et metals fordampningshastighed i en luftartgymarkiv.sdu.dk/mfm/kdvs/mfm 1-9/mfm-3-3.pdfforløb ikke...
TRANSCRIPT
Det Kgl . Danske Videnskabernes Selskab .
Mathematisk-fysiske Meddelelser . III, 3 .
ET METALS FORDAMPNINGS -HASTIOHED I EN LUFTART
A F
SOPHUS WEBE R
KØBENHAVNHOVEDKOMMISSIONÆR : ANDR. FRED . HØST & SØN, KGL . HOF-BOGHANDE L
BIANCO LUNOS BOGTRYKKER I
1920
§ 1 . Et Stofs Fordampningshastighed under forskellige
fysiske Omstændigheder har tidligere været Genstand fo r
en Række Undersøgelser, idet man baade har undersøg t
Fordampningshastigheden i Vakuum 1 og i en Luftatmo-
sfære,' naar denne er i Temperaturligevægt med del fordam -
pende Stof. Da det imidlertid ogsaa er af stor Betydning a t
kende et Stofs Fordampningshastighed samt dennes Af-
hængighed af Luftartens Tryk og fysiske Egenskaber, naar
der er Forskel mellem Stoffets og den omgivende Luftart s
Temperatur, skal jeg i det følgende prøve paa at béhandl e
dette Spørgslnaal . Dette Problems Løsning har ogsaa Inter-
esse for Glødelampeindustrien, siden man i de saakaldte
Halvwattlamper omgiver Glødelegemet med en, -Luftart for
at formindske dettes Fordampning . Paa denne Maade for -
hindres del nemlig, at Wolframmolekylerne, saaledes so m
i Vakuumlampen, flyver retlinet hen til Glasvæggen ; i Stedet
herfor foregaar der i Halvwattlampen en Diffusion af Wol-
frammolekyler gennem den omgivende Luftart .
Havde vi nu her al gøre med en stillestaaende Luftart ,
var Problemet ganske simpelt . I dette Tilfælde vilde Wol-
frammolekylernes Diffusionshastighed, og altsaa ogsaa Gløde -
legemets Vægtlab, være omvendt proportional med Luft -
artens Tryk, men dette gælder naturligvis ikke her, d a
1 MARTIN KNUDSEN : Ann, d . Ph . 47 . p . 697, 1915 . I . LANGMUIR : Ph .
Review. 2, p . 329, 1913 .
2 J . STEFAN : Wien . Ber . 83, p . 943, 1881 . J . v. PALLICH : Wien . Ber :
106, p . 384, 1897 .
4
Nr . 3 . SOPHUS WEBER :
Glødelegemets højere Temperatur giver Anledning til Strøm-
ninger i Luftarten, og disse gør ogsaa deres Indflydels e
gældende paa Diffusionens Forløb .
For at undersøge, hvorledes Fordampningshastighede n
herved forandres, maa vi først beregne disse Strømninge r
og derpaa deres Indflydelse paa Diffusionen, men neto p
Beregningen af de Strømninger, som apstaar ved den frie
Konvektion, er et saa vanskeligt matematisk Problem, at
det endnu ikke er lykkedes at gennemføre den matematiske
B ehandling l,z
I et enkelt Tilfælde er det imidlertid muligt at under -
søge dette med Tilnærmelse, idet vi gør Brug af forskellige
Antagelser, som L . LORENZ 3 har anvendt ved Beregningen
af en vertikal Plades Varmetab, naar denne afkøles frit i
Luften .
