Diss,
Utrecht

1927

proefschrift ter verkrijging van
den graad van doctor in de wis- en
natuurkunde aan de rijks-univer-
siteit te utrecht. op gezag van den
rector-magnificus dr. b. j. h. ovink.
hoogleeraar in de faculteit der
letteren en wijsbegeerte volgens
besluit van den senaat der univer-
siteit tegen de bedenkingen van de
faculteit der wis- en natuurkunde
te verdedigen op woensdag 28 sep-
tember 1927. des namiddags 4 uur door

È»f Al

Hooggeleerde Ornstein, hooggeachte Promotor! Bij hel
beëindigen van mijn academische studie is het mij zeer aan-
genaam U mijn welgemeenden dank te betuigen voor hetgeen
U tot mijn vorming hebt bijgedragen en voor Uw leiding bij

Steeds zal mij uw warme belangstelhng, niet alleen voor
hel werk uwer leerlingen maar ook voor hun persoonlijke
belangen, in gedachte blijven.

Hooggeleerde Heeren Dk Vries, Nijland, Wolfk en MollI
U dank ik voor hel van U genoten onderwijs.

Uw geestige colleges, Hooggeleerde Wolff, hebben ten
zeerste bijgedragen lol mijn inlerresse voor de moderne
analyse.

Zeergeleerde Heeren Burger, van Cittert en Minnaert, mijn
dank voor Uw hulp, die mij steeds welwillend verleend werd.

Zeergeleerde van DijckI U dank ik voor de zeer vele
waardevolle raadgevingen en opmerkingen, die ik bij mijn
onderzoek van U ontvangen mocht.

HOOFDSTUK I. Overzicht van de phoiofjrafische
en pi/rometrische methode tot bepaling van de rela-
tieve emissie van een lichtbron.

HOOFDSTUK II. Overzicht van enkele begrippen
betreffende de temperatuurstraling van lichamen.

HOOFDSTUK V. Bepaling der spectrale verdeeling
door middel van temperatuurmetingen.

§ 2. Inleiding tot de correctiebeschouwingen .... 41
§ 3. Correctiebeschouwingen en berekeningen voor een

In verband met de intensiteifsmetingen van spectraallijnen,
in bet physisch laboratorium te Utrecht langs photografischen
weg gedaan, was het van belang te beschikken over een
practische en economische standaardlamp, waarvan de intensi-
teit relatief, als functie van de golflengte bekend is. Indien
men namelijk zulk een lamp gebruikt, wordt de intensiteits-
verhouding van twee spectraallijnen met golflengten Ai en Aa
uit een of ander lijnenspectrum op de volgende wijze gevonden.

De standaardlamp, met continu spectrum, van bekende
spectrale verdeeling, wordt, in een aantal bekende verhou-
dingen verzwakt, met de te meten lijnen op dezelfde plaat
gephotografeerd. Vinden we uit de zwartingskrommen voor
Ai, van het lijnenspectrum en do continue lichtbron een in-
tensiteitsverhouding a: c, en analoog voor Aj een verhouding
b:d; is verder de dispersie van de gebruikte spectrograaf
voor de golflengten Ai en As respectievelijk Ih en A, en de
ware intensiteitsverhouding der genoemde lijnen in het door
de continue lichtbron geömitteerdo licht h: /j, dan is de
intensiteitsverhouding van do te nieten spectraallijnen

Het blijkt uit het bovenstaande, dat een fout in do ver-
houding l\\ : h onverzwakt in het eindresultaat wordt over-
gedragen, zoodat dus do nauwkeurigheid der ijking van do
standaardlamp voor do heterochromatischo photografie van
groot belang is.

Men zou als standaardlamp nu een zwart lichaam, be-
staande uit een in kool geboord gat, van zoodanige afmetingen,
dat we dit als een .zwarte holte\' kunnen beschouwen,

kunnen gebruiken. Dit geschiedde door Hyde, Gady en
Forsyth*), die een oven in zoodanigen vorm construeerden,
dat zij de temperatuur van het zwarte Hchaam daarin, konden
opvoeren tot 2600° K. Hiertegen bestaat nog, afgezien van
de economische overwegingen in. een laboratorium, waar bijna
elk laborant ten allen tijde een standaardlamp tot zijn be-
schikking moet hebben, dit bezwaar, dat zelfs bij deze be-
trekkelijk hooge temperatuur, in \'t verre ultraviolet, welk
gebied van zeer groot belang is, dit zwarte lichaam niet vol-
doende intensiteit geeft. Verder is het moeilijk, om bij een
dergelijk zwart lichaam, de temperatuur met den tijd en over
een voldoend groote oppervlakte constant te houden. Het
laatste is te ondervangen indien men, door middel van doel-
matige afscherming, een klein gedeelte, waarin dan practisch
geen temperatuurgradiënt voorkomt, gebruikt.

Een tweede mogelijkheid door Zwikker^) aangegeven, om
een zwart lichaam te verkrijgen bestaat erin, een gaatje van
c.a. 100 micron diameter en 1 m.M. diepte in een Wolfram-
stift, die door de electronen van een omgevende gloeiende
spiraal heet wordt gestookt, te gebruiken als stralingsbron.
Tusschen stift en spiraal wordt een spanning van 2000 volt
aangelegd. Volgens Zwikker komt de stift op veel hooger
temperatuur dan de spiraal en zoo zelfs, dat zij tot smelten
zou kunnen worden gebracht. Behalve de reeds in zijn ge-
citeerde verhandeling genoemde practische bezwaren bestaat
hier de moeilijkheid, om uitsluitend het gaatje als lichtbron
te gebruiken; dit moet door afbeelding op de spectrograaf-
spleet bereikt worden. Deze afbeelding heeft het bezwaar,
dat een scherpe afbeelding in alle golllengten niet mogelijk
is, en vooral bij metingen in het verre ultraviolet kan dit

Wat de bepaling van de spectrale verdeeling voor ge-
noemde zwarte stralers betreft, deze geschiedt door tempera-

1) E P Hyde F. E. Cady cn W. E. Forsythe. Color tempera-
turo scalcs \'for tungsten and carbon. PhyB. Rov. 10 1917 p. 395^

luurmeting b.v. met een pyrometer van Holborn-Kdrlbaum
(zie pag. 12), Is de temperatuur bekend, dan volgt onmiddel-
lijk uit de plangk\'sche of, voor het zichtbare en ultraviolette
gebied de Wiensche stralingswet, de spectrale verdeeling.

Naast het zwarte lichaam zijn als vergelijkingslichtbron al
die lichamen te gebmiken, waarvan de emissie, als functie
van golflengte en temperatuur bekend is. Immers, kennen
wij de emissiecoëfficiënt e^f van een lichaam, d.i. de ver-
houding van de emissie van het lichaam en die van het
zwarte lichaam, als functie van golflengte en temperatuur,
dan wordt de spectrale emissie van het beschouwde lichaam
voorgesteld door:

Van verschillende lichamen, b.v. kool tantaai en wolfram
is de emissie onderzocht; echter voornamelijk in het zicht-
bare en ultraroode deel van het spectrum. Bezwaren tegen
een koollamp als standaardlamp zijn de betrekkelijk lage tem-
peratuurgrens, het feit dat kool langzaam in grafiet overgaat,
waardoor de optische eigenschappen veranderingen onder-
gaan, en de inkomogeniteit van de temperatuur over een
koolstaaf. Tantaai is in het zichtbare gebied bruikbaar. In
het ultraviolet geeft een tantaallanip te weinig energie daar
de temperatuur wegens het betrekkelijk lage smeltpunt niet
voldoende kan worden opgevoerd.

