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Zur Streuung mittelschneller Elektronen in kleinste Winkel
Authors: Lenz Friedrich 
Published: March 2015

Zwischen der Streuung von Elektronen und Röntgenstrahlen an Atomen besteht bekanntlich eine enge Verwandtschaft: In die Berechnung der elastischen (kohärenten) Streuung geht derselbe Streufaktor ƒ, in die der unelastischen (inkohärenten) dieselbe Streufunktion S ein. Für die Röntgenstreuung hat sich die Berechnung von ƒ auf S aus dem Thomas-Fermi-Modell in den meisten Fällen als ausreichend erwiesen. Daß das Thomas-Fermi-Modell für kleine Streuwinkel die Werte von ƒ und S nicht ganz richtig wiedergibt, führt nämlich nur zu relativ geringen Fehlern für den Röntgenstreuquerschnitt. Völlig anders liegen in dieser Beziehung aber die Verhältnisse bei der Elektronenstreuung. Da der differentielle Streuquerschnitt für Elektronenstreuung im Gegensatz zur Röntgenstreuung den Faktor [4 π λ-1 sin (ϑ/2)]-4 enthält, kommt es hier entscheidend auf die genaue Kenntnis von ƒ und S für kleine Streuwinkel ϑ an. Wegen des schnellen Abfallens des differentiellen Elektronen-Streuquerschnitts mit wachsendem Streuwinkel ist dagegen hier die genaue Kenntnis von ƒ und S für größere Streuwinkel weniger wichtig. Da bei der Berechnung des Streuquerschnitts aus der Elektronendichteverteilung im Atom das Verhalten von ƒ und S für kleine Streuwinkel vor allem vom Verhalten der Dichteverteilung der Atomelektronen für große Kernabstände bestimmt wird, ist bei der Elektronenstreuung das Wentzelsche Atommodell, dessen Dichteverteilung für große Kernabstände exponentiell abfällt, dem nach Thomas-Fermi vorzuziehen. Der Wentzelsche Atomradius ist dabei so zu wählen, daß das Verhalten von ƒ und S für kleine Streuwinkel richtig wiedergegeben wird.
Die so gewonnenen Formeln für Einfachstreuung werden zur Berechnung der Gesamtquerschnitte, der Aufhellungsdicken und vor allem der Mehrfachstreuung nach dem Verfahren von Bothe und Molière benutzt und für Kohlenstoff, Chrom und Gold numerisch ausgewertet.
Die theoretischen Streuverteilungen werden mit Experimenten von Bibermanu. Mitarbb. einerseits und von Leisegang andererseits verglichen. Die Diskrepanzen zwischen den Meßergebnissen von Biberman und der auf dem Thomas-Fermi-Modell beruhenden alten Theorie werden erklärt. Die Übereinstimmung mit unseren theoretischen Kurven ist bedeutend besser. Bezüglich der Meßergebnisse von Leisegang bedeutet unsere Theorie keinen wesentlichen Fortschritt, da Leisegang mit einem um zwei Zehnerpotenzen breiteren Primärstrahl arbeitet als Biberman u. Mitarbb., so daß das von uns besonders untersuchte Verhalten für kleinste Winkel im Primärstrahl untergeht.
Die Streuverteilung in kleinste Winkel ist wichtig für die elektronenoptische Abbildung, da jede Berechnung der Intensitätsverteilung eines Bildpunktes im Endbild die Kenntnis der Streuverteilung des entsprechenden Objektpunktes zur Voraussetzung hat.
Struktur des amorphen Antimons
Authors: Richter H. , Berckhemer H. , Breitling G. 
Published: March 2015