§ 2. Lad os betragte en uendelig bred, lodret staaend e
Plade (Fig. 1), hvis Højde er H, og hvis Temperatur er
1 SmI . A . OBERBECK : Ann . d . Ph . VII, 1879 . p . 271 .
z Beregning af et Legemes Varmetab i strømmende Vædsker er be-
handlet af BOUSSINESQ (Théorie analytique de la chaleur, II, 1903) og af
A . RussELL (Ph . Mag . 20, 1910, p . 591). Gaaende ud fra at Vædsken er
diatherman, gnidningsfri og usammentrykkelig, samt at Strømningen s
Forløb ikke forandres ved Temperaturfaldet, kan BOUSSINESQ gennemfør e
den matematiske Behandling i enkelte Tilfælde. Gaar man ud fra de
samme Forudsætninger, er det ogsaa muligt at beregne Legemets For-
dampningshastighed . Man finder saaledes, hvis man betragter en Cylinder ,
som har Diametren 2r, og som befinder sig i en strømmende Luftar t
eller Vædske, hvis Strømningsretning er vinkelret paa Cylinderens Akse ,
og hvis Strømningshastighed i stor Afstand fra Cylinderen er w, at de n
fra Cylinderens Overflade bortdiffunderede Mængde, h, pr . cm' og per
sec . er bestemt ved :
_ 4 , /w.Dh
n 11 i~, r ' Co ,
hvor D er Diffusionskoefficienten og 6p Concentrationen ved Cylinderen s
Overflade . Jeg skal imidlertid i en senere Afhandling komme nærmere .
ind pas.. disse Beregninger.a L . LORENZ : Ann . d . Ph . XIII, 1881, p . 582 .
Et Metals Fordampningshastighed i en Luftart.
5
T + B0, medens den omgivende Lufts Temperatur i uendelig
Afstand fra Pladen er T. Med LORENZ kan vi nu med Til -
nærmelse antage, at de opstaaede Strømninger kun foregaa r
vertikalt, altsaa parallelt med Pladen, og at Strømnings -
hastigheden, w, alene afhænger af Afstanden fra Pladen ,
altsaa alene afhænger af x-Koordinaten . I dette Tilfælde er
Fig . 1 .
Strømningen i den stationære Tilstand bestemt ved følgend e
Ligning :
hvor î betegner Luftartens indrè Gnidning og p dens Vægt -
fylde .
Hvis A ikke er for stor i Sammenligning med T, finde r
vi med Tilnærmelse heraf :
d2 w
Ø
dx2= (Px P~)'g =
g •
d2 LU
~ dx 2 = (Px- Px) g,
(1)
6
Nr. 3 . SOPHUS WEBER :
Lad os nu undersøge, hvorledes det gaar med Tempe -
raturen af den omgivende Luft . Betragter vi en lille Luft -
masse, soin stiger til Vejrs i Punktet A, har denne i dett e
Punkt Temperaturen T. Under Strømningen stiger nu denn e
Luftmasses Temperatur og vedbliver at stige, indtil de n
har opnaaet sin højeste Temperatur, T + O . Naar dette er
sket, strømmer Luftmassen videre med Temperaturen T-}- 0
uden at opvarmes yderligere. Lad os antage, at Luftmassen
har naaet sin højeste Temperatur i Afstanden h. fra x-Aksen ,
og at h er mindre end H. For z = H, er altsaa d0 = O .
Hvad denne sidste Antagelse angaar, ser man let, at
denne er desto bedre opfyldt, jo nærmere Luftlaget ligger
ved Pladen, altsaa for de Luftlag, for hvilke x er en lill e
Størrelse . Dette er for det følgende af stor Betydning, da
netop de Luftlag, som ligger tættest inde ved Pladen, e r
bestemmende for Pladens Varmetab og dens Fordampnings -
hastighed .
Ved Hjælp af denne Antagelse ses det let, naar man
betragter Lamellen, Hdx, at Temperaturfordelingen i de n
omgivende Luft med Tilnærmelse bestemmes ved Ligningen :
d2 0w•px•cp(T+e-T) = k' dx z • H
ellerd2 0
px•cp uß•0= k•H•dx2'
( 2 )
hvor k er Luftartens Varmeledningsevne og cp dens Varme -
fylde .
