Volume 14, Issue 7

Ein Aerosolteilchen erfährt in einem Gas mit Temperaturgradient eine Kraft, welche es in die Gegend niedriger Temperatur zu treiben sucht. Diese Kraft wird, eine Formel von EINSTEIN (1924) präzisierend, berechnet unter der Voraussetzung, daß das Aerosolteilchen klein gegen die freie Weglänge des Gases ist; sie läßt sich — Gl. (5.1) — auf etwa 1% genau durch den Wärmeleitkoeffizienten des Gases ausdrücken. Der Akkommodationskoeffizient geht bei kugelförmigen Teilchen nicht ein. (Bei der Reibung hingegen, EPSTEIN (1924), macht er sich bemerkbar.) Versuche von SCHMITT an Öltröpfchen im Schwebekondensator bestätigen die Theorie. — Ferner wird die Kraft eines diffundierenden Gasgemischs auf ein Aerosolteilchen berechnet. Sie läßt sich — Gl. (7.17) — für das polynäre, Gl. (7.18 mit 19) für das binäre Gemisch — sehr genau durch die Diffusionskoeffizienten des Gases ausdrücken. Jedoch gehen auch die Akkommodationskoeffizienten ein. Das Aerosolteilchen soll sich theoretisch im binären Gemisch in Richtung des Diffusionsstroms der schweren Moleküle bewegen. Die Kraft, welche ein Gasgemisch mit Temperaturgradient auf ein Aerosolteilchen ausübt, läßt sich im Isobaren-Fall durch den Wärmeleitkoeffizienten des Gases allein ausdrücken — Gl. (8.11). Im allgemeinen Fall kommt es auf die zwischenmolekularen Kräfte im einzelnen an.

Zur Berechnung der Protonenabschirmung und der magnetischen Suszeptibilität des Wasserstoffmoleküls werden aus eichinvarianten Atomfunktionen aufgebaute Wellenfunktionen eingeführt. Die Berechnungen werden ausgeführt für zwei Fälle, wobei die Wellenfunktion des Grundzustandes entweder durch die WANcsche oder durch die RosENSche Näherung beschrieben wird. Die Kernabschirmungskonstante und die Suszeptibilität betragen im ersten Fall 2,631 ·10 -5 und —3,920·10 6 und im zweiten Fall 2,732·10 -5 und —4,045·10 -6 .

In Suspensionsreaktoren entweichen die Spaltprodukte kontinuierlich aus dem Brennstoff in die Moderatorflüssigkeit sowie in die Gasphase. Radioxenon und Radiokrypton lassen sich im Prinzip durch Absorption oder radioaktiven Zerfall entfernen, jedoch versprach die Thermodiffusionsmethode einige Vorteile. Die Thermodiffusionsfaktoren von Xe in H 2 und D 2 wurden im Temperaturgebiet von 300—700°K gemessen. 133 Xe diente als Tracer zur Bestimmung der Konzentration. Die Diffusionskonstanten D Xe - H 2 sowie D Xe - D 2 wurden mit Hilfe der CHAPMANSchen Formel für harte Kugeln abgeschätzt. Es wurde ein Drahtrohr gebaut, dessen optimaler Druck etwa bei Atmosphärendruck liegt. Trennfaktor, Anfangstransport und Relaxationszeit des Rohres wurden bestimmt in Abhängigkeit vom Druck und von der mittleren Gastemperatur. Die Ergebnisse zeigen eine befriedigende Übereinstimmung mit der Theorie. Bei höheren Drucken sollte es möglich sein, etwa 3,7 l D 2 (N.T.P.) pro Stunde und cm 2 der Oberfläche einer Röhrenkolonne (Radius 5 cm, Länge 50 cm) zu reinigen. Im „reinen Gas“ ist die Xenonkonzentration dabei etwa 10-mal kleiner als im Speisegas.