Durch Aufdampfen von Sb bei gleichzeitiger Kühlung der Auffangfläche mit flüssiger Luft und bei Gegenwart von Fremdatomen (Kohlenwasserstoffen) konnten amorphe Schichten hinreichender Dicke hergestellt werden, ebenso durch Elektrolyse einer stark salzsauren Lösung von SbCl3 (explosibles Antimon). Die erhaltenen Periodenwerte, Atomzahlen und Atomabstände sind in zwei Tabellen zusammengestellt. In Übereinstimmung mit dem Sb-Gitter hat jedes Atom, abgesehen von den Randbezirken, auch im amorphen Zustand 3 nächste Nachbarn. Weiter zeigt sich, daß in den amorphen Aufdampfschichten von Sb eine mehr oder weniger ausgebildete Schichtstruktur vorliegt, die allerdings von der des zugehörigen Gitters verschieden ist. Diese Schichten folgen mit größerem Abstand (rK1 = 3,85 A) als im Sb-Gitter (r2 = rK1 = 3,37 A) aufeinander.
Im explosiblen Sb sind beide Phasen, die amorphe und die kristalline, gleichzeitig vorhanden; die kristalline allerdings in äußerst feiner Verteilung. Diese gemischte Phase wird häufig auch beim Aufdampfen erhalten. Beim Lagern bildet sich eine stärkere Ordnung in den amorphen Schichten heraus, und zwar entweder in Richtung zur Gitterstruktur oder zur Idealstruktur der amorphen Phase (Atomlagerung mit größtmöglicher Ordnung) von Sb. Bei mechanischer Erschütterung oder beim Tempern (T ≈80°C) gehen die amorphen Schichten plötzlich in den zugehörigen kristallinen Zustand über.
Numerische Rechnungen zur Kaskadentheorie Energiebestimmung von π0-Mesonen
Authors: Ott Karl 
Published: March 2015

Die Anzahl der Elektronen einer Elektronen-Photonenkaskade in Blei wird als Funktion des Abstands vom Schauerursprung für einige Primärenergien E0 (0,3 bis 300 GeV) numerisch berechnet und zwar für den Fall eines primären Photons bzw. Elektrons der Energie E0 und für ein primäres Spektrum von Photonen, wie es aus den beim Stoß zweier Nukleonen erzeugten π0-Mesonen durch π0 -2y-Zerfall entsteht. Die zugrunde gelegte Theorie der Elektronen-Photonenkaskade wurde in einer früheren Arbeit1 dargestellt.
Die Ergebnisse über die Elektronenverteilung in durchdringenden Schauern gestatten z. B. aus Nebelkammeraufnahmen2 solcher Schauer den Energieinhalt der dabei erzeugten π0-Mesonen zu bestimmen.
Außerdem wurde die von einem Photonenspektrum vom Bremsstrahltyp ausgelöste Elektronenkaskade berechnet und mit den Messungen von Blocker, Kenney und Panofsky3 verglichen.
Zum Schluß wurde noch die Möglichkeit zur Energiemessung diskutiert, wenn die Teilchenzahl im Schauerkern so groß ist, daß sie nicht mehr ausgezählt werden kann.
Messung von Abklingzeiten der Lumineszenz bei Anregung durch Elektronen
Authors: Hanle W. , Jansen H. G. 
Published: March 2015

Die von Rhode1 angegebene Methode zur Messung der Abklingzeit der Lumineszenz bei Anregung durch Elektronen wird hinsichtlich Lichtintensität und Meßgenauigkeit verbessert und zu einer Absolutmethode ausgebaut.
Bei Anthracen und anderen organischen Stoffen wird eine Abhängigkeit der Abidingzeit von Korngröße, Reinheitsgrad und den Anregungsbedingungen — Elektronen oder Röntgenstrahlen — festgestellt.
Der Mechanismus der Energieübertragung in flüssigen und festen Mischsystemen wird an mehreren Beispielen untersucht. Bei Anthracen in Naphthalin und Anthracen in flüssiger Lösung wird nachgewiesen, daß bei niedriger Konzentration des gelösten Stoffes die Energieübertragung nicht strahlungslos, sondern durch Absorption und Reemission erfolgt. Das Ansprechen der Meßapparatur bei zwei oder mehreren Strahlungsprozessen, insbesondere beim Auftreten von Sekundärfluoreszenz.wird diskutiert und gezeigt, daß hierbei die Berechnung von Abklingzeiten aus dem gemessenen Phasenwinkel wesentlichen Einschränkungen unterliegt.
Einige gasdynamische und spektroskopische Beobachtungen an angeregten Gasstrahlen
Authors: Grün A. E. 
Published: March 2015

