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Jetzt sind Sie im extrem technisch wissenschatlichen Bereich angekommen. Hier wird es sehr anspruchsvoll vom Verständnis und vom Durchblick.
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Für die Verwendung des Bogens als Lichtquelle optischer Geräte ist die Kenntnis der Winkelverteilung der Lichtstrahlung notwendig, die zu beurteilen gestattet, welcher Anteil des gesamten Bogenlicht-stroms vom Spiegel oder der Linse erfaßt und ausgenutzt wird. Aus der Winkelverteilung errechnet sich weiter der gesamte Lichtstrom und aus diesem und der elektrischen Bogenleistung die zur Beurteilung des Bogens als Lichtquelle wichtige Lichtausbeute in Hefnerlumen je Watt.
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Die Winkelverteilung der Lichtstrahlung wird am einfachsten mit dem S. 60 beschriebenen Luxmeter mit Photoelement gemessen, indem dieses im Kreise um den Bogen herumgeführt oder letzterer bei feststehendem Photoelement gedreht wird.

Abb. 63 zeigt als Beispiel links nach Messungen von Schlüge und dem Verfasser (31) die Winkelverteilung der Lichtstrahlung eines 7mm-Gleichstrom-Beckbogens, rechts nach Haury und dem Verfasser (25) die eines 8mm-Wechselstrom- Beckbogens gleicher Kohlemarke. Dabei handelt es sich bei den älteren Gleichstrommessungen um die Winkelverteilung in der Horizontalebene, von der aber nach orientierenden Versuchen die in den übrigen Ebenen nicht grundsätzlich abweicht, während bei den Wechselstrommessungen wegen der größeren Lichtunsymmetrie ein Mittel zwischen der horizontal und der meridional gemessenen Winkelverteilung aufgetragen ist.

Die Winkelverteilungskurven gleichen erwartungsgemäß den in Abb. 34 bis 36 dargestellten Winkelverteilungen der Gesamtstrahlung. Man erkennt, daß zwar der überwiegende Anteil des Lichts nach vorne gestrahlt und damit in optischen Geräten ausgenutzt werden kann, daß aber ein sehr erheblicher Anteil, der von der Strahlung der Anodenflamme herrührt, auch nach den Seiten und sogar nach rückwärts abgestrahlt wird.

Auf die aus Abb. 63 ersichtlichen charakteristischen Unterschiede der Winkelverteilung der Strahlung des Gleich- und des Wechselstrom-Beckbogens sei hingewiesen. Infolge der geringeren Kraterleuchtdichte (vgl. S. 73) und der größeren Beteiligung der Dampf Strahlung (Bogen ganz im Anodendampf brennend) beim Wechselstrombogen liegt hier das Maximum der Lichtstrahlung nicht frontal wie beim Gleichstrombogen, sondern unter einem Winkel von 35-40° seitlich!

Zur Berechnung des gesamten vom Bogen abgestrahlten Lichtstroms wurde in erster Näherung angenommen, daß die gemessene mittlere Winkelverteilung der Lichtstrahlung auch für jede andere durch die Positivkohle (bzw. beim Wechselstrombogen durch die Winkelhalbierende zwischen den Kohlen) gelegte Ebene gültig ist, daß man die räumliche Lichtverteilung also durch Rotation der Winkelverteilung Abb. 63 um diese Achsen erhält.

Der durch diese nicht exakt zutreffende Annahme entstehende Fehler dürfte nach unseren Abschätzungen nicht wesentlich sein. Der Bogenlichtstrom läßt sich dann aus Abb. 63 nach der S. 52 erwähnten, im einzelnen aus unserer Arbeit (88) zu entnehmenden Methode durch graphische Integration ermitteln.

Für die von uns stets untersuchten vier Gleichstrom-Beckkohlen, eine Nurdochtkohle und zum Vergleich noch die Reinkohle RW Mira, finden sich die Lichtstromwerte für verschiedene Belastungen in der vorletzten Spalte von Tabelle 2, für den von Haury (25) untersuchten Wechselstrom-Beckbogen in Tabelle 3.

In der drittletzten Spalte der Tabellen ist das von uns als „Verteilungswert" bezeichnete Verhältnis von gesamtem Lichtstrom zu Frontallichtstärke angegeben.

Für eine punktförmige, allseitig gleichmäßig strahlende Lichtquelle würde der Verteilungswert 4/r = 12,5 sein, während er nach Tab. 2 für unsere im wesentlichen doch nach vorn strahlenden Gleichstrom-Beckbögen im Mittel gleich 7,5 ist.

Im einzelnen ist seine Abhängigkeit von der Belastung und der Kohlendicke aus der wechselnden Kratertiefe und Anodenflammenlänge verständlich. Die Kenntnis des mittleren Verteilungswerts von 7,5 für Gleichstrom-Beckbögen ist darum wichtig, weil sie für Überschlagsrechnungen die Ermittlung des Bogenlichtstroms aus der leicht zu messenden Frontallichtstärke erlaubt.

Der Lichtstrom ist ja einfach gleich Verteilungswert mal Frontallichtstärke. Bei der Reinkohle RW Mira ist nach Tab. 2 der Verteilungswert mit 3,88 nur etwa halb so groß wie bei den Beckbögen, weil wegen der fehlenden Anodenflamme (Niederstrombogen!) die Strahlung nach der Seite und nach rückwärts wesentlich geringer ist als beim Hochstrom-kohlebogen.

Der Verteilungswert ist also eine recht anschauliche, die räumliche Verteilung der Strahlung kennzeichnende Größe. Beim Wechselstrom-Beckbogen ist nach Tab. 3 der Verteilungswert merklich größer als beim Gleichstrombogen und nimmt mit der Belastung stark zu, weil hier nach der Winkelverteilung (rechte Seite von Abb. 63) die seitliche und rückwärtige Strahlung bezogen auf die relativ geringe Frontalstrahlung viel größer ist und mit zunehmender Anodenverdampfung (und d. i. Belastung) erheblich wächst.

Lichtausbeute verschiedener Gleichstrom-Beckbögen in Abhängigkeit von der Belastung nach Messungen von Schlüge und dem Verfasser (31).

Lichtausbeute eines Wechselstrom-Beckbogens nach Messungen von Haury (25).