Da px, k og rl er bekendte Funktioner af Temperaturen ,
kan man nu indsætte disses Middelværdier i Ligningerne
(1) og (2) .
.
I dette Tilfælde bliver Differentialligningerne (1) og (2)
0
ri d2 iU
0 = 9 T +p dx 2
(3)
og
Et Metals Fordampningshastighed i en Luftart.
dß=
dwx= cc, w= 0, 0= 0,
-dx 0
_' dx-
O .
Transformerer vi Ligningerne (3) og (4) ved Hjælp af
x = a • xx, w = (~ • w 1 og e - 0 0 . 8 1 faas, naar
14/ rl•k•H•T
~a=
p2 cr g 00 og
2
2
0= 01
+ dx 2 og0 1 w 1 = d2°1
. (5 ) og (6)
Grænsebetingelserne bliver efter Transformationen :
x 1 =0 w1 =0 e 1 - 1x 1 =
w 1 =0 0 1 -0.
Ved denne Transformation har man altsaa opnaaet, a t
der kun optræder Talkoefficienter i Ligningerne, samt a t
alle Grænseværdier er rene Tal ; heraf følger, at der i disse
Ligningers Integraler ogsaa kun kan forekomme Talkoeffi-
cienter. Disse Integraler kan derfor fremstilles ved Potens -
rækker i x1 , hvis Koefficienter alle er rene Tal .
Da imidlertid 0 = 0 for x 1 = co, er det simplere at
transformere Ligningerne (5) og (6) ved Hjælp af
1x l = lognat g '
Ligningerne (5) og (6) bliver da :
d2
dd el (1 - J)2 - e l (1- y) = 0 1 ' wl
2dÿ21 (1-1)2 -d~ (1-ÿ)-f-01 = 0 .
k
d2 0
p c~,H
dx2
med Grænsebetingelserne :
x=0, w=0, 0=0 0
e•w = (4)
k•g•H• 0 0n•cP •T '
8
Nr. 3 . SOPHUS W ES .CR :
Integralerne for disse Ligninger kan nu skrives :
el - 1 + b ly + b 2 y 2 + . . . . + bny n + . . . .og
w 1 = a1 y + a 2 y2 + - . . . + an yiz + . . . .
hvor a1 , a 2, a 3 . . . . og b 1 , b2 , b3 . . . . alle er rene Tal .Grænsebetingelserne cr her :
y=0 w 1 =0 0 1 = 0g=1 w 1 =0 0 1 = 1
Koefficienterne a1 , a 2 , a 3 . . . , b1 , b2 , b3 . . . kan nu bestemmesved Tilnærmelser, idet man hver Gang tager flere og fler eLed i Rækkeudviklingerne med . Heraf findes :
w 1 = 0,587y-0,207y 2 -0,204y3- . .
Sætter vi t~ - k (for enatomige Luftarter er = 1,5) ,cp• T
fåas :
a•
=H . 3 T00 3
zv
(0,59x-0,50x2- . . . .) .
Ved Hjælp af dette Udtryk kan Hastighedens Afhæn-gighed af Afstanden fra Pladen undersøges . I kort Afstandfra Pladen, x ca . 0,6, har Hastigheden, saaledes somman ogsaa maatte vente, et Maximum 1.
§ 3 . Da vi nu har fundet et Udtryk for de ved Konvek-
tionen opstaaede Strømninger, kan vi gaa over til at under -søge disses Indflydelse paa Diffusionen. Lad os igen betragtePladen H i den stationære Tilstand. I dette Tilfælde faarvi, at Diffusionen's Forløb bestemmes ved Differentiallig-ningen :
dø
d2cs d
tv'dz
D ~dx2 + dz 2 ~
(7)
hvor betegner Concentrationen i Punktet (x, z) og D Dif-fusionskoefficienten . Grænsebetingelserne er her :
-1 Beregner man ved Hjælp af detforegaaendeUdtrykket-k ( l /
dx x-D ,findes naturligvis LORENZ ' S bekendte Formel for Varmetabet for en Plade ,
som afkøles frit i Luften .