In Gasen von 0,5-10 Torr Druck wurden Gasstrahlen erzeugt und durch ein Elektronenbündel angeregt. Manche Gase zeigen dann ein Nachleuchten, das gestattet, den weiteren Verlauf des Gasstrahls zu beobachten. Das Verfahren eignet sich für gasdynamische Beobachtungen bei kleinen Drucken. Beispiele hierfür werden gezeigt.
Weiterhin wurde die Fluoreszenz dieser angeregten Gasstrahlen spektroskopisch untersucht. Dabei lassen sich instationäre Vorgänge beim Auf- und Abbau von Plasmen stationär beobachten. Die Methode wird an Hand von Beispielen beschrieben.
Starke Fokussierung bei Beschleunigern
Authors: Dällenbach Walter 
Published: March 2015

Die Fragen der Stabilität, der Periodizität und der maximalen Elongation von Betatronschwingungen bei starker Fokussierung nach Courant, Livingstone, Snyder1 lassen sich in einfacher und anschaulicher Weise quantitativ diskutieren. Es werden auch instabile Fälle betrachtet, da sie als semistabile Schwingungen bei Linear- und Spiralbeschleunigern Bedeutung bekommen können.
Die von Rose2 beim Zyklotron diskutierte zusätzliche Fokussierung durch Querkomponenten der Beschleunigungsfelder liefert beim Synchrotron mit starker Fokussierung keinen Beitrag.
Erteilt man den N Magnet-Kombinationen eines Synchrotrons mit starker Fokussierung entsprechend den 6N Freiheitsgraden von N starren Körpern 6N Justierfehler, so lassen sich aus diesen die Bahnabweichungen erster Ordnung pro Umlauf berechnen. Durch Nachjustieren von vier dieser 6N Justierfehler können diese Bahnabweichungen pro Umlauf auf null gebracht werden.
Sind die 6 N Justierfehler unabhängig voneinander und nach bekannten Verteilfunktionen zufällig verteilt, so lassen sich die mittleren Quadrate der Bahnabweichungen durch die mittleren Quadrate der Justierfehler ausdrücken.
Bahnabweichungen pro Umlauf führen bei mehreren Umläufen zu Resonanz oder Gegenresonanz, je nachdem N φ ein gerades bzw. ein ungerades Vielfaches von π ist. Dabei bedeutet 0 < φ < π den für die Stabilität (- 1 < cos φ < + 1) charakteristischen Winkel mit φ = π/2 für die Mitte des Stabilitätsbereichs.
Ein im Vergleich zu Courant et al.1 etwas verallgemeinerter Ausdruck für die die Synchrotronschwingungen bestimmende Bahnexpansion wird in einfacher Weise abgeleitet 2a.
Die Gaydon-Banden des N2
Authors: Grün A. E. 
Published: March 2015

Ein erstmals von Gaydon beobachtetes Bandensystem des N2-Moleküls („Gaydon’s Green System“) wurde durch ein Bündel schneller Elektronen angeregt und spektroskopisch untersucht. Neue bisher unbekannte Banden dieses Systems wurden beobachtet. Die Schwingungsstruktur des Bandensystems wurde vermessen. Die Schwingungskonstanten der beiden kombinierenden Zustände des N2-Moleküls ergaben sich zu:
ωe′ = 923 cm-1; ωe″ = 766 cm-1; ωe′we′ xe′ = 13 cm-1; ωe″we″ xe″ = 12 cm-1.
Die weiche Röntgenstrahlung der ungestörten Sonnenkorona
Authors: Elwert Gerhard 
Published: March 2015