Das Verhältnis des gesamten Bogenlichtstroms in Lumen zu der im Bogen umgesetzten elektrischen Leistung ergibt schließlich die Lichtausbeute des Bogens in Hefnerlumen je Watt (Hlm/Watt), die in der letzten Spalte der Tabellen 2 und 3 für die verschiedenen Kohlen und Belastungen zu finden ist.

Dabei handelt es sich insofern nicht um die technische Brutto-Lichtausbeute, als zur Berechnung nur die im Bogen und in den Kohlen umgesetzte elektrische Leistung benutzt worden ist.

Diese Netto-Lichtausbeute ist aber für den Bogen (einschließlich der unvermeidbaren Kohlenverluste) charakteristisch. Für die technische Beurteilung dagegen könnte man eine Brutto-Lichtausbeute berechnen, wenn man als Leistung das Produkt aus Stromstärke mal Betriebsspannung des Generators oder Umformers ansetzt. Diese Brutto-Lichtausbeute liegt je nach den Verhältnissen um 15-30 % unter den Werten der Tabellen 2 und 3.

Abb. 64 zeigt die Abhängigkeit der Lichtausbeute von der Belastung für die vier gemessenen Gleichstrom-Beckbögen und den Wechselstrom-Beckbogen.

Die Lichtausbeute nimmt im Gegensatz zur Gesamtstrahlungsausbeute (S. 55) mit der Belastung zu, und zwar abgesehen von der 5mm-Kohle, deren Gesamtstrahlungsausbeute bereits mit der Belastung wuchs, völlig gleichmäßig für die verschiedenen Gleichstrombögen und den Wechselstrombogen.

Gegenüber der Lichtausbeute des Niederstrombogens (Reinkohlebogen RW Mira, letzte Zeile von Tab. 2!) von 2 Hlm/Watt liegt die des Beckbogens mit 40-80 Hlm/Watt sehr hoch. Dabei ist, wie von uns durch sorgfältige Messungen sichergestellt wurde, die Ausbeute von der Bogenlänge weitgehend unabhängig.

Wichtig scheint ferner, daß die von uns gemessenen Maximalwerte der Lichtausbeute keineswegs mit besonders hoch belasteten Kohlen erreicht wurden. Für diese sind vielmehr noch merklich höhere Werte der Lichtausbeute zu erwarten und von Beck (5) an einer mit 450 Amp. belasteten 24mm-Kohle mit 89 Hlm/Watt auch gemessen worden.

Einen Anhaltspunkt für die überhaupt erreichbaren Werte und gleichzeitig eine interessante Gesetzmäßigkeit erhält man, wenn man die Lichtausbeute nicht gegen die Stromstärke, sondern gegen die zugehörige Kraterleuchtdichte aufträgt.

Nach Abb. 65 erhält man hierbei für alle vier Gleichstrom-Beekbögen eine Gerade und für den Wechselstrom-Beckbogen eine andere, woraus man schließen kann, daß die Lichtausbeute von der Kraterleuchtdichte, d. h. letztlich von der Kratertemperatur abhängt. Quantitativ entnimmt man aus Fig. 65 für die Gleichstrom-Beekbögen die Beziehung:

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Für die höchste bisher kurzzeitig erreichbare Kraterleuchtdichte von 200.000 Stilb würde aus dieser Beziehung eine Lichtausbeute von 115 Hlm/Watt folgen, ein Wert, der weit über den höchsten sonst bisher überhaupt erreichten Lichtausbeuten liegt. Der Beckbogen ist damit jedenfalls die weitaus ökonomischste bisher bekannte Lichtquelle. Daß die Lichtausbeute-Leuchtdichte- Gerade für den Wechselstrom-Beckbogen etwa doppelt so steil verläuft wie für die Gleichstrom-Beekbögen, folgt wieder aus der relativ zur gesamten Lichtstrahlung nur halb so großen Leuchtdichte jedes der beiden Krater.

Die überraschende Größe unserer Lichtausbeutewerte wird bestätigt durch Messungen von Beck (5), der an verschiedenen technischen Lampen bei Stromstärken zwischen 50 und 450 Amp. Ausbeutewerte zwischen 60 und 89 Hlm/Watt gemessen hat. Daß an der erfaßten Strahlung die Anodenflamme merklich beteiligt ist, ist unzweifelhaft, und geht aus den Messungen Becks deutlich hervor. Saugt er nämlich den Hauptteil der Flamme in der bei größeren Lampen üblichen Weise in eine oberhalb der Positivkohle angebrachte Düse, und schaltet ihre Strahlung damit aus, so erniedrigt sich die von ihm gemessene Lichtausbeute z. B. von 75,5 auf 60 bzw. von 89 auf 70,5 Hlm/Watt, d. h. um rund 20%. Immerhin betragen auch dann noch Becks Lichtausbeutewerte das zwei- bis dreifache der Lichtausbeute des Reinkohlebogens (nach unseren Messungen 23 Hlm/Watt!).

Im Gegensatz dazu haben Guillery und Mitarbeiter (38) im Nürnberger Siemens-Schuckert-Werk unter Ausschaltung der Anodenflammenstrahlung durch geeignete Blenden den nur vom Krater und dem ihm direkt vorgelagerten Leuchtdampf emittierten Lichtstrom gemessen und auf diese Weise reine Kraterlichtausbeuten von 21 Hlm/Watt für den Reinkohle-Niederstrombogenkrater und von 23-31,5 Hlm/Watt für Beckbogenkrater verschiedener Belastung gemessen.

Die Richtigkeit dieser zunächst überraschend niedrigen und unter sich wenig verschiedenen Werte folgt auch (nach Guillery) aus dem Vergleich der Kraterlichtströme von Reinkohle- und Beckbögen gleicher Gesamtstromstärke. Multipliziert man nämlich die (natürlich verschieden großen) Kraterflächen mit den entsprechenden mittleren Kraterleuchtdichten, so findet man, daß bei gleicher Stromstärke der gesamte Beckkrater-Lichtstrom den des Niederstrombogenkraters nicht sehr wesentlich übersteigt.

Unter Berücksichtigung der oben erwähnten Beckschen Messungen folgt aus Guillerys Befund, daß die den Beckkrater umgebenden Leuchtdämpfe einschließlich der kraternahen Teile der Anodenflamme insgesamt ebensoviel Licht ausstrahlen wie der Krater selbst mit den ihm direkt vorgelagerten Leuchtdämpfen. Dieses Ergebnis scheint mit unseren eigenen Messungen in befriedigender Übereinstimmung.