Hoewel Wolfram eenigszins selectief straalt, is, in verband
met het hooge smeltpunt en de groote zuiverheid, waarmee
liet is to bereiden, nadat door do onderzoekingen van Hyde,
Gady, FonsYTH, ZwiKKER o.a. de emissiecoefilciönten bekend
zijn, dit metaal bij uitstek geschikt in een standaardlamp
gebruikt to worden. Wij hebben daarom getracht door ons
onderzoek een bijdrage te geven tot de kennis van de wolfram-
emissie, voor het zichtbare gebied voornamelijk van wolfram-
draden in spiraalvorm, terwijl wij verder een poging hebben
gedaan in het ultraviolet iets naders omtrent do emissie te
weten te komen.

Het doel van ons onderzoek is tweeledig:
In de eerste plaats hebben wij in het zichtbare gebied
(c.a. 7000 — 4200 A) volgens twee methoden, de emissie van
gloeiend wolfram bestudeerd, en nagegaan in hoeverre over-
eenstemming te constateeren was.

In de tweede plaats hebben wij langs photografischen weg,
door vergelijking van een wolframlamp en een koollamp, de
emissie bij één temperatuur als functie van de golflengte in
het ultraviolet bepaald.

Voor het eerste gedeelte van ons onderzoek zijn wij van
de gedachte uitgegaan, twee geheel in wezen verschillende
methoden toe te passen, daar een eventueele overeenstemming
hiervan meer waarborg geeft voor de juistheid van beide,
dan de overeenstemming van analoge werkwijzen. De be-
doelde methoden zijn de photografische en de „pyrometrische".
Bij deze laatste zijn wij uitgegaan van temperatuurbepalingen,
met een pyrometer van Holborn-Kurlbaum, welke door de
Reichs Anstalt geijkt was.

Reeds hier willen wij erop wijzen, dat wij bij de photo-
grafische meting van de spectrale verdeeling, geheel onaf-
hankelijk zijn van eenige temperatuurbepaling.

Overzicht van de photografische en pyrometrischc
methode tot bepaling van de relatieve emissie van een

Het grondprincipe der photografische methode bestaal hierin,
van een continue lichtbron reéele beelden te vormen, in
kleuren van gedefinieerde golflengtegebieden, die geacht worden
monochromatisch te zijn. Deze beelden met een thermozuil
en galvanometer energetisch te meten en gelijktijdig te photo-
grafeeren. Dit principe is door prof. Ornstein uitgewerkt op
een wijze, beschreven in een door hem in 1923 gepubliceerde
verhandeling

\') Scripta Univcrsiutis Artquo Bibliothccao Hicrosolynitnnnniin U)23.
(Vornlng vnn eon voordracht in 10120 to PotHdnin op do AstrononiiHcho
(leaelUchiift gehouden).

Hierbij wordt van een continue lichtbron, een nitralamp,
op constante spanning brandend, met behulp van een mono-
chromator van Dübois een beeld in de kleur a a ge-
vormd.

Het licht valt uit den monochromator op een lens (Z2) (zie
fig. 1), welke een beeld van de spiraal op een thermozuil (TA)
werpt. Tusschen de lens (^2) en de thermozuil bevindt zich
een glasplaat, onder een hoek van 45° op de as van den
lichtbundel geplaatst, waardoor een tweede beeld van de
spiraal gevormd wordt, dat met een spectrograaf te photo-
grafeeren is. Door nu in den lichtweg photografische ver-
zwakkers te plaatsen en telkens de uitslagen van den galvano-
meter te registreeren, terwijl bovendien de hiermee corres-
pondeerende zwartingen op een photografische plaat worden
vastgelegd, kan men op de genoegzaam bekende wijze zwartings-
krommen verkrijgen voor een bepaalde golflengte. Op deze
wijze worden voor verschillende golflengten b.v. die, welke
overeenkomen met de heliumlijnen, zwartingskrommen ver-
kregen. In de plaats van Bz komt nu de lichtbron welke
spectraalenergetisch onderzocht moet worden, b.v. een helium-
buisje. De zwartingen door de heliumlijnen veroorzaakt worden
dan grafisch in de gevonden zwartingskrommen geïnterpoleerd
en zoo de intensiteitsverhouding der lijnen bepaald.

Deze methode elimineert de eigenschappen van de spectro-
graaf geheel, doordat de lichtbron met behulp van de spec-
trograaf (en photografische plaat) met een energetisch geijkte
lichtbron vergeleken wordt. Hierbij dient echter opgemerkt
te worden, dat van de beide lichtbronnen de lichtbundels op
gelijke wijze in de spectrograaf moeten treden.

Een bezwaar, dat zich bij deze meetmethode voordeed,
was het valsche licht van genoemden monochromator (dit
wordt wel op de thermozuil gemeten, en niet gefotografeerd).
Bovendien treedt bij de photografische opname, slechts een
deel uit de van B2 komende lichtbundel in de spectrograaf.
Dit zou geen bezwaar geven, als de bundel homogeen in
samenstelling was, wat echter niet \'t geval is.

Gittert een dubbelmonochromator Bovendien werd door
dit instrument mogelijic, een witte lichtbron van bekende
samenstelling te verkrijgen, zoodat een photografische opname
in alle kleuren tegelijk mogelijk was.

Teneinde in de spectrograaf een zoodanigen bundel te doen
intreden, dat de energetische samenstelling hiervan veronder-
steld mag worden dezelfde te zijn als die van het op de
thermozuil gemeten licht, werd door Dr. W. J. D. van Duck
een diffuus terugkaatsend wit vlakje, waarvan de beteekenis
in de hieronder beschreven door ons toegepaste methode
nader uiteengezet zal worden, in den lichtweg aangebracht.

De nitrnlamp P (zie fig. 2) brandt op constante spanning en
geeft door het optisch stelsel: lens Li, dubbelmonochromator

\') Dozo monochromator werd oiiafhankciyk van Lkuman, wolko zyn
monochroraator reeda in 1901 pnblicoerdc, door Dr. P. H. van Cittkkt
gebouwd. Zlo ZeiUchrift f. Instrnmentkundo 41, 1921.

volgens van Gittert (ill), en lens L2 een beeld in P\', in een
integraalkleur, welke bepaald wordt door het, door de com-
binatie spleten Ig in den monochromator, doorgelaten
golflengtegebied. De spleet Ig is met behulp van de schroef
S in het vlak van het spectrum verplaatsbaar. De spleet-
standen zijn met een noniusaflezing nauwkeurig reprodu-
ceerbaar.

De monochromator moet vooraf nauwkeurig geijkt zijn,
zoodat het verband tusschen doorgelaten gebied en nonius-
stand bekend is.

Met behulp van een grootoppervlakthermozuil T en Moll-
galvanometer wordt nu, door de spleet Ig b.v. telkens over
afstanden van 0,2 m.M. door het spectrum heen te verplaatsen
en de uitslagen op den galvanometer te registreeren, de spec-
trale verdeeling van P\' bepaald. Opgemerkt dient te worden,
dat deze uitslagen gedeeld moeten worden door overeenkomstige
gebieden, om de intensiteit als functie van de golflengte, in
relatieve maat, te vinden. Wordt de spleet 1 B weggenomen,
dan bevindt zich in P\' wit licht van bekende samenstelling.
Met behulp van dit beeld wordt nu op de volgende wijze
een willekeurige continue lichtbron, welke dan verder als
standaardlamp dienen kan, geijkt.