Es wird ein Szintillationspaarspektrometer mit Graukeilanalysator und Energiediskriminierung in den Seitenzweigen beschrieben, das zur Spektroskopie von γ-Strahlung oberhalb 1,1 MeV diente. Mit diesem Gerät wurden die γ-Übergänge von RaC′ (Po 214 ) untersucht und die einzelnen Linien bezüglich Energie und Intensität vermessen (Em 222 -Quelle). Zur Auswertung der Graukeilspektren diente ein empfindliches photometrisches Verfahren. Sämtliche von anderen Autoren bisher direkt nachgewiesenen γ-Linien mit Ε γ > 1150 keV wurden durch die vorliegenden Messungen bestätigt. Außerdem wurde noch eine Anzahl neuer, insbesondere schwacher hochenergetischer γ-Übergänge gefunden. Insgesamt wurden 40 γ-Linien oberhalb 1 MeV beobachtet, von denen einige noch komplexe Struktur haben können. Das Konversionselektronenspektrum von RaC′ wird auf Grund der gemessenen γ-Strahlungen analysiert. Es wird ein Termschema angegeben, in das sämtliche bis jetzt bekannten γ-Strahlen des RaC′ eingeordnet werden können. Spin und Parität einzelner Niveaus werden diskutiert. Einige Niveaus werden als kollektive Vibrationszustände interpretiert, und zwar als Ein-Phononen- und Zwei-Phononenanregung einer Quadrupolschwingung.

Zur Ergänzung der dielektrischen Daten für das Hauptdispersionsgebiet (m- und dm-Wellen-Dispersion) der normalen primären aliphatischen Alkohole wird für sechs Homologe zwischen 8 und 18 Kohlenstoffatomen Kettenlänge die komplexe DK bei 215,6 und 52,0 cm Wellenlänge im Temperaturbereich von 20 bis 70°C gemessen. Daraus und aus älteren Messungen lassen sich der DK-Sprung und die diskrete Relaxationszeit dieses Gebietes in ihrer Temperaturabhängigkeit bestimmen, so daß man die Aktivierungsenergie und -entropie für den dazugehörigen Prozeß der Dipolorientierung berechnen kann. Alle diese Größen werden in Abhängigkeit von der Kettenlänge diskutiert. Messungen an zwei Mischungen von Decanol mit Tetrachlorkohlenstoff weichen in ihrem Relaxationsverhalten von dem der reinen Alkohole gleicher Hydroxylgruppen-Konzentration ab. sowohl hinsichtlich der Relaxationszeit als auch des DK-Sprungs vom Hauptdispersionsgebiet.

In einer Glasapparatur mit fettfreien Dichtungen und Ventilen wurde mit Hilfe eines Sekundärelektronenvervielfachers die Exoelektronenemission von frisch aufgedampften Metallschichten untersucht. Aluminium emittiert im Vakuum von 4·10 -7 Torr nicht. Nach Zugabe von Sauerstoff erhält man eine zeitlich abklingende Emission. Stickstoff hat keinen Einfluß. Die Einwirkung des Sauerstoffs auf die frische Oberfläche ist also für das Auftreten der Emission notwendig. Aus Versuchen, bei denen der Sauerstoff zeitweilig abgepumpt wurde, geht hervor, daß eine unabhängig vom Sauerstoffdruck zeitlich abklingende Disposition der Oberfläche zur Emission besteht. Im zweiten Teil wird die Elektronenemission von verschieden stark mit Silber versetzten NaCl-Proben nach dem Beschuß mit RÖNTGEN-Strahlen und Elektronen beschrieben. Eine Abhängigkeit der Emission von der Gasatmosphäre ist nicht festzustellen. Dagegen zeigt sich eine Abhängigkeit vom Gehalt an Silber, die mit der bisher bekannten Modellvorstellung nicht zu erklären ist.