Daß mit steigender Strombelastung ein immer größerer Anteil des gesamten Lichtstroms von der Anodenflamme übernommen wird, folgt ja aus deren wachsender Länge und Leuchtdichte (S. 79) in guter Übereinstimmung mit Guillerys Ergebnis, daß die reine Kraterlichtausbeute des Beck-bogens gerade bei höchsten Belastungen (13 mm-Kohle bei 500 Amp.!) von über 30 Hlm/Watt wieder auf etwa 23 Hlm/Watt abnimmt.

Trotzdem - so der Gang von Guillerys Ergebnissen gut verständlich scheint, halten wir seine Absolutwerte immer noch für reichlich niedrig, weil allein die im Vergleich zum Niederstromkrater so viel höhere Temperatur des Beckkraters auch eine merkliche Vergrößerung der Kraterlichtausbeute ergeben sollte.

Zur Frage der Abhängigkeit der Lichtausbeute von der Belastung ist zu bemerken, daß hier eine klare Gesetzmäßigkeit nur aus unseren Messungen Tab. 2 und 3, nicht aber aus denen von Beck und Guillerv zu entnehmen ist, weil eine solche Abhängigkeit nur bei Veränderung der Belastung der gleichen Positivkohle klar herauskommen kann.

Unsere Messungen, die zur Sicherung unseres Befundes auch auf eine Nurdochtkohle ausgedehnt wurden, zeigen nach Tab. 2 eindeutig die gleiche Zunahme der Gesamtlichtausbeute mit der Belastung für alle Gleich- und Wechselstrom-Beckbögen. Daß diese Zunahme der Gesamtlichtausbeute weitgehend der Anodenflammenstrahlung zuzuschreiben ist, wurde bereits vermutet und folgt jetzt eindeutig aus den Messungen der reinen Kraterlichtausbeute von Guillerv.

Die gesamten Messungen der Lichtausbeute des Beckbogens haben also das folgende physikalisch wie technisch interessante Ergebnis erbracht :

Bei Betrachtung des gesamten Bogenlichtstroms steht der Beckbogen mit einer maximalen gemessenen Lichtausbeute von 89 Hlm/Watt an erster Stelle unter allen kontinuierlichen Lichtquellen überhaupt.

Nur 30-50% dieses Lichtstroms stammen aber vom Krater direkt, während der überwiegende Teil von den kraternahen Leuchtdämpfen besonders der Anodenflamme emittiert wird.

Etwa 20% des gesamten Lichtstroms stammen von dem bei den großen Becklampen meist abgesaugten oberen Teil der Anodenflamme.

Nutzt man also technisch (wie beim Scheinwerfer oder der Kinoprojektionslampe) wesentlich die reine Kraterstrahlung aus, so liegt der Vorzug des Beckbogens in seiner überragenden Leuchtdichte bei der im Vergleich zum Niederstrombogen und anderen Lichtquellen immer noch sehr guten Lichtausbeute von rund 30 Hlm/Watt.

Kommt es andererseits, wie bei Aufhellern (S. 204) und den meisten anderen technischen oder medizinischen Anwendungen, auf größtmöglichen Lichtstrom an (wobei die Leuchtdichte nicht so wesentlich ist), so besitzt der Beckbogen gegenüber dem Reinkohlebogen und den anderen konkurrierenden Lichtquellen den Vorteil der extrem großen Lichtausbeute von 60-90 Hlm/Watt.

In diesem letzten Fall ist die Verwendung von Spiegeln mit größtmöglichem Öffnungsverhältnis vorteilhaft. Für beide extrem verschiedenen Anwendungsarten ist der Beckbogen also den meisten anderen Lichtquellen weit überlegen!

Im Anschluß an die Behandlung der Lichtstrahlung und Lichtausbeute des Beckbogens betrachten wir nun kurz die Ultraviolettstrahlung, die von ebenso großem wissenschaftlichem wie technischem Interesse ist.

Messungen der Ultraviolettstrahlung von Hochstrombögen sind anscheinend bisher nur vom Verfasser (23) ausgeführt worden, und zwar zur Erzielung eines Überblicks nur mit einer recht rohen, einfachen Methode.

Dazu wurde die von einem Schottschen UG5-Filter von 2mm Dicke durchgelassene UV-Strahlung mit einem Photoelement sowie zu dessen Eichung teilweise auch mit einer Normalthermosäule gemessen.

Zur Elimination des vom UG5-Filter außer dem Ultraviolett noch durchgelassenen Rests Ultrarot Strahlung wurde von dem Meßwert der vom UG5 insgesamt durchgelassenen Strahlung der nach Vorschalten eines RGi-Rotfilters abgelesene Wert abgezogen, da die Kombination UG5 + RGi nur den vom UG5 durchgelassenen UR-Rest durchläßt, diesen aber ungeschwächt.

Alle unsere Angaben beziehen sich also auf die vom UG5-Filter durchgelassene reine UV-Strahlung in Watt. Dabei halten wir die in Tabelle 4 angegebenen Relativmessungen für recht sicher, da sie auch mit den durch ein UG2 ausgeführten Messungen gut übereinstimmen, während die Absolutmessungen wegen des durch die Ereignisse erzwungenen Abbruchs der Untersuchung weniger sicher sind.

Gemessen wurde erstens die UV-Frontalstrahlungsstärke, d. h. die vom Bogen frontal in die Raumwinkeleinheit "ωo" gestrahlte UV-Leistung in "Watt/ωo"; sie findet sich in Spalte 5 der Tab. 4.

Durch Multiplikation dieser UV-Strahlungsstärke mit dem S. 83 besprochenen Verteilungswert F (der für die zum Vergleich herangezogenen Osram-Quecksilber-Höchstdrucklampen sehr hoch zu I2 angesetzt wurde, während er nach S. 84 für den Niederstrombogen knapp 4 und für die Beckbögen im Mittel 7,5 ist) erhielten wir die gesamte vom Bogen abgestrahlte UV-Leistung (Spalte 6 in Watt) und durch Division mit der im Bogen umgesetzten elektrischen Leistung I*U die UV-Ausbeute in % (Spalte 7).