Et Metals Fordampningshastighed i en Luftart .
x= ~ w=0~x
=0 ~ = 0
x = 0 w = 0
~ =
hvor Værdien for ao i dette Tilfælde kan beregnes af den
kendte Værdi for Metallets Damptryk I.
For at integrere Ligning (7) maa vi, nu gøre den An-
tagelse, at alene de Luftlag, som ligger tættest inde ve d
Pladen, er af Betydning for Diffusionens Forløb 2 . Er dett e
nemlig Tilfældet, kan vi se bort fra de højere Potenser a f
x i Udtrykket for w.
Hvis vi desuden ser bort fra Diffusionen i Strømnin-
gens Retning, hvad sikkert er tilladt, da Størrelsen D
I MARTIN KNUDSEN : Ann . d . Ph . 47, 1915, p . 697, I . LANGMUIR : Ph. Z .
1913, p . 1273 .2 At denne Antagelse er berettiget, kan man let paavise for Varme -
tabets Vedkommende. Af denne Forudsætning følger nemlig, at to parallell e
Traade, som begge afkøles frit i Luften, kun paavirker hinandens Varme -
tab, naar de bringes meget tæt til hinanden . At dette virkelig er Tit -
fældet, paavises let experimentelt f. Eks . ved at nærme to parallell e
glødende Traade til hinanden eller ved at undersøge Varmetabet for e n
Spiral, som rækkes længere og længere ud . Paa denne Kendsgerning
synes det, at LANGMUIR (Phys . Rev . 34, 1912, p . 401) har bygget sin Ar-
hejdshypothese, i Følge hvilken Konvektionen virker ganske paa samm e
Maade, som om Varmeafgivelsen alene foregaar ved Ledning i et nsta-
tionært« Lag inde ved den varme Traads Overflade . Denne Arbejds-
hypothese, som han liar udarbejdet nærmere, gengiver temmelig god t
Maalingerne for glødende Traades Varmetab . Overensstemmelsen hidrører
imidlertid for en stor Del fra, at han bestemmer den ubekendte Stør-
relse, Lagets Tykkelse, ved Hjælp af de experimentelle Maalinger . Man
kunde derfor ogsaa tænke sig, at LANGMUIRS Teori kunde gengive Dif-
fusionens Forløb, men det viser sig hurtigt, at dette ikke er 'rilfældet .
Anvender man nemlig de Værdier, som LANGMUIR ved Hjælp af Varme-
tabet har fundet for det stationære Lags Tykkelse, viser det sig, at ma n
ved Atmosfæretryk finder Værdier for Fordampningshastigheden, som e r
ca. 7 Gange for smaa (sml . senere) . Da desuden Fordampningshastigheden s
Afhængighed af Trykket heller ikke stemmer med Forsøgene, skal je g
ikke her komme nærmere ind paa LANGMUIRS Theori . Jeg haaber imid-
lertid senere at komme tilbage hertil i Forbindelse med LORENZ' S Be -
regning af en Plades Varmetab .
10
Nr . 3 . SOPHUS WEBER :
i næsten alle Tilfælde er meget lille i Forhold til Størrelse n
dO
IA', gaar Ligning (7) over til :
do _ d 2 d
m x dz
D dx2
(8)
hvor m er bestemt ved det ovenfor fundne Udtryk for w .
Sættes i Ligning (8) o (x) • e Pz, faas en Ligning
for w, som kan løses ved Hjælp af Cylinderfunktioner ,
men vi kan her gaa en hurtigere Vej, idet vi indfører e n
g = xD . z
herved bliver Ligning (8) l
d2o y2 d o
dy t + 3 dy
//
~
~ = A -}- Be- T) '13 dy .