Door middel van lens L3 wordt het beeld van P\' op een
wit vlakje iv (wit celluloid) difl\'uus teruggekaatst. Dit diffuse
licht wordt nu in de spectrograaf (S/>) weer spectraal ontleed.
Verder wordt op een of andere wijze een zwartingsintensiteits-
schaal op de plaat gebracht; door ons werd daarvoor spleet-
breedtevariatie benut, die blijkens ervaring bij onderzoekingen
van Prof. Ornstein en Dr. H. G. Burger zeer betrouwbare
zwartingskrommen geeft. Door de difl\'use terugkaatsing van
het witte vlakje wordt bereikt, dat de spectrograaf van elke
kleur een gelijke integraal opvangt.

Nu wordt het nitralampje N op de plaats van P\' gebracht,
en op constante spanning brandende, op zooveel mogelijk ge-
lijke wijze met dezelfde belichtingstijden gephotografeerd.

Veronderstel dat door selectieve absorbtie en reflectie Ls
en spectrograaf, deze verhouding wordt

Door vergelijking der zwartingskrommen voor M van Pi
en de nitralamp N vinden we:

Men ziet dus nog eens, dat bij deze methode de selectieve
eigenschappen van de spectrograaf geheel uit het eindresul-
taat wegvallen.

De geometrische vergrootingen zijn bij de opstelling zoo-
danig gekozen, dat P\' vrijwel van dezelfde grootte is als do
spiraal in het nitralampje xV, zoodat do bundels in beide go-
vallen onder gelijke hoeken door de lens Ls gaan. Bij de
photograHscho vergelijking worden zwartingskronunen voor
dezelfde golflengten met elkaar vergeleken. Deze waren steeds
goed inschuifbaar.

Wat betreft de eventueele systematischo fouten veroorzaakt
door de onvolkomenheid van den monochromator, do selec-
tiviteit van de thermozuil en do polarisatie van het licht in
den monochromator verwijzen wij naar do bespreking van
onze motingen.

Hot principe dezer methode is gelegen in het experimen-
teel aangetoonde feit, dat in het zichtbare spectrum, aan

Wolfram een kleurtemperatuur is toe te kennen; d. w. z. aan
elke temperatuur T van Wolfram beantwoordt een tempera-
tuur Tc van het zwarte lichaam, waarbij dit laatste in het
zichtbare deel van het spectrum, practisch dezelfde relatieve
energetische verdeeling heeft als Wolfram bij de temperatuur T.

Het bleek echter gemakkelijker en nauwkeuriger de kleur-
temperatuur als functie van de zwarte temperatuur dan als
functie van de ware temperatuur van Wolfram te bepalen.

Men heeft dus, om de spectrale verdeeling van gloeiend
Wolfram te kennen, dit te pyrometreeren, waardoor men de
zwarte temperatuur vindt (pag. 15).

Bij deze zwarte temperatuur is door interpolatie (b.v. uit
het door Zwikker gevonden verband tusschen de zwarte
temperatuur en de kleurtemperatuur) de kleurtemperatuur te
bepalen.

Bij deze methode maakten wij voornamelijk gebruik van
metingen in het Natuurkundig laboratorium van Philips gloei-

Tot goed inzicht in deze methode willen wij hier een over-
zicht geven van enkele begrippen, welke bij de bestudeermg
van de temperatuurstraling der lichamen te pas komen.

De straling van het zwarte lichaam wordt gegeven door de
Planksche stralingswet:

Voor de constanten worden onderling verschillende waarden
opgegeven bijv. voor C2:
Reichsanstalt 1,4300.
codlentz-) 1,4322 en 1,4369.
Hyde, Cady en Fousyth 1,44G0.
Mendeliiall 1,4400.

Wij hebben bij onze metingen voor Ci steeds genomen
1,43, welke waarde ook door Zwikker is gebruikt evenals
door de R. A.

Voor golflengten waarvoor a 3\'< < cs is, kan de Plank\'scIio
formule met groote benadering door de Wiensche:

Kennen wij nu de temperatuur van een zwart lichaam, dan
is de relatieve verdeeling in het spectrum te berekenen uit
de betrekking:

Essentieel bij de ijking van den pyrometer is het roodfilter
f (zie fig. 3). De ijking geschiedt n.1. als volgt. Een goud-
puntoven op de thermodynamisch bepaalde temperatuur van
1336° K wordt afgebeeld door het objectief op de dunne
draad van een kooldraadlampje K, welke draad door den
stroom van een accumulator tol gloeien gebracht kan worden.
Visueel worden nu draad en ovenbeeld tegelijkerlijd waarge-
nomen. Tengevolge van de selectieve absorblie van het
roodfilter en de gevoeligheid van het oog kan men de resul-
taten beschouwen, alsof het uit het oculair tredende licht
monochromatisch is en wel van een golfiengte, die we de
effectiev, golflengte van het filter noemen De stroom van
het kooldraadlampje wordt nu. zoo geregeld, dat de opper-

vlaktehelderheid van kooldraadje en die van het beeld van
den oven gelijk zijn, zoodat dus de draad verdwijnt. We
krijgen zoo een punt van den stroomindex ip, dat overeen-
komt met r=1336. Stelt men nu de oppervlaktehelder-
heid van het pyrometerdraadje, gezien door het roodfilter
voor deze stroomsterkte gelijk aan 1, dan kan nu met een
constant gehouden, willekeurige achtergrondslamp en varieerende
sectoropening de roode oppervlaktehelderheid H van het
pyrometerdraadje als functie van de stroom ip bepaald
worden. De bij een zekere helderheid H behoorende tempe-
ratuur wordt nu bepaald met de uit de Wiensche formule
volgende vrgl.

Het gebruik van zichtbaar monochromatisch licht maakt
het mogelijk de formule van Wien toe te passen. Pyro-
metreeren we nu een zwart lichaam, dan lezen we op de
amporemeter direct de ware temperatuur af, en deze geeft
in de Wiensche formule gesubstitueerd onmiddellijk de rela-
tieve emissie.

Uit vele onderaoekingen o.a. die van IIyde, Gady, Forsyt» \')
en ZwiKKEH®) is gebleken, dat de relatieve emissie van kool,
tantaal en wolfram, op zekere temperatuur T gebracht, in het
zichtbare spectrum dezelfde is (binnen do nauwkeurigheids-
grenzen der waarnoming) als die van het zwarte lichaam op
een temperatuur, welke wij de kleurtemperatuur 2\\ van ge-

\') E. P. Hyde. Uadintion lawB for mclals. Astrophyn. journ. 36,1912,
p. 89, 7.io ook Phys. Rov. 10, 1017, p. 395.

De gedachtegang, welke Hyde bij zijn experimenten volgde,
was de volgende. Laat het zwarte lichaam een temperatuur
T^ hebben. Laten verder E (Aj Tj en ECa^TJ de emissies
voorstellen in twee golflengten van het zichtbare spectrum.

E{kiTi) en E{kiTi) mogen de emissies van kool in de
golflengten Aj en A2 voorstellen bij de onbekende tempera-
tuur Tl, zoodanig dat

Indien nu voldaan was aan den eisch dat voor elke 2
willekeurige andere golflengten a„ en a^ in \'t zichtbare spec-
trum ook gold

dan moest in den contrastfotometer van Lummkr-Brodhun
geen verschil in de integraalkleur waar te nemen zijn.

De metingen voor een groot aantal temperaturen toonden
aan, dat dit inderdaad \'t geval is, niet alleen voor kool, maar
ook voor tantaai en wolfram.

Met deze zoogenaamde „color-match" methode is het moge-
lijk twee grootheden aan elkaar toe te voegen. De ware
temperatuur Ti behoorende bij de kleurlemperatuur is on-
bekend (althans zonder meer niet direct pyrometrisch te meten).

Echter kan pyrometrisch de zwarte temperatuur (zie onder)
voor de efi"ectieve golflengte van het kleurfllter bepaald werden
en deze telkens toegevoegd aan een kleurlemperatuur.