Eine Vernachlässigung liegt also bei der Berechnung der Spalten 6 und 7 insofern vor, als der Verteilungswert F nicht gemessen, sondern beim Beckbogen unabhängig von der Belastung zu 7,5 angesetzt wurde. In der letzten Spalte schließlich findet sich die mit Abbildung gemäß Abb. 41 S. 61 gemessene Ultraviolett-Strahlungsdichte, d. h. die je cm2 Kraterfläche in die Raumwinkeleinheit gestrahlte UV-Leistung in Watt/cm² * ωo.

Ultraviolett-Frontalstrahlungsstärke, UV-Ausbeute und UV-Strahlungsdichte des Niederstrombogenkraters, des Beckkraters und einiger Quecksilberhöchstdrucklampen nach Messungen des Verfassers (23).

Die Messungen wurden ausgeführt für die 10mm-Mira als unsern Standard-Niederstrombogen, für den Gleichstrom-Beckbogen mit positiver RW Sola Effekt H 65-Hartdochtkohle von 10mm Durchmesser bei verschiedenen Belastungen, und schließlich zum Vergleich für einige Osram-Quecksilberhöchstdrucklampen als die heute in der Technik wohl vorwiegend als Ultraviolettstrahler benutzten Lampen.

Spalte 8 der Tab. 4 zeigt, daß man mit dem Beckbogen leicht das zehnfache der Ultraviolettstrahlungsdichte des Reinkohle-Niederstrombogens erhält, und das ist auch theoretisch zu erwarten, da nach S. 116 schon die sichtbare Strahlung mit der 6. Potenz der Temperatur wächst und das für den Übergang von den 4.000° des Niederstromkraters zu den 6.000° des Beckkraters gerade den Faktor 10 ergibt.

Unerwartet dagegen schien uns, daß die Ultraviolettstrahlungsdichte die der besten Quecksilberlampen noch übersteigt und damit überall dort, wo hohe UV-Strahlungsdichten bei gleichzeitig großer UV-Strahlungsleistung erwünscht sind, dem Quecksilberbogen eindeutig überlegen scheint, jedenfalls soweit langwelliges Ultraviolett in Frage kommt.

Denn es ist selbstverständlich ein Nachteil der bisher allein ausgeführten rohen UV-Messungen, daß die sehr verschiedene Verteilung der UV-Strahlung des Beckbogens und der Hg-Bögen auf die verschiedenen Spektralbereiche (langwelliges, mittleres und kurzwelliges UV) nicht berücksichtigt ist. Für viele ärztliche Zwecke z. B. ist aber das vom Beckbogen vorwiegend abgestrahlte langwellige Ultraviolett "erwünschter" als das kurzwelligere UV der Hg-Bögen.

Wenig anders als bei der UV-Strahlungsdichte ist das Bild nach Tab. 4 bei der UV-Frontalstrahlungsstärke, der gesamten UV-Strahlung und der UV-Strahlungsausbeute. Auch letztere ist beim Beckbogen um ein Vielfaches größer als beim Niederstrombogen und erreicht fast die Werte der Quecksilberlampen. Daß deren UV-Ausbeute noch höher liegt, als die des voll belasteten Beckbogens, beruht auf der Bevorzugung der Ultraviolett-Emission im Quecksilberspektrum.

Daß aber auch vom Beckbogen nach unsern allerdings noch unsicheren Absolutmessungen bis zu 10% der im Bogen umgesetzten elektrischen Energie als UV-Strahlung emittiert werden können, ist ein Zeichen für die sehr hohe Kratertemperatur, mit der wir uns im nächsten Kapitel beschäftigen werden.

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Angaben über die UR-Strahlungsdichte verschiedener Strahlungsquellen erfordern zunächst eine genaue Festlegung der interessierenden Spektralbereiche, da für verschiedene Zwecke und verschiedene Aufnahmegeräte die verschiedensten Spektralbereiche im kurzwelligen oder langwelligen Ultrarot in Frage kommen.

Eine Übersicht über die UR-Strahlungsdichte des normal belasteten und des hoch belasteten Beckbogens in einem weiten Bereich des kurzwelligen Ultrarot geben unsere S. 95 zu behandelnden Energieverteilungsmessungen Abb. 68.

Sie geben im absoluten Maßstab an, welche Energie in Watt von einem cm² der Krateroberfläche je Wellenlängenbereich von 1 Å Breite abgestrahlt wird. Der Verlauf der Kurve im langwelligen Ultrarot läßt sich einigermaßen extrapolieren. Im folgenden behandeln wir ausschließlich die UR-Strahlungsdichte bei 10.000 Å = i u, weil dieses Gebiet für die Anwendung von besonderem Interesse zu sein scheint.
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Die sauberste Methode zur Messung von UR-Strahlungsdichten ist die spektrale Zerlegung der Bogenstrahlung mit dem Doppelmonochromator mit anschließender Messung der auf die einzelnen Wellenlängengebiete entfallenden Energie mittels der Thermosäule.

Der wesentliche Teil der folgenden Ergebnisse ist mit dieser Methode gewonnen oder zum mindesten kontrolliert worden. Weniger sauber ist die viel verwendete Filter-Photozellemethode. Bei dieser schneidet man die sichtbare Strahlung bei der gewünschten Wellenlänge mit einem Filter von möglichst steiler Grenzwellenlänge (z.B. bei 9.000 A) ab und mißt die von diesem Filter durchgelassene UR-Strahlung etwa mit einer Cäsium Photozelle, deren spektrale Empfindlichkeit von 1μ nach langen Wellen zu schnell abfällt und bei etwa 1,3μ endet. Man begrenzt also den erfaßten UR-Bereich gemäß Abb. 66 nach kurzen Wellen zu durch ein Filter, nach langen Wellen durch die Empfindlichkeitsgrenze der Photozelle und erfaßt so bei richtiger Wahl des Filters einen Spektralbereich mit Schwerpunkt bei 1μ. Natürlich läßt sich auch jedes andere UR-Gebiet in ähnlicher Weise erfassen.

Aus den Energieverteilungskurven der Beckbogen-Kraterstrahlung Abb. 68 geht hervor, daß der normal belastete Beckkrater bei 1μ eine UR-Strahlungsdichte von 33 * 10 -3 Watt/cm2 Ä besitzt, der hoch belastete Beckkrater eine solche von 46*10 -3.

Zum Vergleich erwähnen wir, daß die UR-Strahlungsdichte des Niederstrombogenkraters bei voller Belastung etwa 25*10 -3 Watt/cm2 A beträgt.