Grænsebetingelserne er
~ = o 0
0-0,do
= 0dy
faas
A = 0 og
= B e 9s' dy .
Integralets underste Grænse maa være oo, da o = 0
for x = y = oo . Desuden er da ogsaa Betingelsen o = 0
for z = 0 tilfredsstillet, thi for z = 0 er g = Go .
Da endvidere 0 = 00 for y = 0, faas :
~ y
hvor r (1 + A) = 3-r O = 0,893 .a
Ligningend = m•xn • dz kan integreres paa samme Maade, idet
n+2
man sætter g = x• -z m
.
0 0
pr a i
_ ~ 's/-
e- s~ `'`dy
y9 ' r (i + s
ny Variabel 3-l72-1
0
hvoraf
Da
Et Metals Fordampningshastighed i en Luftart .
1 1
Vi faar altsaa :
y 9I' ( 1 +s) ~(10+s)
dcp m~ -x V 9D• z
idet vi har indført den nye Variable cp = 37 =V9
Er dQ den Mængde, som føres bort fra Fladeelementet,
1 X dz, i Tidsenheden, findes :
dQ -D•I d~1x_o •dz = -D r 1 ~° ~ dz d~~3 dcp
\\
( + 3)
dx ,
3 _m
-x 9Dz x= 0
hvoraf
Heraf findes i
SH s -
Q
dQo2
f (1 +
1n = 0,59 H' o ' 0 ° 3 i/Pl j/p ,.10
idet pi betegner Luftartens Vægtfylde ved Trykket 1 Dy "/ct„ z
og p dennes Tryk .
§ 4. Vi skal . nu gaa over til at betragte Diffusionsko-
efficienten D . Ved' Integrationen af Ligning (8) har vi an -
e Den almindelige Løsning af det her behandlede matematiske Pro-blem er som bekendt givet af FOURIER i hans Undersøgelser over Varme -
ledningen, medens den her givne specielle Losning af denneRandværdiopgav e
og ovenstaaeude Formel først er afledet og nærmere udarbejdet af H . C .
BURGER i hans Dissertation : Oplossen en Groien van Kristallen, Utrecht,1918 . Saaledes som DR . BURGER ogsaa har meddelt mig, er det mulig t
at naa det her vundne Resultat, nemlig at Fordampningshastigheden e r
proportional med 1/p, ved Hjælp af en , Dimensionsbetragtning (smin .
H . C . Burger : Proc . Kon . Akad . van . Wet . Amsterdam, Vol . XXI, No . 3 ,
p. 271 .)
DdQ
_ _ d °
l' (1+3) V 9Dz
. rrtl/ :' . D'/3
hvor
12 Nr . 3 . SOPHUS WEBER :
taget, at D er uafhængig af Concentrationen c . Dette er i
det simple Tilfælde, hvor Metallets Damptryk er forsvin-
dende i Sammenligning med Trykket af den omgivende
Luftart, ogsaa rigtigt, idet vi i dette Grænsetilfælde ifølge
den almindelige kinetiske Teori (O . E. MEYER) finder : 1
D = 3 S-21• X1 ,
hvor Q1 er Metalmolekylernes Middelhastighed og X1 deres
frie Middelvejlængde i Blandingen . Da Metalmolekylerne s
Antal pr. cm3 kan antages at være forsvindende i Sammen -
ligning med den omgivende Lufts Antal Molekyler pr . cm 3,
faas, naar denne sidste Størrelse kaldes n ,
1
7r (s,+s,)2 . • Vmi +m2
2
m1
hvor m l , m,, sl og s 2 henholdsvis betegner Molekularvæg -
r Ved Afledningen af denne Formel forudsættes, at Middelvejlængden
er lille i Forhold til Apparatets Dimensioner, d. Er dette ikke Tilfældet,X
maa X1 erstattes med et Udtryk 'af Formen : 1 , idet vi lier faar
1+k•
den Korrektion, som er analog med Glidningen og Temperaturspringet .