Behalve van de kleurlemperatuur spreekt men ook van de
zwarte temperatuur van een lichaam. Zij wordt door de
volgende óverwegingen ingevoerd.

Zij T) de emissie van een lichaam bij de temperatuur
T en de golflengte a, dan wordt de emissie coëfficiënt voor
die golflengte en temperatuur gevonden uit de verhouding.

De temperatuur S die wij aan het lichaam, als wij het
zwart onderstellen, moeten toekennen om in genoemde golf-
lengte dezelfde energie uit te stralen, wordt gevonden uit
de vergelijking

Vandaar dat in de litteratuur gesproken wordt van „red"
„green\' or „blue\' „black body temperature\'. Hyde c. s.
stellen voor de term: „red black body brightness temperature\'
of kortweg „red brightness temperature" enz. De kleurtempe-
ratuur is in de Amerikaansche litteratuur aangeduid als „black
body color temperature" of kortweg „colortemperaturo". Bij
het pyrometreeren van een niet zwart lichaam vindt men de
zwarte temperatuur voor de efl\'ectieve golflengte van het
filter, waarvoor de pyrometer geijkt is.

Hieronder verstaat men die lichamen, welke niet selectief
stralen. Voor deze lichamen is de emissiecoGfllciönt een van
golflengte onafhankelijke grootheid. Do spectrale verdeeling
van het door een grauw lichaam bij de temperatuur T
geëmitteerde licht, is relatief dezelfde als die van het zwarte
lichaam bij dezelfde temperatuur. Immers, in elke golflengte

wordt een zelfde fractie van de zwarte straling geëmitteerd.
Zrtemperatuur en ware temperatuur vallen Iner samen.
Bij een s\'^uw lichaam, waarvan de emissiecoëtricient van de
temperatuur afhangt, geldt dit nog.
Uit de vergelijking

is telkens bij gemeten T en S, na te gaan hoe de emissie
van de temperatuur afhangt.

Indien van een lichaam de emissiecoëfficiënt van de golf-
lengte afhangt en toch binnen de waarnemmgsfouten aan dit
ichaam een kleurtemperatuur toe te kennen is, za , indien
de emissiecoëfficiënt naar het violet toeneemt, de k urtem
peratuur hooger zijn dan de ware temperatuur. Het omge
Lerde geldt, indien de emissiecoëfficiënt afneemt naar het
violet. Een voorbeeld moge dit toelichten.

dat een stuk Wolfram de temperatuur T b.v 2000 /O heeft.
De kromme 7 in fig. 4 stelle de Wiensche kromme van de
temperatuur T voor, dus de straling van het zwarte lichaam

geven indien Wolfram grauw was. Nu is voor de beschouwde
temperatuur voor X = 4600 ^ c.a. 7 o/o grooter dan e, voor
a = 6650 i(voor de tusschenliggende waarden tusschen
O en 7°/o). De verdeeling zal dus ongeveer gegeven zijn
door de kromme JF, zoodanig dat voor X tusschen 6650 en

Hiervoor zou men dus ook voor de tusschen gelegen golf-
lengten de emissiecoëfficiënten experimenteel moeten bepalen.

Echter heeft men zich tot nog toe voor directe bepaling
van emissiecoëfliciönten moeten beperken tot enkele golf-
lengten in \'t rood en violet, daar \'t nog niet mogelijk
is gebleken monochromatische filters in andere kleuren
te vervaardigen. Pyrometrisch kunnen dus van genoemde
golflengten de emissiecoëfficiënten direct bepaald worden.
Zwikker b.v. vond de emissiecoëfficiënten voor A = GG50
A als functie van de temperatuur door in een Wolfram-
stift geboord gat en de omgeving daarvan te pyrome-
treeren, als de stilt tot gloeien is gebracht. Uit beide
temperaturen is dan onmiddellijk do emissiecoëfficiënt te
berekenen.

Intusschen is deze methode tot bepaling van de kleur-
temperatuur niet gebruikelijk. Zwikker bepaalt deze door de
roode en witte lichtsterkten te vergelijken voor wolfram en

Een controle op de juistheid van deze kleurtemperaturen
is mogelijk door de uit kleurtemperaturen en de daarmee
correspondeerende ware temperaturen, die beide door Zwikker
als functie van S^ bepaald werden, berekende emissiecoêf-
ficiënten te vergelijken met de volgens meer directe methode
bepaalde. We hebben n.1. de volgende formules

Volledigheidshalve geven we hier de door Zwikker ge-
vonden bij elkaar behoorende grootheden.

1223
1270
1334
1387
1459
1679
1824
1927
2017
2093
2160
2220

1232
1280
1346
1400
1475
1700
1849
1957
2050
2127
2195
2257

0,396
0,394
0,392
0,390
0,388
0,381
0,376
0,373
0,370
0,367
0,364
0,362

2317
2373
2556
2635
2705
2764
2911
3039
3146
3237
3400
3551

0,360
0,359
0,353
0,350
0,348
0,346
0,342
0,338
0,335
0,332
0,327
0,322

2278
2331
2504
2577
2642
2697
2831
2949
3049
3134
3287
3426

Hüldurt is de eenige geweest, die door directe vergelijking
van de emissie van Wolfram en van een zwart lichaam, met
behulp van een rooster en lichtgevoelige natriumcel, ex voor

Wolfram als functie van A bepaald heeft (bij T—2143°)\').
De cirkels in de figuur geven Hulbürt\'s waarden.

§ 6. Golflengteafhankelijkheid der emissie.
Indien men kan aantoonen dat van een lichaam ware en
kleurlemperatuur samenvallen, is daarmee bewezen dat bmnen
de waarnemingsfout het lichaam grauw is.

waarin Sx de zwarte temperatuur voor de golflengte X van
een op constante temperatuur gehouden kooldraad, en i de
te varieeren temperatuur van een zwart lichaam, dan blijkt

Experimenteel werden deze logarithmische isochromaten
door Elisabeth Benedict bepaald van 5 golflengten. De ver-
lengden der isochromaten bleken elkaar in een punt te snijden.
Zij concludeert hieruit onmiddellijk de grauwheid van kool
oi is dit niet juist en zij mag deze pas vaststellen nadat

ze op een andere wijze de temperatuur van den kooldraad
bepaald heeft. Door Lommer is aangetoond, dat kool de
Stefan-Boltzmansche wet van de totale straling volgt en slechts
in de stralingsconstante van het zwarte lichaam verschilt. Uit
het gemeten wattverbruik berekende ze een temperatuur die
c.a. 0,3 % van de uit het snijpunt der isochromaten ge-
vondene verschilde. Hiermee is dus aangetoond dat van
kool, kleurtemperatuur en ware temperatuur practisch samen-
vallen.

Hyde vergeleek op een photometerbank de lichtsterkte
van een kooldraadlamp, waarvan de stroomsterkten zoodanig
geregeld waren, dat ze geen kleurverschil vertoonden. Bij
gelijke helderheid in den photometer vond hij een bepaalde
lichtsterkteverhouding a. Verhoogde hij nu de temperatuur
van beide lampen, dan bleek de verhouding der lichtsterkten
niet te veranderen. Hij besluit hieruit een groote waar-
schijnlijkheid voor de constantheid der emissie bij verandering
van temperatuur in het onderzochte temperatuurgebied.

Uit zijn experiment volgt intusschen alleen de constantheid
van de grootheid voor tantaal. Zou hij kool, met een
zwart lichaam vergeleken hebben, dan had hij, indien hij
analoge resultaten verkregen had, mogen besluiten tot de
constantheid van de emissiecoöfficiönt bij temperatuurverande-
ring van dit grauwe lichaam e^ = exT-

Ook Wolfram werd door IIyde met kool vergeleken. Hierbij
bleef de lichtsterkteverhouding bij kleurgelijkheid niet constant,
wat wees op een verandering van e^ met de temperatuur,
volkomen in overeenstemming met wat door Zwikker gevonden
werd (Zie de label op pag. 19).