Messungen an einer großen Zahl von Versuchsdochten ergaben (31), daß durch Änderung der Dochtzusammensetzung zwar eine relative Vergrößerung der UR-Strahlungsdichte bezogen auf die sichtbare Leuchtdichte erreicht werden konnte, dagegen keine wesentliche Vergrößerung des Absolutwerts der UR-Strahlungsdichte.

Diese konnte mit Spezialkohlen, die auch eine sehr gute Leuchtdichte ergaben, lediglich um maximal 10% vergrößert werden, so daß eine UR-Strahlungsdichte von 50*10 -3 Watt/cm2 Ä der von uns mit Weichdochtkohlen gemessene Höchstwert ist.

Auch bei Messungen an höchstbelasteten technischen Lampen bis 1.000 Amp. haben wir keine merklich höheren Werte der UR-Strahlungsdichte festgestellt. Zur Beurteilung der angegebenen Werte sei erwähnt, daß für technische Zwecke bisher als UR-Strahlungsquelle vielfach eine überlastete Wolfram-Wendellampe (630 Watt statt 500) benutzt wurde, deren UR-Strahlungsdichte etwa 12*10 -3 beträgt. Mit dem Beckbogen erreicht man also rund die vierfache UR-Strahlungsdichte der überlasteten Wolframlampe.

Beim Vergleich der UR-Strahlungsdichten der verschiedenen Bögen fällt auf, daß die Unterschiede der Strahlung des Niederstrombogens und der Beckbögen viel geringer sind als im sichtbaren Spektralbereich. Das liegt daran, daß die Bögen, wie schon erwähnt, Temperaturstrahler sind und nach dem Planckschen Gesetz die UR-Strahlungsdichte folglich viel langsamer mit zunehmender Temperatur wächst als die sichtbare Strahlung. Abb. 67 zeigt den aus der Planckschen Formel folgenden Anstieg der Strahlungsdichten bei 5000 und bei 10 000 Ä mit der absoluten Temperatur.

Hinzu kommt allerdings noch, daß nach Ausweis der Energieverteilungskurven Abb. 68 die dem sichtbaren Spektralbereich entsprechenden Strahlungsanteile gegenüber dem UR im Vergleich zu den entsprechenden Planck-Kurven beim Beckbogen überhöht sind, daß also das Absorptionsvermögen der leuchtenden Kraterfläche einschließlich der Dämpfe vom Sichtbaren zum UR hin merklich abfällt.

Als Grundlage für die im nächsten Kapitel zu besprechenden Temperaturbestimmungen, als Übersicht über die gesamte Ausstrahlung des
Bogenkraters und zur Beurteilung der Eignung des Hochstromkohlebogens als Lichtquelle für die verschiedenen Spektralbereiche, für photochemische und sonstige wissenschaftliche Zwecke ist die Kenntnis der spektralen Energieverteilung der Kraterstrahlung wie der Anoden-flammenstrahlung von Interesse.

Dabei genügen nicht die verschiedentlich (8, 10, 11, 12, 61, 62) ausgeführten Relativmessungen; zum Vergleich des Hochstromkohlebogens mit anderen Strahlungsquellen sind vielmehr Absolutmessungen erforderlich, wie sie unseres Wissens bisher nur von Schlüge und dem Verfasser (32) ausgeführt worden sind.

Für eine rohe Übersicht genügt es, die Verteilung der Strahlung auf die verschiedenen Spektralgebiete mit Filtern und geeigneten Empfangsgeräten (Thermosäulen oder geeichten Photozellen) absolut zu messen.

Für Zwecke der Filmaufnahme hat man ferner die relative spektrale Intensitätsverteilung zum Vergleich mit anderen Lichtquellen und zur Ermittlung der photographischen Wirksamkeit der verschiedenen Wellenlängenbereiche häufiger bestimmt (10, 11, 12); doch fehlen auch hier systematische Untersuchungen.

Erwähnenswert sind lediglich Messungen von Bowditch und Downes (10, 11), die die prozentualen Anteile der Beckbogenstrahlung gemessen haben, die in den photographisch wirksamen Wellenlängenbereich 3.400-7.000 A, in das nähere Ultrarot von 7.000 bis 14.000 A und in das ferne Ultrarot 14.000-50.000 Ä fallen. Ein kurzer Auszug aus den Ergebnissen ist in der folgenden Tab. 5 zusammengestellt :

Verteilung der Beckbogenstrahlung auf die verschiedenen Spektralgebiete nach Messungen von Bowditch und Downes (9-11).

Wir sehen bei steigender Belastung die gleiche Verschiebung der Energie in die kurzwelligeren Spektralbereiche, die uns gleich bei der Behandlung der exakten Energieverteilung und S. 103 bei der Bogenlichtfarbe wieder begegnen wird.

Absolutmessungen der spektralen Energieverteilung sind von Schlüge und dem Verfasser (32) mit einem kleinen Doppelmonochromator mit Thermosäule bzw. Photoelement als Empfangsgerät und mit photographischer Registriervorrichtung ausgeführt worden.

Die Spaltbreite des kleinen Geräts war dabei so groß, daß jeweils die Energie eines eine große Anzahl von Spektrallinien umfassenden Spektralgebiets registriert und die Kurve der Energieverteilung damit automatisch ausgeglichen wurde.

Die Thermosäule wurde für Wellenlängen über 5.000 Ä, im kurzwelligeren Spektralbereich ein Selen-Photoelement als Strahlungsempfänger benutzt. Der Thermo- bzw. Photostrom wurde mittels Spiegelgalvanometer photographisch registriert.

Für alle Einzelheiten der experimentellen Durchführung sei auf unsere Arbeit (32) verwiesen. Zur Absoluteichung wurde im kurzwelligen Spektralbereich die Quecksilber-Normallampe von Osram benutzt, im langwelligen Spektralgebiet die Strahlung des voll belasteten Niederstrom-Reinkohlekraters (10mm RW Mira mit 30 Amp. belastet).

Dessen schwarze Temperatur wurde damals zu 3.700°K angenommen und auf dieser Grundlage die Abb. 68-71 berechnet. Eine eventuelle Erhöhung der Mira-Temperatur würde also eine geringe Verschiebung der Kurven bedingen.