Betragter vi nu en Blanding af en let og eu tung Luftart f. Eks . Argo n
og Helium, ses let, at denne Korrektion er relativt' større ved stort Pro-
centindhold He end for stort Procentindhold Argon . Denne Korrektion
er dog næppe tilstrækkelig til at forklare Diffusionskoefficientens Varia-
tion med Blandingsforholdet, saaledes som denne er funden i Forsøgene ,
da disse er foretaget med et Rør, hvis Diameter var 9 mm og ved e t
Totaltryk paa 1 Atm . (sml . Loxrus : Ann. d . Ph . XXIX, 1909, p . 664).
Ved lavere Tryk eller smaa Dimensioner kan Korrektionen imidlerti d
blive meget betydelig, idet man dog maa lægge Mærke til, at Diffusionen
antager en ganske anden Karakter, hvis den frie Middelvejlængde bliver
stor i Forhold til Apparatets Dimensioner . I dette Tilfælde maa de to
Luftarter bevæge sig uafhængigt af hinanden, og Strømningerne maa d a
foregaa ifølge Lovene for Molekularstrømningen (sml . MARTIN KNUDSEN :
Ann. d . Ph . 28, 1909, p . 114).
Al =
Et Metals Fordampningshastighed i en Luftart.
1 3
tene og Molekulardiametrene for Metallet og den omgivend e
Luftart .
Vi faar altsaa ifølge O . E. MEYER'S Teori
D
1 1 1 l/ ml
3~c s i ß-- s 2 n { int + m9 '
2 )
Da det imidlertid har vist sig, at O . E. MEYER ' S Teori
for Diffusionen stemmer mindre godt med Erfaringen, skal
jeg her sammenligne denne Formel med den, som afledes
ved at anvende den MAXWELL-STEFAN'Ske Teori, der e r
udvidet af LANGEVIN og CHAPMAN '. Heraf findes
D= 3
1
1 -32 (Si +-- s21 2 n
2
/I
m l + m 2 t--21 •m2
Det er ikke uden Interesse at lægge Mærke til, at vi i
Følge den simple kinetiske Teori faar en principielt ande n
Afhængighed af de to Stoffers Molekularvægte end den ,
man finder ifølge den eksaktere Teori . Indfører man imid-
lertid i O. E. MEYER ' S Teori Persistenskoefficienten, an ,finder man ifølge JEANS' det her betragtede Grænsetilfælde :
1 1 1D
3n (s i -}-s2 ) 2 n2
m l + m 2
+ a12 '111 2
1 1 T
hvor
1>+a12
>4 .
I dette Tilfælde findes altsaa ganske samme Afhængig -
hed af m1 og m 2 som i den MAXWELL-STEFAN 'ske Teori .
Vi skal derfor i det følgende henholde os til den CHAPMA N ' Ske
Formel . Vi kan skrive denne lidt simplere, idet vi indføre r
' Sml . for disse Formlers Vedkommende . JEANS : Kinetic theorÿ
of gases, 1916, p . 323 .
14 Nr . 3 . Sornus WEBEß ;
X2 , Middelvejlængden af den omgivende Luftart . Vi har
nemlig :1
2•n's2og altsaa
_ 3705 2s2 12 1/mi + m2 . 1 ,D
32 ~sl + s2/ V
m2
S2
p • À2 =
~ , medens 52 1 -0,30967 J/8 Vp 2
hvor X1 er Metaldampenes Vægtfylde ved Trykket 1 Dy °/cn,ø
og ved den paagældende Temperatur.
I Udtrykket for D er nu alle Størrelser bekendt med
Undtagelse af s i , idet s2 kan antages som temmelig godt
kendt. Vi kan imidlertid skønne en højere Grænse for denne
Størrelse paa følgende Maade : Lad os antage, at vi har
med Wolfram at gøre ; i et Grammolekyle, 184 gr, befinder
der sig 6,12 . 10 23 Molekyler . Da endvidere Wolframets Vægt -
fast Wolfram
6,22 . 10 22 -s 1 3•V
12
s 1
2,84 . 10-s .