De kleurlemperatuur van een lichaam bij de temperatuur i,
is die temperatuur T,, waarbij het zwarte lichaam, m het
beschouwde golflentegebied, dezelfde relatieve energetische
samenstelling heeft, als het lichaam bij de temperatuur T.

b De zwarte temperatuur van een lichaam bij de tempe-
ratuur T, is die temperatuur S;ir welke men aan het lichaam,
wanneer men dit zwart onderstelt, moet toekennen, om dezelfde
energie in de golflengte A te emitteeren als nu bij de tempe-

d Voor een niet grauw lichaam met kleurlemperatuur is
de kleurlemperatuur hooger of lager dan de ware temperatuur,
naarmate de emissiecoëfficiënt toe of afneemt naar klemere
golflengten.

Beide temperaturen verschillen meer naar gelang de emissie-
coëfficiënt meer verloopt in het beschouwde golflengtegebied.

§ 1. Opmerking over de eflFectievc golflengte van de door
ons gebruikte pyrometer van Holborn-Kurlbaum.

Dr. de Groot onderzocht het rood filter van genoemden
pyrometer, Jena F 2745 en vond voor de effectieve golflengte
voor licht van een kleurtemperatuur 2000° 0,653 Zwikker
vindt met de formule van Foote dat deze golflengte voor
andere kleurtemperaturen wordt, zooals in onderstaand tabel-
letje wordt aangegeven.

A eff.
0,G58 fz
0,654

A eff.

0,652

0,650

1100
1575

2100
3150

Vinden we nu met den pyrometer /So.ess, bij een kleur-
temperatuur van ca 2000° voor de te meten lichtbron, dan
moeten we om Zwikkers kleurtemperatuur te vinden, nog
corrigeeren voor ^Soes.

= = constant

\') Methode ter bepaling van de effoctievo golflengte van het gekleurde
filter in den\'pyrometer vau Holborn-Küiilbaum.
Phyaica 4 1924 p. 157.

waaruit de bovengenoemde formule volgt. Nu is uit
zwikkers metingen als functie van .^,655 bekend. Nemen wij
voor ;So.653 b.v. I800°Z dan krijgen we

■ ^^ ■ blijkt uit de grafiek bij groote benadering gelijk 1 te zijn.
d So,66b . rp

A2\'=ca-3°.
De correctie blijkt klein te zijn, en valt dan ook bij vele
metingen binnen de nauwkeurigheid der waarnemingen.

§ 2. Principe van de vergelijking van heide methoden.
Zijn photografisch de intensiteiten, als functie van golflengte
in relatieve maat bepaald, dan is het mogelijk te onderzoeken,
welke temperatuur gekozen moet worden om met een Wiensdie
kromme het best deze intensiteitsverdeeling in overeenstemmmg
te brengen. Wij hebben nu pyrometrisch de zwarte tempe-
ratuur te bepalen van de effectieve golflengte van ons rood-
filter. Deze is, zooals boven reeds vermeld werd eeniger-
mate afhankelijk van de temperatuur der lichtbron. Vervolgens
na bovengenoemde correctie uit ZwiKKERS-tabellen de tempe-
ratuur te bepalen.

"T)"lird7n aanvang van ons onderzoek was ons hot proces, om door
waicn Wolfram in dunnen handvorm te verkrijgen, nog met bekend.
Waarschijnlijk waren toen do later door Piulipb iu deu handel gebrach o
bandlampen nog niet te verkrijgen. Wc hebben dan ook voor hetcersto
gedeelte van onze oxpcrimcntcn een 6 volts n.tralampje met sp.raaldraad

EcLr geoft do kleurtemperatuurbepaling van een Wölframap.raal
moeilükhedcn, die wij getracht hebben, zoo goed mogelijk teoverwmnen.

We zullen er nu toe overgaan onze melingen volgens de
photografische methode meer in details te beschrijven. Aller-
eerst bespreken wij:

Om de doorgelaten gebieden van den dubbelmonochromator
te bepalen, hebben wij oorspronkelijk de volgende methode
gevolgd. Achter den monochromator werd een Fuess-spcc-
trograaf met trommelaflezing opgesteld. In de spectroscoop
is dan een band waar te nemen, die naar beide zijden niet
scherp begrensd is. De bedoeling was nu, de kruisdraad op
beide grenzen in te stellen. Do beide aflezingen op den
trommel moesten dan het doorgelaten gebied geven.

Vooraf moest een eventueele systematische fout van de
spectrograaf worden bepaald. Hiervoor werd de kruisdraad
op bekende helium-, kwik- en neonlijnen, respectievelyk van
een heliumbuis en kwik-neonlamp ingesteld. Do op den
trommel afgelezen waarden werden met de bekende golf-
lengten vergeleken en zoo een grafische voorstelling opge-
maakt van de afwijking als functie van do golflengte,
nadat voor de natrium rf-lijn hot prisma op afwijking o
gezet was.

Fig. 6 geeft b.v. 3 op verschillende tijdstippen bepaalde
krommen. Waar do doorgelaten gebieden voor de smalste
spleet, die we gebruikten van de orde van 100 A in \'t violet,

en 500 A in \'t rood zijn, kunnen wij aannemen, dat, indien
tijdens een meting van gebieden de afwijkingskromme van I
naar III b.v. is verloopen, de gebiedskromme van rood naar
violet een systematisch verloopende fout van 2 a 3% geven
kan. Wij hebben bij de gebiedsmetingen steeds voor en na

de meting door enkele
heliumlijnen de afwij-
kingskromme vastge-
legd en de gemiddel-
den gebruikt voor
correctie. De bepaling
van de gebieden door
instelling op de randen
van den gekleurden
band leverde groote
moeilijkheden op. De
spreiding der gevon-
den getallen was te
groot, om eenig ver-
trouwen in het ver-
kregen resultaat te
hebben. Vooral in

\'t violet en uiterst rood was een goede instelling uiterst
moeilijk. We hebben dan ook deze methode verlaten.

Op aanwijzing van Dr. van Gittert hebben we toen de
volgende methode toegepast. Plaatst men twee gekruiste
prisma\'s, achter lens L2 (zie fig. 2) dan is in een spec-
troscoop een gekleurd parallelogram te zien, waarvan linker-
en rechterpunt de grenzen der doorgelaten gebieden aan-
duiden. De werking der gekruiste prisma\'s komt n.l.
overeen met het draaien van den spectroscoop over een
hoek van 90°.

De vier hoekpunten van het parallelogram waren zeer
goed te meten. Een tweede voordeel van deze methode
is, dat het mogelijk is niet alleen het golflengtegebied
te bepalen, doch tevens de relatieve intensiteitsverdeeling
in het betreffende golflengtegebied na te gaan. Indien n.l.

de spleten van den monochromator even wijd zijn, wordt
het relatief verloop van de intensiteit gegeven door een ge-
lijkbeenigen driehoek, indien men over het kleine doorge-
laten golflengtegebied de werkelijke relatieve verdeeling
constant denkt\') (voor een correctie hiervoor zie pag. 37).
Zijn echter de spleten verschillend van breedte dan wordt
de verdeeling gegeven door een trapezium (fig. 7).

In onze spectrograaf is nu waar-
neembaar een parallelogram (fig.
8) dat direct vergelijkbaar is met
fig. 7 indien we ABC door F EB vervangen. Voor het
werkzame golflengtegebied (d. i.
een gebied zoodanig dat elke
golflengte hiervan een gelijke in-
tensiteit toegekend wordt en de
totale intensiteit gelijk is aan die
van het beschouwde golflengte-
gebied) moeten we als eerste be-
nadering nemen MM\' als M het
midden van FB en M* het mid-
den van G D is.