Der Einfluß von Haftstellen auf die Photoleitfähigkeit von Halbleitern wird sowohl für den Fall einer konstanten Anregung als auch für die An- und Abklingvorgänge berechnet. Die experimentell zugänglichen Meßwerte (unter Einschluß des Temperaturganges) genügen zur Bestimmung aller charakteristischen Konstanten, d. h. Haftstellendichte, Termlage und Wirkungsquerschnitt für Elektronen und Löcher. Zu früheren Arbeiten wird Stellung genommen.

In hochreinem Silicium durch Temperung erzeugte Haftstellen werden auf ihre Wirkungsweise hin untersucht. Unter Verwendung des Temperaturganges der Verweilzeit können sämtliche charakteristischen Daten (Haftstellendichte, Termlage, Wirkungsquerschnitt) bestimmt werden. Insbesondere ergibt sich, daß der Haftstellenmechanismus auf eine verzögerte Trägerrekombination und nicht auf eine Reemission ins Minoritätsband zurückzuführen ist.

Einige strukturelle Erscheinungen bei messingartigen Phasen lassen sich deuten unter der Annahme des Zusammenwirkens einer Ortskorrelation der äußeren Rumpfelektronen mit einer von dieser verhältnismäßig unabhängigen Ortskorrelation der Valenzelektronen. So lassen sich Stapelvariationen der Überstruktur bei Phasen mit A1-Unterstruktur in verschiedenen Einzelheiten besser verstehen. Ebenso folgt ein Argument für das Auftreten von A3-Strukturen bei Valenzelektronenkonzentrationen größer als 1,4, für ihre Einteilung in verschiedene Zweige und die Abhängigkeit des Achsenverhältnisses von der Valenzelektronenkonzentration. Schließlich erlaubt das vorgeschlagene Modell, das Auftreten der A2-Struktur und ihrer Varianten besser zu verstehen.

Die in I—V entwickelten Methoden werden auf ein spezielles Beispiel angewendet: Die strahlungslose Rekombination eines Elektron—Loch-Paares an einem Löschzentrum. Der Rekombinationsmechanismus besteht aus dem schon früher beschriebenen Doppelten FRANCK—CoNDON-Prozeß (§ 44). Da mehrere Übergangsmöglichkeiten bei diesem Prozeß miteinander in Konkurrenz treten, müssen die reaktionskinetischen Gleichungen dieses Prozesses benutzt werden. Sie werden gegenüber I vereinfacht (§ 45), und die in ihnen auftretenden differentiellen Übergangswahrscheinlichkeiten, welche aus V stammen, diskutiert (§ 46). Danach wird der Übergang zu den reaktionskinetischen Gleichungen der mittleren Elektronenbesetzungszahlen und der zugeordneten mittleren Schallquantenzahlen vollzogen (§ 47). Das System dieser Gleichungen wird integriert (§ 48) und aus der Lösung die mittlere Lebensdauer des Exzitons gegenüber strahlungsloser Vernichtung am Löschzentrum abgeleitet. Die Variation der Temperatur wird in die Lösung aufgenommen (§ 49) und die bisher noch nicht behandelte Elektronenpolarisation in die Theorie, und damit die Lösung eingeführt (§ 50). Die Lösung wird vom ionisierten Fall des Exzitons, d. h. von einem unabhängigen Elektron—Loch-Paar, auf die Bindungszustände n =1, 2, ... ausgedehnt (§ 51). Es folgen numerische Werte für typische Beispiele: NaCl, KCl, SrS und MgO mit verschiedenartigen Störungen als Löschzentren, und eine Tabelle der in I—VI abgeleiteten Formeln (§ 52). Schließlich wird noch die Form der Gleichungen im Mehrzentrenfall diskutiert, und auf den Unterschied des F-Zentrums und Löschzentrums hingewiesen (§§ 53, 54). Im Anhang folgt die ausführliche mathematische Ableitung der Quantenzahldarstellung aus den allgemeinen reaktionskinetischen Gleichungen.