Mit der in einer früheren Arbeit abgeleiteten Ionisationsformel der Sonnenkorona werden für die Elemente großer kosmischer Häufigkeit Teilchendichten der Ionen in den in Betracht kommenden Ionisationsstufen ermittelt. Die bei den Photorekombinationen und bei frei-frei-Übergängen entstehende Ausstrahlung führt zu einem kontinuierlichen Emissionsspektrum, das in der Wellenlängenskala ein Maximum bei 30 bis 50 Å hat.
Größere Intensität liefert die Linienemission, deren Maximum bei etwas längeren Wellen liegt. Sie wird für die wesentlichen Übergänge diskutiert. Im Vergleich zu den Rekombinationen in höhere Schalen sind Elektronenstöße der wirksamere Anregungsmechanismus. Für die Berechnung der Wirkungsquerschnitte wird die Bornsche Stoßtheorie verwendet. Unter Berücksichtigung der Selbstabsorption werden Spektren der Strahlung der ungestörten Korona für verschiedene Temperaturen angegeben. Mit der berechneten Eigenstrahlung der Korona wird die Gültigkeit der verwendeten Ionisationsformel kontrolliert.
Auf die Bedeutung der Röntgenstrahlung für die Bildung der normalen ionosphärischen E-Schicht wird hingewiesen.
Bemerkungen zur Thermodynamik der Lösungen von Gasen und festen Stoffen in Flüssigkeiten
Authors: Mauser Heinz , Kortüm Gustav 
Published: March 2015

Die thermodynamischen Größen gelöster fester oder gasförmiger Stoffe werden im allgemeinen auf einen „idealisierten“, physikalisch nicht realisierbaren Zustand bezogen. In diesem sind die gelösten Stoffe denselben Kräften unterworfen wie in unendlich verdünnter Lösung, liegen jedoch in der Konzentration 1 vor. Diese Normierung gibt die Möglichkeit, Nichtelektrolytlösungen in einem eng begrenzten Gebiet kleiner Konzentrationen formal wie ideale Mischungen zu behandeln. Doch wird die an sich schon beträchtliche Unanschaulichkeit der Thermodynamik durch derartige willkürlich festgesetzter Definitionen noch unnötig vergrößert, die Erkenntnis der realen Zusammenhänge wird infolgedessen erschwert, und auch der Begriff der „ideal verdünnten Lösung“ verführt zu Trugschlüssen.
Im folgenden wird die reine reale Phase, die mit der gesättigten Lösung im Gleichgewicht steht, als Bezugszustand gewählt. Dadurch vereinfacht sich die Thermodynamik der Lösungen in experimenteller wie auch in theoretischer Hinsicht. Darüber hinaus ergibt sich die Möglichkeit, bei Kenntnis der Löslichkeit eines Stoffes eine erste Näherung, bei zusätzlicher Kenntnis der idealen Löslichkeit eine zweite Näherung für die chemischen Potentiale gelöster Stoffe anzugeben. Für das Verteilungsgleichgewicht von Jod zwischen Wasser und Schwefelkohlenstoff wurden die Näherungswerte berechnet und mit experimentellen Werten verglichen.
Die Komplexbildung zwischen Silber- und Rhodanidionen in wässerigen Lösungen
Authors: Leden I. , Nilsson R. 
Published: March 2015