§ 5 . Vi kender nu alle Størrelser, som indgaar i Ud -
trykket for Q, og kan altsaa undersøge, hvorledes Q vari-
erer med den omgivende Lufts Tryk, p, og fysiske Egen -
skaber . Lad os først undersøge Variationen med Trykket .
Af Udtrykket for Q findes :
Q N
r,/p77)(-1)2's(
y1--, /-
hvor
fylde er 18,7, findes
1 818,4 6,12
.1023 =
kylerne er haard e
dein saa tæt som
6,22 . 10 22 Molekyler . Antager vi, at Mole -
Kugler med Diametren
muligt sammen, faas :
s 1 , og pakker v i
i een cm3altsaader
eller
Et Metals Fordampningshastighed i en Luftart.
15
For samme Luftart maa man altsaa vente at finde :
Q • Vp = konstant .
Denne Relation kan vi prøve, idet E . OosTERHuIs l har
maalt Fordampningshastigheden i en Kvælstof- og i e n
Argonatmosfære for en Wolframtraad, hvis Temperatu r
holdtes konstant . Sættes Fordampningshastigheden i Va-
kuum lig 100, fandtes følgende Værdier :
Tryk p
i cm Hg
Fordampningshastighed
Ml 1/ p M2 j/ pMl i N2 M2 i A r
0 100 100 -
1 35 3 52 27 - 3 85 15,5 8,5 34,6 1 9
10 6,8 - 21,520 7,8 4,5 34,8 2 040 5,4 - 34, 241,5 -- 2,9 - 18, 7
70 3,3 [4,0] - 27,8 [34] -73 - 1,2 [2,3] 8,5[19,7].
I de tre første Kolonner findes OOSTERHUIS ' s Maalinger
og i Ode og 5" Kolonne de heraf beregnede Værdier for
NIV p . Det viser sig altsaa, at Fordampningen i Kvælstof
og Argon virkelig er omvendt proportional med j/ p, saa-
ledes som Formlen angiver . Afvigelsen i Kvælstof ved At-
mosfæretryk er ikke større, end at denne kan forklares
ved Forsøgsfejlene, som naturligvis er størst ved Atmosfære -
tryk, hvor Fordampningen kun er ringe . Det samme gælder
for den sidste Værdi for Argon, selv om Afvigelsen her
næppe helt kan forklares ved Forsøgsfejlene. Til Sammen -
ligning findes i de firkantede Parenteser de Værdier, som
man ifølge Formlen kunde have ventet .
Endvidere ses af Tabellen, at Forholdet mellem For-
t E. OosTEnnuls : Verh . XVI Ned . Nat . - en Geneesk . Congres, 1917 ,p . 101 .
16 Nr. 3 . SOPHUS WEBER : Et Metals Fordampningshastighed i en Luftart.
dampningshastighederne i Argon og Kvælstof er 1358 = 0,56,
medens dette Forhold ifølge Formelen for Q findes lig me d
0,89. Denne Afvigelse . som er temmelig betydelig, kan sand-
synligvis forklares ved, at der foregaar kemiske Reaktione r
mellem Wolfram- og Kvælstofmolekylerne, idet Wolfram-
dampen med Kvælstof kan danne Forbindelsen WN2 1 . Her-
ved findes naturligvis Fordampningshastigheden i Kvælstof
for stor, og som Følge deraf Forholdet mellem Fordamp-
ningshastighederne i Argon og Kvælstof for fille .
' J . LANGMUIR : Amer . Chem . Soc . 35, 1913, p . 931 .
Leiden 1919 .
Færdig fra Trykkeriet d . 18 . Juni 1020 .