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 .