\') P. H. van Cittert. Zur thooric der Doppelmonochromatoren.
Zeitechrift für inatrumentenkundc, 46, 1926.

Werk-
zaam
gebied.

Hoekpunten van het parallelogram.

2<Je
metin c.

Nonius.

2,90 cM.
2,85
2,80
2,75
2,70
2,65
2,60
2,55
2,50
2,45
2,40
2,35
2,30
2,25
2,20
2,15
2,10
2,05
2,00
1,95

272
251
237
209
185
171
157
150
135
121
113.
107
99
92
86
81
80
70
67
63

6920
6692
6472
6274
6109
5945
.5801
5680
5556
5453
5350
5261
5167
5087
5008
4926
4854
4790
4738
4668

7120
6878
6652
6437
6256
6086
5926
5802
5666
5553
5445
5350
5249
5162
5077
4986
4915
4846
4792
4721

7184
6933
6700
6476
6286
6109
5953
5823
5686
5568
5455
5365
5262
5176
5092
5004
4931
4858
4803
4732

234
186
158
135
116
100
87
81
65

Een groot aantal metingen moest verricht worden, alvorens
reproduceerbare waarnemingen werden verkregen. Plet was
noodig de spiraal van de nilralamp voor den monochromator
onscherp op de eerste spleet en de spleet zoo nauwkeurig
mogelijk op Iq af te beelden. Onnauwkeurigheid van deze
instelling geeft aanleiding tot systematische fouten van enkele
procenten. Onzes inziens is deze gebiedsbepaling een der
voornaamste foutenbronnen bij de fotografische methode.
Indien de spleten even breed zijn en wij dus in \'t geval ver-
keeren, dat de intensiteitsverdeeling door een driehoek wordt
weergegeven, heeft het zin de gebieden door differentiatie uit
de dispersiekromme van den monochromator te berekenen,
nadat we deze dispersiekromme, door een daartoe geschikte
dispersieformule hebben beschreven. In ons geval is dit
feitelijk niet geoorloofd. Toch is tot zekere hoogte controle

hierdoor mogelijk. Immers, indien we op deze wijze te werk
gaan beteekent dit, dal we inplaats van MM\' telkens de helft
van FD nemen en steeds lagere waarden dan uit directe
meting gevondene, moeten krijgen.

Fig. 9 geeft beide gebiedskrommen. Kromme II is gevonden
met de formule van Hartman

We hebben de formule aangepast aan 3 punten uit de
experimenteel door ons bepaalde dispersiekromme (zie pag. 32)
en daarna met inachtneming van de 2« differentiaalquotiönten,
na uitmeting der spleten onder den comparateur, de gebieden
bepaald. De krommen zouden elkaar niet mogen snijden.
Dat ze dit wel doen wijst op een systematische fout, die
niettegenstaande onze voorzorgen toch gemaakt moet zijn.
De uitmeting der spleten die tot op 2 % nauwkeurig, gebeuren

kon gaf van alle 3 spleten een breedte van 0,50 m.M. Toch
vonden we bij onze directe gebiedsmeting wel een breedte-
verschil. Mogelijk is dit o. m. toe te schrijven aan het feit
dat het beeld van de eerste spleet door het prisma in den
manochromator eenigszins gebogen wordt, en dus de theorie
door Dr. van Gittert gegeven, welke theorie op ideale beeld-
vorming berust, slechts bij benadering opgaat.

Wat het relatieve verloop der gebieden betreft, dat tenslotte
alleen van belang is voor de meting, scheen het ons het
beste de gemiddelde waarden te nemen uit beide gebieds-
krommen. Hierdoor gaat in het uiterste rood de kromme I
iets omlaag.

Voor de breede spleet, die wij bij onze metingen in het
violet gebruikten, is eene visueele meting op boven aange-
geven wijze onmogelijk. De gebiedskromme hiervoor moest
dan ook uit de dispersiekromme gevonden worden.

Van de metingen in het zichtbare gebied werd een visueele
methode gebruikt. De opstelling was dezelfde als die bij de
gebiedsmeting, met dit verschil, dat in de plaats van de
nitralamp een helium-, respectievelijk kwikbuisje kwam. Laat
de middelste monochromatorspleet een bepaalde lijn door,
dan is in den spectroscoop bij goeden stand van den trommel
een rechthoek te zien, waarvan de breedte uitsluitend bepaald
wordt door de breedte van de spectroscoopspleet, daar we
hier met monochromatisch licht te doen hebben. Door nu
de spleet te verplaatsen in het spleetvlak, konden we
nauwkeurig de tvvee noniusstanden bepalen, waarbij het licht
aan boven en onderkant van genoemden rechthoek verdween.
Het gemiddelde van deze standen werd aangenomen te be-
hooren bij een correspondeerende golflengte. Gemeten werden
de heliumlijnen 7065, 6678, 5876, 5018, 4922, 4478 en de
kwiklijnen 5791, 5770, 5461, 4358.

De ijking in \'t uiterst violet moest photografisch gebeuren.
Voor den monochromator werd een helium- resp. kwikbuisje
geplaatst. Er achter een glasspectrograaf. Een voorloopig
geëxtrapolierde dispersiekromme gaf een oriëntatie omtrent de
plaatsen, waar we ongeveer konden verwachten een lijn te
„vangen". Bij opeenvolgende standen (0,1 m.M. verschillend)
van de middelste spleet werden opnamen genomen. Van 10
of meer opnamen gaven b.v. de middelste 8 op de plaat een
lijn die in zwarting eerst toe dan weer afnam. De middelste
van de 8 correspondeerende noniusstanden behoort dan bij
de beschouwde lijn.

Gemeten werden 5 helium- en 3 kwiklijnen. Door photo-
grafie van een continue lichtbron eerst voor, daarna achter
den monochromator werd geconstateerd, dat deze licht tot
c.a. 3800 A doorliet.

door bepaling van waterabsorbtiebanden 2 punten vastgelegd
(zie fig. 10). De extreme waarden der banden liggen bij 1 f^

diende tot oriënteering bij het zoeken naar de sterke lijnen
in het boogspectrum van
Na 0,816 1,13 pt
Ka 0,768 1,17 en 1,24 ix
Rub 0,784 1,00 1,33 en 1,5 /x 2)
De boog vsrerd zoodanig op de spleet van den monochromator
afgebeeld, dat de kraters er juist boven en onder vielen. Met
een thermozuil van Moll en siemens-galvanometer, vi^erd be-
paald bij welken noniusstand de galvanometer een maximale
uitslag gaf. De beide kaliumlijnen 1,17 en 1,24 waren niet
duidelijk gescheiden. We hebben dan ook\'t gemiddelde 1,205
aan den met den maximalen uitslag overeenstemmenden
noniusstand toegevoegd.

\') E. Afichkinass, Absorbtionsgpectrum des flüsBigcn wasser«. Annalen
der physik 55, 1895, p. 415. Zie ook Coblentz, deel 6, pag. 50.
\') Zie dissertatie Moll 1907. Onderzoek van ultraroode spectra.