Nach den nötigen Umrechnungen und Reduktionen erhielten wir die absolute spektrale Energieverteilung in Watt je cm² Krateroberfläche je Wellenlängengebiet von 1Ä Breite. Aus äußeren Gründen waren unsere Messungen auf den Wellenlängenbereich 3.500-13.000 Ä beschränkt.
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Abb. 68 zeigt als wesentlichstes Ergebnis dieser Messungen die spektrale Energieverteilung der Strahlung des Reinkohle-Niederstromkraters und des normal mit 50 Amp. und hoch mit 75 Amp. belasteten Beckbogenkraters der 7mm-Weichdochtkohle RW Sola Effekt 134. Dabei handelt es sich um die Strahlung des mittleren Krater teils höchster Temperatur.

Die Kurven sind Mittelwerte aus über 100 Einzelregistrierungen. Sie zeigen die gewaltige Überlegenheit des Beckbogens als Lichtquelle für das sichtbare Spektralgebiet gegenüber dem gewöhnlichen Niederstrombogen (unterste Kurve).

Aus der Tatsache, daß die steilen Maxima gerade in das sichtbare Spektralgebiet fallen, folgt der S. 84 besprochene hohe lichttechnische Wirkungsgrad des Beckbogens. Zu Abb. 68 ist noch zu bemerken, daß die Planckkurven etwas proportional erniedrigt sind, um einen Kurvenvergleich zu ermöglichen; die Einzelheiten werden bei der Behandlung des Temperaturproblems erwähnt werden.

Aus der Ähnlichkeit der Energieverteilungskurven mit den Planckkurven des idealen schwarzen Strahlers schließen wir, daß der Beckbogen mit der sehr großen Zahl und gleichmäßigen Verteilung der von ihm emittierten Spektrallinien (vgl. Abb. 72) als quasi-kontinuierlicher, angenähert grauer Strahler angesehen werden darf.

Ein grauer Strahler ist durch frequenz- und temperaturunabhängiges Absorptionsvermögen A (r, T) = const = a gekennzeichnet. Nach dem Kirchhoff sehen Gesetz ist das spektrale Emissionsvermögen des grauen Strahlers

Formel

wobei Es (v,T) dasjenige des schwarzen Strahlers (Plancksches Gesetz!) ist.

Wir halten also die Ähnlichkeit der gemessenen Energieverteilungskurven mit den Planckkurven nicht für Zufall, sondern schreiben ihr eine tiefere physikalische Bedeutung zu (32).

Für die Ermittlung der Dampftemperatur S. 116 wird dieser Schluß von Wichtigkeit sein. Es sei aber darauf hingewiesen, daß unsere gemessenen Energieverteilungskurven besonders im Ultrarot doch wesentlich steiler abfallen als die entsprechenden Planckkurven. Das muß an der Dichte und Intensität der das ganze Spektrum ausfüllenden Spektrallinien liegen, die im sichtbaren Gebiet offenbar besonders groß ist.

Abb. 69 zeigt, wieder im absoluten Maß gegen die Strahlung des Niederstrom-Reinkohlekraters, die Energie Verteilung des 7mm dicken Anodendampfstrahls, d. h. der Anodenflamme eines 7mm - 80 Amp.-Bogens dicht vor dem Krater. Im kurzwelligen Spektralgebiet heben sich die schon in Abb. 68 sichtbaren Zacken der sehr intensiven CN-Banden hier noch viel deutlicher heraus; sie werden durch die bei der Reaktion des Luftstickstoffs mit dem Kohlenstoff entstehenden CN-Moleküle emittiert und sind wesentlich mit verantwortlich für die S. 91 erwähnte intensive langwellige Ultraviolettstrahlung des Beckbogens.

Nach dem sehr steilen Energiemaximum im sichtbaren Gebiet fällt die Strahlungsintensität des Dampfstrahls nach langen Wellen zu viel steiler ab als die des Kraters, ein Zeichen dafür, daß im langwelligen Gebiet die Strahlung des festen Kratergrundes, die in Abb. 69 fehlt, gegenüber der Dampf-Strahlung nicht vernachlässigt werden darf.

Abb. 70 zeigt die aus einer großen Zahl von Einzelregistrierungen ermittelte spektrale Energieverteilung des hoch belasteten zischenden Homogenkohle-Hochstrombogens. Entsprechend unseren allgemeinen Feststellungen, daß beim Hochstromkohlebogen die Dampfstrahlung von entscheidender Bedeutung ist, wird nach Abb. 70 das Bild der Energieverteilung des überlasteten Homogenkohlebogens durch die intensive Bandenstrahlung des Kohlenstoffdampfes (C2-Moleküle) und der durch Reaktion mit dem Luftstickstoff entstehenden CN-Moleküle bestimmt. Die steilen Zacken im kurzwelligen Gebiet der Abb. 70 sind nach ihren Wellenlängen diesen Molekülen C2 und CN eindeutig zuzuordnen.

Überraschend war dagegen, daß auch im langwelligen Spektralgebiet, in dem eine Bandenemission der Moleküle fehlt, die ausgestrahlte Energie die des Reinkohlekraters (Mira) sehr wesentlich übersteigt.

Beachtet man dabei, daß die Energieverteilung dieser langwelligen Strahlung gemäß Abb. 70 in dem weiten Spektralbereich von 6.000 bis 13.000 A innerhalb der Meßgenauigkeit mit der Energie-Verteilungskurve eines schwarzen Strahlers der Temperatur 3.900°K zusammenfällt (wobei allerdings die Mira-Temperatur zu 3.700°K angenommen ist, was ja vielleicht zu niedrig ist!), so liegt es nahe, hier an eine Strahlung des festen Kohlenstoffs zu denken.

Man glaubte zwar lange, daß die schwarze Temperatur von 3800°K und damit die wahre Temperatur 4.000°K dem Siedepunkt des Kohlenstoffs entspräche, doch lassen verschiedene eigene Beobachtungen diesen Schluß zweifelhaft erscheinen (vgl. auch Podszus [73]-[75]).

Es lag deshalb nahe, aus Abb. 70 zu schließen, daß die schwarze Temperatur des bei dieser Belastung sicher siedenden Kohlenstoffs 3.900°K und die wahre Temperatur des Siedepunkts von Kohlenstoff wegen dessen mittlerem Absorptionsvermögen von 80% damit 4120°K betrüge (32).