I. Die Komplexbildung zwischen Silber- und Rhodanidionen bei wachsender SCN- Konzentration kann wie folgt beschrieben werden:
1. Ag++ SCN- ⇄ AgSCN und AgSCN + SCN- ⇄ Ag(SCN)2
-. Für ca. 10-3 m. SCN - Konzentrationen endet die Komplexbildung bei diesem Schritt (vgl. n̄-Kurve, Abb. 2).
2. Die Komplexbildung geht dann bis zur „maximalen“ (vgl. Bjerrum**) Koordinationszahl 4 weiter:
Ag(SCN)2
-+SCN ⇄ Ag(SCN)3
2- und Ag(SCN)3
2-+SCN- ⇄ Ag(SCN)4
3-.
3. Ag(SCN)4
3--Ionen kondensieren gemäß Reaktionsschema (5) zu mehrkernigen Komplexen Agm(SCN)2m+2
-(m+2), was in gesättigten Lösungen um [SCN-] = 1/4 m. merkbar wird.
II. Die Löslichkeit l des Silberrhodanids kann durch Gl. (16) mit den Konstanten aus Tab. 4 beschrieben werden.
III. Die Löslichkeit ld des Natriumdirhodanoargentats folgt der Gleichung: ld = 0,12 [SCN-]2 (Ionenstärke 4 m.). Danach kommt das Silber in den mit NaAg(SCN)2 gesättigten Lösungen praktisch nur als Agm(SCN)2m+2
-(m+2) vor. Die Umwandlung von AgSCN(s) zu NaAg(SCN)2(s) findet statt, wenn [SCN-] den Wert 0,53 m. überschreitet. ([Na+]=4m.).
IV. l und ld sind neben sämtlichen Komplexionenkonzentrationen der gesättigten Lösungen in Abb. 2 eingetragen. Wegen der obengenannten Umwandlung der festen Phasen ändert sich die Neigung sämtlicher Kurven diskontinuierlich für [SCN-] = 0,53 m.
V. Wo die Löslichkeit genügend groß war, um stabile EMK zu erhalten, wurden potentiometrische Messungen in ungesättigten Lösungen durchgeführt. Solch große Löslichkeit wird nur erreicht, wenn praktisch alles Silber als Agm(SCN)2m+2
-(m+2) vorhanden ist. Die Komplexkonstanten dieser Ionen können mithin nach beiden Methoden — Löslichkeit und Potentiometrie — berechnet werden (vgl. Tab. 9).
The Determination of Meson Multiplicity at about 20 BeV
Authors: McCusker C. B. A. 
Published: March 2015

Die bei der Bestimmung der Multiplizität von solchen Mesonen, die bei Zusammenstößen von Nucleonen mit Energien von ungefähr 20 BeV entstehen, auftretenden Schwierigkeiten werden diskutiert. Es ergibt sich, daß es notwendig ist, bei dieser Untersuchung,
a) Wasserstoff zu verwenden, um Verwechslung mit Kaskaden innerhalb des Kernes zu vermeiden,
b) dünne Schichten zu benutzen, um die Zahl der Kaskaden nach dem ursprünglichen Stoß möglichst klein zu halten,
c) die Empfindlichkeit des Geräts gegen Ereignisse mit wenigen oder nicht geladenen Teilchen soweit als möglich zu reduzieren.
Nimmt man an, daß viele der geladenen Teilchen, welche bei Zusammenstößen mit Kohlenstoff und schwereren Elementen erzeugt werden, die Folge von Kaskaden innerhalb des Kernes sind, so scheint es derzeit möglich, unter Beachtung der obigen Punkte das ganze experimentelle Material in Einklang zu bringen. Die Multiplizität von Mesonen, welche in Zusammenstößen von Nucleonen mit Nucleonen erzeugt werden, scheint etwas kleiner zu sein, als sie in den Theorien von Fermi und Heisenberg vorausgesagt wurde.
The Branching Ratio of Kr85m from Fission Yield Studies
Authors: Blades A. T. , Thode H. G. 
Published: March 2015

To J. Mattauch for his 60th birthday
The fission yield of the 85 mass chain has been determined both at Kr and Rb with a mass spectrometer using isotope dilution techniques. This has made possible a direct determination of the branching ratio of Kr85m which turns out to be 0.28. Thus 22°/o of the metastable isomer (Kr85m) decays to the Kr85 ground state.
Fremdgasbehinderte und reine Molekularströmung durch eine vielfach geknickte Röhre als Modell für ein Porensystem
Authors: Hiby J. W. , Pahl M. 
Published: March 2015