Daar verschillende onderstellingen, gemaakt bij de gebieds-
meting en nog te maken bij de correctie van de intensiteits-
kromme van het beeld P\' van de nitralamp, meer de waar-
heid benaderen, naarmate de gebruikte golflengtegebieden
kleiner zijn, hebben wij getracht met de zoo nauw mogelijke
spleet zoo ver mogelijk in het violet te komen. Om bij ca
4600 A nog meetbare uitslagen te krijgen, was het noodig,
dat we het nitralampje ver overbelastten. (Bij al onze metingen
brandde de 6 volts lamp op meer dan 9 volt). Daar de
intensiteitsmeting en photografie ongeveer 2 d 3 uur in beslag
namen, is het de vraag in hoever de emissie van de lamp in
dezen tijd door mogelijke verstuiving van de spiraal, verandert.
Latere temperatuurmetingen aan lampen, die geruimen tijd
(tientallen branduren) op het laboratorium ver overbelast ge-
bruikt waren, hebben ons aangetoond, dat hierdoor geen
meetbare fout door ons gemaakt kan zijn. Bij onze metingen
gebruikten wij een grootoppervlakthermozuil. Deze zuil was
speciaal geconstrueerd door Dr. W. J. D. vam Dijck \') en be-
stemd voor directe energetische bepaling van het opvallende
licht. Daartoe was de zuil volgens een bijzondere methode
beroet, waardoor een zeer gelijkmatige roetlaag met practisch
constant reflectievermogen voor het zichtbare spectraalgebied
verkregen was. Door den Heer F. W. Oudt was de zuil
volgens een visueele methode op grauwheid onderzocht in
het roode, gele en blauwe deel van het zichtbare spectrum.
De reflectiecoöfficiënt van het thermozuil oppervlak was volgens
zijn metingen, waarvan de nauwkeurigheid ca 5°/oo bedroeg,
onafhankelijk van de golflengte. Om de thermozuil zoo homo-
geen mogelijk te belichten hebben we de plaatsing van dit
instrument gekozen zooals in figuur 2 aangegeven is. De
lenzen bij de experimenten gebruikt waren alle achromatisch.
De thermostroomen werden gemeten met een MoLLgalvano-

1) Zie dissertatie W. J. D. van Dijck. Der Bocquereleffekt an Kupfer-
oxydelectroden 1927.

Onze definitieve metingen moesten laat in den avond of
\'s nachts verricht worden wegens de groote gevoeligheid van
den galvanometer, die reageerde op het dreunen, veroorzaakt
door allerlei vervoer. In den nacht was het passeeren van
een trein in de verte merkbaar aan den onrust van het instru-
ment. Gelijk reeds door vroegere ervaringen van anderen
gebleken was, eischte ook de gevoeligheid van den thermozuil
voorzorgsmaatregelen. Drukveranderingen in het vertrek, ver-
oorzaakt door openen van de deur of door windvlagen, gaven
aanleiding tot adiabatische veranderingen aan het thermozuil-
oppervlak, welke het meten zoo goed als onmogeHjk maakten.
De thermozuil werd daarom geheel in watten ingepakt en
verder met het laatste gedeelte van den lichtweg door een
kartonnen overkapping beschut voor ongewenschte lucht-
storingen. Onze metingen geschiedden steeds op windstille tijden.

Fouten, veroorzaakt door valsch licht zijn in onze experi-
menten practisch niet gemaakt. De constructie van den dubbel-
monochromator reduceert deze fouten tot een orde van grootte,
die binnen onze waarnemingsnauwkeurigheid valt.

Op één foutenbron moet nog gewezen worden, n.1. op een
mogelijke golflengteafliankelijkheid van den polarisatiegraad,
van het door den monochromator gepolariseerde licht. Wel
is waar wordt het licht gefotografeerd na diffuse terugkaatsing
op het witte vlakje, maar wij behouden een voorkeursrichting
in de verticale as hiervan.

Met een nicol in den lichtweg hebben we echter kunnen
constateeren, dat de polarisatiegraad voor alle golflengten in
het door ons gemeten gebied practisch gelijk was. De vol-
gende getallen toonen dit aan.

We zullen nu bespreken hoe we de spectrale verdeeling
van het .reëele beeld P\' bepaalden.

De nitralamp brandde hierbij op 9,30 volt. Door verschui-
ving van de middelste spleet telkens over afstanden van
0,2 m.M. kregen we een groot aantal punten op de kromme.

Fig. 12 I geeft ten slotte de relatieve intensiteiten als
functie van de golflengten (nonius). Deze kromme is dus
gevonden door de op een trommel geregistreerde en daarna
uitgemeten uitslagen te deelen door de overeenkomstige golf-
lengtegebieden. Voor deze hebben we de uit kromme I van
fig. 9 volgende genomen. Er moet nog gecorrigeerd worden
voor de systematische fout in de gebiedsmeting. De correctie
voor deze systematische fout is in de eindkromme (de inten-
siteitskromme van de door ons te ijken lamp) aangebracht.
De curve op fig. 12 moet theoretisch nog gecorrigeerd worden
voor de spleetbreedte. Aannemende dat de spleten even
breed zijn, veronderstelden we dat het intensiteitsverloop in
een doorgelaten golflengtegebied door een gelijkbeenigen drie-
hoek wordt weergegeven. Dit geldt indien de intensiteits-
verdeeling in het spectrum van
de nitralamp in het beschouwde
golflengtegebied volgens een
horizontale lijn zou verloopen.

Geeft echter 7(a) (zie fig. 13)
de werkelijke intensiteitsverdee-
ling, dan is de bijdrage, bij een
spleetstand waarbij een A X van
A = Aq — a tot = wordt
doorgelaten, als Aq door \'t mid-
den van de spleet gaat.

Nemen we nu voor (-^o) de I"(\'io) uit onze gevonden
kromme, dan krijgen we voor de integraal

We hebben bij onze kromme deze waarde door a gedeeld
en U-^o) genoemd, zoodat bij benadering

In het door ons ge-
bruikte gebied verloopt
de kromnie echter zoo,
dat deze correctie geen
zin heeft.

Onmiddellijk na de
intensiteitsmeting met
de thermozuil werd de
photografische opname
gemaakt op de hiervoor
Fio- beschreven wijze.

Met 6 verschillende spleetbreedten werden nu zwartings-
merken op de plaat aangebracht.

De breedten der spleten verhielden zich ongeveer als de
termen van een meetkundige reeks, zoodat de punten van de
zwartingskrommen op ongeveer gelijken horizontalen afstand
van elkaar kwamen te liggen. De wijdste spleet was 57,9
schaaldeelen (d.i. 0,579 m.M.). De nulstand van de specto-
graafspleet was met den comparameter bepaald (zij was 7,9).

Daarna werden op dezelfde plaat met gelijke belichtings-
tijden (3 min.) zwartingsmerken vastgelegd van de te ijken
nitralamp, welke op bepaalde spanning (2,60 volt) brandde.
De spanning werd afgelezen op een Weston precisievoltmeter.
De te ijken lampen brandden minstens 15 minuten, alvorens
tot metingen werd overgegaan, op de vereischte spanning,

Nu is (zie fig. 14) bij benadering
Q U^PR
a a QN

zoodat wij verzekerd waren, dat het temperatuurevenwicht
bereikt was. Gebruikt werden panchromatische ilfordplaten,
die met rodinal ontwikkeld werden. Ter oriënteering van de
golflengte deden heliumlijnen dienst, die over elk zwartings-
merk heen opgenomen waren. Na doormeting der platen
met den microphotometer van Moll werden voor 13 golf-
lengten zwartingskrommen uitgezet. De relatieve intensiteits-
verdeeling van de geijkte lamp wordt gegeven door de
volgende tabel:

In de tweede kolom geven we de relatieve intensiteiten
zooals gevonden zijn uit de kromme, getrokken door de 13
punten. Deze liggen met een spreiding van hoogstens 3 %
eromheen. De derde kolom geeft de gecorrigeerde waarden
voor de vroeger veronderstelde systematische fout in de ge-
biedskromme. De vierde bevat de verdeeling volgens de
Wiensche kromme voor T= 1980. Door interpolatie vonden
wij deze temperatuur als de best aansluitende, We hebben
de waarden aangepast bij A = 0,6 (m. In de laatste kolom is
de procentueele afwijking van Wiensche en experimenteele
kromme aangegeven.