Es sei aber darauf hingewiesen, daß die S.42 f. behandelten Erscheinungen des zischenden Homogenkohlebogens für eine lokal so hohe Stromdichte an der Anode sprechen, daß auch eine intensive kontinuierliche Strahlung der Kohlenstoffdämpfe selbst (Bremsstrahlung!) nun nicht unmöglich erscheint.

(Vgl. die Säulenkontraktion in Abb. 29 d und das kontinuierliche Spektrum der kontrahierten Säule Abb. 73!) Damit würde der Schluß auf eine Siedetemperatur des Kohlenstoffs von über 4.000°K hinfällig werden, doch bliebe dann unverständlich, daß die Kraterstrahlung einschließlich dieser langwelligen kontinuierlichen Dampfstrahlung (bei Annahme der Mira-Temperatur zu 3700°K) so genau der Planckkurve 3.900°K entspricht. Die Frage muß also zunächst als unentschieden offen bleiben.

Abb. 71 zeigt die absolute Energieverteilung der Strahlung der 7mm dicken Dampfschicht des hoch belasteten Homogenkohlebogens dicht vor dem Krater.

Neben der außerordentlich intensiven Bandenstrahlung des C2 und CN bemerkt man im langwelligen Spektralgebiet noch eine kontinuierliche Strahlung, die wir der Strahlung der dauernd von der Anode abgeschleuderten kleinen festen, glühenden Kohleteilchen zugeschrieben hatten, die aber auch als kontinuierliche Dampfstrahlung im Sinne unserer obigen Ausführungen aufgefaßt werden könnte.

Die spektroskopische Analyse der Bogenstrahlung ist bisher nur ziemlich oberflächlich ausgeführt worden, hat aber doch bereits eine Reihe interessanter Aufschlüsse erbracht. Weitere gründliche Untersuchungen sind dringend erforderlich.

Das Spektrum der Anodendämpfe des Beckbogens wurde vom Verfasser mit dem Darmstädter 3m-Gitter aufgenommen und durchmustert. Es besteht (vgl. den kleinen Ausschnitt Abb. 72) im Gebiet 8.000-2.200 A aus einer dichten Folge von Linien, die im wesentlichen dem Cer-Atom und (in geringerem Ausmaß) dem Ce+-Ion zugehören.

Banden treten außer den CN-Banden nicht hervor. Die Linien sind bemerkenswert scharf, und zwischen ihnen ist nur ein schwacher kontinuierlicher Untergrund erkennbar. Beide Beobachtungen sprechen gegen einen hohen Ionisierungsgrad des Leuchtdampfes, da dieser ein intensiveres Elektronenbremskontinuum bedingen würde 1).
1) Vgl. W. Finkelnburg, ..Kontinuierliche Spektren", Springer, Berlin 1938.
.

Systematische Untersuchungen über das Intensitätsverhältnis von Bogen- zu Funkenlinien sowie über Intensitätsverschiebungen bei Änderung der Bogen-belastung stehen noch aus (vgl. aber S. 121).

Zu etwas abweichenden, im Fall ihrer Bestätigung für die Theorie der Strahlungsvorgänge wichtigen Ergebnissen kommt neuerdings Th. Schmidt (90) bei einer spektroskopischen Untersuchung der Anodenflamme des Gleichstrom-Beckbogens bei 50-60 Amp. Die Ergebnisse sollen unabhängig sein vom Fabrikat der Beckkohlen.

Nach Schmidt emittiert die Anodenflamme in den Bereichen, die über 3mm vom Krater entfernt sind, ein relativ intensives Kontinuum, während die Linienemission hier zurücktritt und bevorzugt in der Bogensäule und dem von uns als turbulente Säule bezeichneten anodennächsten und kathodenseitigen Teil der Anodenflamme hervortritt.

In der eigentlichen Anodenflamme wurden (in Übereinstimmung mit unseren Beobachtungen) nur die C2- und CN-Banden gefunden (relativ schwach), in der Bogenaureole um die Anodenflamme herum ferner eine Bandengruppe bei 6.087 bis 6.037 Ä und eine Einzelbande bei 5.291 A des CaF, vier Banden des LaO bei 5600, 5380, 4418 und 4372 A, sowie schließlich zwei schwache Banden des CeO bei 4863 und 4791 A. Bei vorläufigen Photometrierungen des Anodenflammenkontinuums im Anschluß an den Homogenkohle-Niederstromkrater als Strahlungsnormal hat Schmidt eine angenähert Plancksche Intensitätsverteilung gefunden, wobei die Temperatur 6-10mm vor der Anode bei 5000-6ooo°K liegen soll.

Schmidts erste Ansicht, daß es sich bei dem Kontinuum um die Strahlung fester Kohlepartikel handeln sollte, die auch nach unseren Beobachtungen im Dampfstrom der Anodenflamme mitgerissen werden und aus dem Kohlegerüst des Dochts stammen, entfällt, wenn die Temperaturbestimmung richtig ist, da die Höchsttemperatur fester Kohleteilchen ja nur etwa 4000°K beträgt.

Schmidt nimmt deshalb neuerdings an, daß möglicherweise doch entsprechend einer S. 156 noch zu besprechenden Arbeit von Bassett (4) die Strahlung von Cerkarbidtröpfchen CeC2 für das Kontinuum der Anodenflamme verantwortlich sei, da ein Elektronenbremskontinuum mit der relativ geringen Temperatur (6.000°) und Ionisierung der Anodenflamme nicht vereinbar ist.

Eine Bestätigung dieser Ansicht sieht Schmidt in dem Befund, daß im Spektrum der S. 77 erwähnten Ersatz-Beckkohlen ohne seltene Erden im Docht die Intensität des Kontinuum stark reduziert sein soll, weil nur die seltenen Erden genügend hoch siedende Karbide besitzen 1).

l) Auf Veranlassung des Verfassers hat soeben Michel (unveröffentlicht) im Tübinger Physikalischen Institut die Anodenflamme eines Beckbogens (RW Sola Effekt 304) in verschiedenen Abständen von der Anode mit einem Steinheil-Spektographen und ergänzend mit dem großenTübinger 6m-Gitter aufgenommen.

