahlung

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Die bei dem Zerfall der energiereichen neutralen Mesonen erzeugten y-Quanten bilden den Anfang der in großen Höhen entstehenden Elektronen-Photonenschauer der weichen Komponente der kosmischen Strahlung. Somit sind also diese, ebenso wie die harte Komponente, auf Bildung von jr-Mesonen bei Stößen der Primären mit Atomkernen zurückzuführen. "Natürlich können auch die Zerfallselektronen der ¿¿-Mesonen in der harten Komponente Kaskaden der weichen Komponente einleiten. Schwere Mesonen und Hyperonen. Bei hoher Energie der Primärteilchen werden noch schwerere Mesonen erzeugt, die mit Wilsonkammern oder Kernemulsionsplatten gefunden wurden. Ihre Massen und vermutlichen Zerfallsprodukte sind in der Tabelle 3 angegeben (p = Proton, n = Neutron). Es ist noch nicht geklärt, ob die angeführten Teilchen unabhängige Elementarteilchen sind oder ob sie als verschiedene „Anregungszustände" einer Teilchenart aufzufassen sind. Ihre Erforschung gehört zu den wichtigsten Aufgaben der modernen Atomphysik. Ein negatives Proton ist in der kosmischen Strahlung nicht gefunden worden.

Register zu B a n d I und I I Angströmeinheit 1 1 4 Ä - E i n h e i t I 14 Anomale Streuung I 94 a-Strahleri I 87 Rönta-y-Beziehungen bei Atomkernen I I 26 Anregung charakteristischer genstrahlen durch Protonen I I 43 Abendrot I 114 Anregungsspannung I I 39 Ablösearbeit I I 6 Absättigung der Elektroschalen I 87 Anregungszustand atomarer SvstemeI I 22 Absorptionskoeffizient für Atomstrahlen I 21 Antikathode I 95 für Kathodenstrahlen I 54 Atomgewicht I 7 für Paarbildung I I 17 Atomgewichte aller Elemente I 80 für Röntgenstrahlen I 107 Atomgewicht, chemische und physifür Streuung von Röntgenstrahlen kalische Skala I 40 wahrer I 107 [I 112 Atomstrahl I 21 Atomvolumen 1 82 Äquivalentgewicht I 7 Äquivalenz von Masse und Energie Auslösezählrohr I 48 Avogadrosches Gesetz I 11 I 35, I I 2»

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Register zu Band I und II

Strahlen I 87 Bahndrehimpuls I I 66 Betatron I 42 Beugung von Molekularstrahlen I I 57 Beugung von Materiewellen I I 49 Bildungswärme I 86 Bindungsenergie der Atomkerne I I 33 Boltzmannsche Konstante I 12 Bohrsches Atommodell I I 65 Bohrsche Frequenzbedingung I I 23 Bohrschcs Magneton I I 64, 66 Braggsche Kurve I I 85 Braggsche Methode der RÖntgenspektroskopie 1 1 0 3 Brechungsgesetz der Elektronenoptik Bremsstrahlung I I 89 [II 45 Bremsstrahlung, Polarisation I I 93 Bremsstrahlung sehr energiereicher Elektronen I I 94 Bremsvermögen, atomares I I 87

Elektronenvoltgeschwindigkeit I 28 Elektronenzahl im Atom I 113, 114 Elektropositiver und elektronegativer Charakter I 79, 85 Elementarladung I 23, 101 Elemente I 79 Energieniveaus, diskrete, von Atomen I I 23 Energieverlust von «-Teilchen I I 85 Explosionsschauer I I 106 Familien, radioaktive I 88 Faradaysche Gesetze der Elektrolyse Faradayscher Dunkelraum I 26 [I 22 Faradaysche Zahl I 22 Feinstruktur der «-Emission I I 27 Feldelektronenemission I 28 Franck-Hertzscher Stoßversuch I I 39 Freie Weglänge 1 1 4 Fundamentalkonstanten I 4

y-Strahlen I 105 Gasentladung I 26 Gaskonstante 1 1 1 Geiger-Müller-Zählrohr I 48