Es wird eine Formel abgeleitet für die molekulare Gasströmung (mittlere freie Weglänge der Moleküle bezüglich gegenseitiger Zusammenstöße λ ➝ ∞ ) durch eine vielfach geknickte Röhre vom Durchmesser 2 a. Neben den Wandstößen sollen noch wenige Zweierstöße mit schweren Fremdgasmolekülen (isotrop streuenden Zentren) auftreten können. Ist die mittlere freie Weglänge der strömenden Moleküle bezüglich der Stöße gegen Fremdgasmoleküle Δ≫ die Länge 2 L eines geraden Rohrteilstückes, so läßt sich die fremdgasbehinderte Strömung als Funktion des Fremdgasdruckes (∼ 2α/Δ) bei beliebigem Parameter L/a angeben. Bei gleichem Dichtegradienten dn/dx folgt für das Verhältnis zwischen behinderter (NΔ) und reiner Molekularströmung (NΔ∞)
ΝΔ/ΝΔ∞=1—ϰ (2α/Δ),
worin ϰ eine Funktion von L/a bedeutet. Für kurze Teilstücklängen (2 ≦ L/α ≦ 10) werden errechnete Werte von ϰ mitgeteilt.
Den Fall von Röhren mit langen Teilstücken (L≫ α) haben bereits Pollard und Present behandelt. Wir finden für NΔ∞ exakt denselben Ausdruck. Hingegen unterscheidet sich unser Ergebnis für NΔ im Zahlenwert einer Konstanten. Die Diskrepanz wird geklärt.
Schließlich wird die rein molekulare Leitfähigkeit (D0) L der vielfach geknickten Röhre verglichen mit derjenigen einer langen, geraden Röhre. Es ergibt sich ein Quotient
(D0L/(D0) L′➝∞ = f(L/α) ≦ 1,
der für L/a=3 den Wert 0,8 annimmt. Dieses Ergebnis wirft ein Licht auf die rein molekulare Leitfähigkeit von unregelmäßigen Porensystemen, z.B. in einem Pulverhaufwerk; sie wird bekanntlich experimentell gefunden als lineare Extrapolation der Poiseuille- Geraden zum Mitteldruck Null und ist damit gegeben durch den Wert des Gleitungsgliedes 0,81 (D0)L′➝∞. Dies führt zu der modellmäßigen Vorstellung eines Netzwerkes von Röhren mit L/a ≈ 3.
Selbstdiffusion in geschmolzenem Indiummetall
Authors: Lodding A. 
Published: March 2015

Der Selbstdiffusionskoeffizient D von flüssigem Indiummetall wurde in dem Temperaturbereich 170° C —750° C mittels einer Kapillarenmethode gemessen. Die Ergebnisse können mit der Formel
D=28,9 · 10-5 exp (-2430/RT)
ausgedrückt werden.
Wechselwirkung zweier starker eindimensionaler Stoßwellen
Authors: Hain Klaus 
Published: March 2015

In der vorliegenden Arbeit werden die beiden möglichen Arten der Wechselwirkung, nämlich Zusammenstoß und Überholen, zweier starker eindimensionaler Stoßwellen behandelt, die ihre asymptotische stabile Form, die Homologie-Verteilung mit k=0,39, schon erreicht haben.
Die Ergebnisse der numerischen Rechnungen lassen den Schluß zu, daß beim Zusammenstoß die zeitliche Entwicklung der Stoßwellen, die man jetzt nicht mehr als stark approximieren kann, im wesentlichen unabhängig von der anfänglichen MACHschen Zahl ist und daß alle Stoßwellen nach Erreichen desselben homologen Abstands ξ (ξ= — 0,7), gemessen vom Orte des Zusammenstoßes x (ξf=1) aus, praktisch verschwinden. Die Rechnungen für das Überholen beweisen erneut die Stabilität der Homologie-Lösung k=0,39, da nach dem Zusammentreffen die Gesamtverteilung sehr schnell wieder zu dieser Homologie-Verteilung zurückkehrt.
The Cascading Problem in a Water Distillation Plant for Heavy Water Production
Authors: Cerrai E. , Silvestri M. , Villani S. 
Published: March 2015

A criterion for the designing of minimum specific volume cascades is generalized to be applicable in the case of large enrichments of the stages.
The practical solution of the cascading problem is also described for a water distillation plant for heavy water production which is supposed to use geothermal steam from the Larderello zone (Tuscany), taking into account the variability of the separation factor within the columns, due to the pressure drop.
Die niedersten optischen Anregungszustände des Naphthalinkristalls
Authors: Griessbach Dieter , Will Georg , Wolf Hans Christoph 
Published: March 2015