Bei dieser Untersuchung fand sich in Übereinstimmung mit der oben erwähnten ersten Untersuchung des Verfassers nur ein äußerst schwacher kontinuierlicher Untergrund zwischen den sehr scharfen Linien des Cers, aber keine Spur des von Schmidt angegebenen intensiven Kontinuums. Das auf manchen Spektrogrammen geringer Dispersion erscheinende Kontinuum ließ sich bei der großen Dispersion der Gitterspektren deutlich in zahlreiche feine Linien auflösen.

Eine Ursache für die Abweichung seines spektroskopischen Befundes von dem unseren (bei dem allerdings die Anodenflamme nicht für sich untersucht wurde!) sieht Schmidt in der Tatsache, daß er mit einer eisenfreien Lampe gearbeitet hat und diese die Vorbedingung für die Erzielung einer völlig ungestörten Anodenflamme bilden soll, was nicht ganz unmöglich erscheint.

Im Gegensatz zum Spektrum der Beckflamme besteht das der Homogenkohle-Hochstrombogenflamme, wie S. 99 bereits erwähnt, fast ausschließlich aus den Molekülbanden des C2 und CN.

Außerdem treten die Atomlinien der Verunreinigungen Bor, Calcium, Magnesium usw. sowie ein kontinuierlicher Untergrund auf. Die Emission der C2-Banden ist besonders auffallend, weil nach Rechnungen von Zeise 1) bereits bei einer Temperatur von 5,OOO°K über 99% der C2-Moleküle in Atome dissoziiert sein sollten (18).

Die Anodenflammentemperatur beträgt aber, wie S. 118 gezeigt werden wird, sicherlich 6ooo°K. Th. Schmidt äußerte deshalb den Gedanken, daß die C2-Emission mit der Existenz fester Kohlenstoffpartikel in der Anodenflamme verknüpft sein könne. Dann müßte aber u. E. die C2-Emission wohl durch Moleküle erfolgen, die nach Verdampfung von den festen Kohlenstoffteilchen sich noch nicht ins thermische Gleichgewicht mit der Umgebung gesetzt haben.

Wir glauben, daß diese Hypothese prüfbar ist. Die aus der Intensitätsverteilung der Banden ermittelte Temperatur müßte u. E. dann nämlich unabhängig vom Verlauf der Anodenflammentemperatur mit der Entfernung von der Anodenstirnfläche und unabhängig von der Stromstärke sein.

Dem widerspricht aber eine neue Untersuchung von Oftring und dem Verfasser (29), in der die relative Änderung der Intensitätsverteilung zwischen den verschiedenen Schwingungsbanden des C2 einmal bei konstanter Stromstärke als Funktion des Orts der Emission in der Anodenflamme (Abstand vom Krater), und zweitens am gleichen Punkt der Flamme in Abhängigkeit von der Stromstärke untersucht wurde.

Die Arbeit ergab eindeutig, daß die Intensitätsverteilung in dem C2-Bandensystem bei 5.200 A sowohl von der Stromstärke als auch vom Ort der Emission in der Anodenflamme abhängt. Die Intensitätsverschiebungen lassen erkennen, daß die Schwingungstemperatur (S. 108!) der C2-Moleküle mit zunehmender Stromstärke wächst und mit zunehmendem Abstand vom positiven Krater abnimmt.

Daraus muß man wohl schließen, daß die Bandenemission im thermischen Gleichgewicht erfolgt, womit Schmidts Vorschlag zur Aufklärung der überraschend starken C2-Emission in der Anodenflamme des Homogenkohle-Hochstrombogens entfiele. Diese bleibt also bis heute unerklärt. *) H. Zeise, ZS. Elektrochemie 46, 1940, 38.

Wegen der hohen Temperatur der kontrahierten Säule ist deren Spektrum von besonderem Interesse. Da der Leuchtdampfstrom (Anodenflamme) im allgemeinen nach oben abströmt und daher mit der Säule wenig in Berührung kommt, haben wir es bei ihr mit einer Entladung in Luft mit einem geringen Zusatz von Kohlenstoffdampf und seinen Verunreinigungen (B, Ca, Mg usw.) zu tun, die wohl vorwiegend aus der negativen Kohle stammen.

Zur Aufnahme wurde (vgl. [16]) die kontrahierte Säule quer auf dem Spalt des Spektographen abgebildet, so daß das Spektrum (vgl. Abb. 73, eine der älteren Aufnahmen, da die neueren durch die (Anmerkung : Kriegs- und Bomben-) Ereignisse verloren gingen) die Verteilung der Emission im Säulenkern und den verschiedenen Hüllen zu unterscheiden gestattet.

Während im äußersten Saum nur die Linien der Atome geringster Anregungsspannung (Ca) auftreten und damit die dort geringe Temperatur anzeigen, folgen nach innen die Linien höherer Anregungspannung (z. B. Mg) sowie die Funkenlinien der einfach ionisierten Verunreinigungselemente.

In diesen Säumen werden ferner auch Molekülbanden, besonders die des CX, emittiert. Sehr aufschlußreich ist das Spektrum des Säulenkerns. Es besteht im wesentlichen nur aus einem intensiven kontinuierlichen Spektrum, das sich vom Ultrarot bis ins ferne Ultraviolett erstreckt und als Elektronenbremskontinuum ein sicheres Zeichen für den hohen Ionisierungsgrad und damit für die hohe Temperatur des Säulenkerns darstellt.

Ein weiterer Beleg für die hohe Achsentemperatur der kontrahierten Säule ist die Tatsache, daß im Säulenkern keine Banden emittiert werden, daß also offenbar alle Moleküle vollkommen in Atome dissoziiert sind. Dementsprechend treten neben dem Bremskontinuum im Spektrum des Säulenkerns nur die Atomlinien des Sauerstoffs, Stickstoffs und Kohlenstoffs auf, und zwar sehr stark verbreitert. Diese Verbreiterung kann nur als Folge der Störung der Atomemission durch die Felder der umgebenden Elektronen und Ionen gedeutet werden und ist damit ein dritter Beleg für den hohen lonisierungsgrad und die hohe Temperatur der eigentlichen kontrahierten Säule. Auch hier können erst eingehendere Untersuchungen über die Intensität und Intensitätsverteilung des Kontinuums sowie über die Linien Verbreiterungen genauen Aufschluß über den physikalischen Zustand des Säulenplasmas geben. Auf einige diesbezügliche Fragen gehen wir bei der Behandlung der Theorie der Hochstromsäule S. 191 bereits ein.