Quantitative Messung des Absorptionsspektrums der beiden ersten Elektronenübergänge in Naphthalin-Kristallen in der ab-Ebene, getrennt nach den Richtungen a und b, Messung des Fluoreszenzspektrums an den 3 Kristallebenen und besonders eingehende Messung der Aufspaltungskomponenten des ersten 0.0-Überganges führten zu folgenden Ergebnissen:
1. Im Kristall kommen im untersuchten Bereich zu den Elektronen-Niveaus des Moleküls keine neuen hinzu.
2. Wesentliche Kristalleigenschaft ist die Aufspaltung des ersten 0.0-Überganges in 2 Komponenten. Nur für ihn konnte eine Aufspaltung sicher nachgewiesen werden.
3. Die Schwingungsbanden sind im Übergang I sicher, im Übergang II wahrscheinlich parallel der kurzen Molekülachse polarisiert.
4. Die Diskussion der experimentell nach Größe und Richtung festgelegten Übergangsmomente der beiden 0.0-Komponenten erfolgt in der folgenden Arbeit.
Die Erzeugung von Stoßelektronen beim Durchgang von energiereichen µ-Mesonen durch Eisen und Blei
Authors: Pfeiffer U. 
Published: March 2015

Beim Durchgang von energiereichen μ-Mesonen durch dichte Materieschichten finden an den Elektronen des durchquerten Materials zahlreiche Stoßprozesse statt. Nur wenige der angestoßenen Elektronen erhalten genügend Energie, um die Schicht verlassen zu können. Die von den Elektronen erzeugte Bremsstrahlung und der damit zwangsläufig verbundene Anteil von COMPTON-Elektronen erreicht infolge der exponentiellen Absorption der γ-Quanten erst nach größeren Materialschichtdicken meßbare Werte.
Der Anteil der COMPTON-Elektronen bei den in der WILSON-Kammer beobachteten Sekundärelektronen aus Eisen und der Einfluß der Rückwärtsstreuung auf die Anzahl der das Material in der Bewegungsrichtung des Mesons verlassenden Elektronen bei Eisen und Blei werden angegeben.
Ferner werden die Winkelverteilungen der Stoßelektronen in Abhängigkeit von der Energie nach Verlassen des durchquerten Materials untersucht.
Über supraleitende Verbindungen des Niob
Authors: Schröder Erich 
Published: March 2015

Durch magnetische Übergangsmessungen an 15 Nb-N-Proben unterschiedlichen Stickstoffgehalts ist es möglich, dem von BRAUER und JANDER aufgestellten Phasendiagramm des Systems Nb-N die Übergangstemperaturen zur Supraleitung zuzuordnen 1,2. Dabei erweisen sich die hexagonalen Modifikationen NbN I und Nb2N bis 1,94°K als nicht supraleitend. Die höchsten Sprungpunkte kommen der Phase mit Steinsalzgitter - NbN III - zu. Präparate, die mit geringen Sauerstoffbeimengungen verunreinigt sind, durchlaufen die Übergangskurven reversibel, dagegen zeigen die von Sauerstoff völlig freien Proben einen Hysteresiseffekt, wie er bei einer Überhitzung auftreten sollte. Die Ursache dieser Erscheinung kann noch nicht eindeutig aufgeklärt werden. Die Sprungpunkte der Präparate mit kubischem Gitter sind gemäß Tk=α V11 von dem Volumen der Elementarzelle abhängig.
Die Anfangssteigungen der Schwellwertkurven liegen bei äußeren Feldern bis zu 150 Oe zwischen - 120 und -240 Oe/Grad in guter Übereinstimmung mit kalorischen Messungen von ARMSTRONG. Im Gegensatz dazu werden an einem Sinterstäbchen Steigungen der Schwellwertkurve bis -11 500 Oe/Grad gemessen, die mit einer netzartigen Aufspaltung der s-leitenden Bereiche bei großen äußeren Feldern zu erklären sind.
Die reine β-Phase des NbD und NbH wird oberhalb 1,94°K nicht supraleitend, doch wird der Sprungpunkt des Nb bei geringem Einbau von Deuterium (bis 9 Atom-%) etwas erhöht. Parallel dazu läuft eine Gitteraufweitung