Analoog aan de voorgaande metingen werd hier gehandeld
met de breedste spleten in den monochromator. 9 punten
van de kromme werden bepaald. In aansluiting met boven-
staande tabel geven we:

Dat bij de breede spleten, de bepaling der gebiedskromme
zonder bezwaar door differentiatie der dispersiekromme kon
geschieden mogen de volgende getallen aantoonen.

De beteekenis van deze tabel is dezelfde als die van de
tabel op pag. 28. De getallen werden genomen uit de resul-
taten van de gebiedsmeting in het zichtbare gebied voor de
breede spleten. Blijkbaar is voor deze spleten de intensiteits-
verdeeling der doorgelaten golflengtegebieden werkelijk in
eerste benadering, door de loodlijnen uit de punten van de
opstaande zijden van een gelijkbeenigen driehoek op de basis
neergelaten, te beschrijven.

Onder den comparateur bleken alle 3 spleten 2 ± 0,02 m.M.
te zijn. Fig. 12 II geeft de intensiteitskromme van F\' in
het violette gebied. De uitmeting van de geregistreerde uit-
slagen geschiedde voor de uitslagen, kleiner dan 3 m.M., met
den comparateur.

Bij de zwarte temperatuurbepaling dient rekening gehouden
te worden met de correctie voor de reflectie en absorbtie
van de glasballon. Wij hebben hierbij vertrouwd op de
metingen van Zwikker, die een correctie van 11 % hiervoor
geeft. Dit beteekent dat de afgelezen temperaturen meteen,
voor elke temperatuur bepaald bedrag, moet worden verhoogd,
om de ware zwarte temperatuur te verkrijgen. Deze correctie
is in de volgende tabel gegeven.

Voor correctiemetingen en berekeningen verwijzen we naar
pag. 47. Bij een voorloopige meting plaatsten we de lamp
zonder vergrootende lens voor den pyrometer en konden met
een een nauwkeurigheid van ca. 20° een gemiddelde zwarte
temperatuur bepalen van de spiraal. Deze bedroeg 1910°.
De hierbij behoorende kleurtemperatuur uit Zwikkers labellen
is 2090°. \'

Blijkbaar is deze temperatuur dus veel hooger dan de
temperatuur, welke in de Wiensche formule onze experimen-
teele kromme voldoende benadert. De oorzaak hiervan is,
dat we de spiraal niet als een homogenen straler mogen
beschouwen. Een vergroot beeld van de gloeiende spiraal
geeft n.1. te zien, dat de binnenzijde, voor een groot gedeelte,
veel grooter oppervlaktehelderheid heeft dan de buitenzijde.

Heel het spiraalbeeld
(fig. 15) wijst erop, dat
we hier te doen hebben
met een refiectieverschijn-
sel, en dat de grootere
oppervlaktehelderheid van
de binnenkant niet toe
te schrijven is aan een
temperatuurverschil van
binnen- en buitenkant.

De stralengang in fig. IG laat zien dat de gedeelten AenB
geen licht kunnen reflecteeren in een richting, loodrecht op
de spiraalas (de figuur geeft de door-
snede van een spiraalwinding met
een vlak door de spiraalas). Deze
gedeelten zijn dus donkerder dan die,
welke behalve hun temperatuur-
emissie, een of meermalen gereflec-
teerd licht geven.

Wij hebben dus na te gaan, welken
invloed dit gereflecteerde licht heeft
op de verdeeling in het spectrum. Aan de correctiebescliou-
wingen moge het volgende voorafgaan.

\') B. E. SiiACKEiiFORD. Tompcraturo and blackening cWects in holical
tungsten filaments. Pbya. Rev. 8 1916. p. 470.

Stellen wij ons voor een koolstaaQe met een groef daarin,
zoodanig, dat we aan kunnen nemen dat, indien het kool-
staafje tot gloeien wordt gebracht, de temperatuur, zoowel
binnen als buiten de groef dezelfde is, en dus het helderheids-
verschil een reflectieverschijnsel is.

Beschouwen wij nu de emissies van twee oppervlakte-
elementen Oi en O2 buiten en binnen de groef, als de tem-
peratuur van het koolstaafje T is. De emissie van Oi is in
de golflengte A

waarin de constanten /3 enz. afhangen van geometrische
voorwaarden, echter van A en T onafhankelijk zijn. De ver-
houding der helderheden is dus

Daar nu voor een grauw lichaam als kool, e^ een constante
is, zal ook p een van A onafhankelijke grootheid zijn en zal het
gereflecteerde licht op de relatieve verdeeling van het totaal
uitgestraalde geen invloed hebben. Slechts werkt het uit,
dat de totale emissie vergroot wordt. Willen we dus van
een zoodanigen, niet homogenen (wat de oppervlaktehelderheid
betreft) grauwen stralen de kleurlemperatuur kennen, dan
moeten we de zwarte temperatuur van het donkere gedeelte
bepalen. De hierbij behoorende kleurlemperatuur is maat-
gevend voor de verdeeling van het totaal geCmitteerde licht.

De nu te houden beschouwingen gelden voor een spiraal
die over zijn geheele lengte een constante temperatuur heeft.
(Correcties voor de koudere uiteinden worden besproken op
pag. 53).

Uit Shackelford\'s metingen en berekeningen volgt dat de
temperatuur van binnen- en buitenzijde van de spiraal practisch

gelijk zijn. Bij een temperatuur van 2000° kan een verschil
van hoogstens 5° optreden. We mogen dus veronderstellen
dat bovengenoemde formule voor de helderheidsverhouding
van Wolfram de waarheid benadert. Daar nu voor Wolfram ei
wel een functie van golflengte en temperatuur is, echter in
het zichtbare gebied met c.a. 10°/o verloopt, zal de invloed
van den reflecteerende deelen op de verdeeling van de totale
emissie niet groot zijn. De helderheidsverhouding p, welke
weer een functie van de emissiecoêfficiënt is, wordt dus ook
een van golflengte en temperatuur afhankelijke grootheid.

We hebben de totaalkurve, d. i. de kurve welke de ver-
deeling van het totaal geëmitteerde licht geeft, trachten te
beschrijven als ontstaan uit de som van twee krommen (zie
fig. 17).

De bovenste kurve geeft de bijdrage van die gedeelten, welke
slechts hun zuivere temperatuursemissie geven. Deze kurve ver-
loopt dus volgens een
Wiensche kromme van
een kleurtemperatuur
behoorende bij de zwar-
te temperatuur van de
buitenkant der spiraal.
De onderste kurve geeft
de bijdrage van de
reflecteerende deelen.
De ordinaten van deze
kromme kunnen voor
O•10^ A elke golflengte berekend
worden, indien men
behalve de grootheid
Pi als functie van A, ook nog de grootheid 5, d. i. de ver-
houding van de oppervlakten van lichte en donkere gedeelten,
geprojecteerd in een richting loodrecht op de spiraalas, kan
bepalen. In de figuur is b.v. voor de golflengte 0,665 /x:

Daar de grootheid p bij toename van e^ moet afnemen, is
het duidehjk dat de reflecteerende deelen de totale emissie
naar het violet relatief zullen doen afnemen, de totale straling
dus „zwarter" zullen maken. Uit onze later te beschrijven
metingen, is gebleken dat een nauwkeurige meting van p als
functie van de golflengte niet wel mogelijk is, althans niet
met de totnogtoe ons ten dienste staande hulpmiddelen.

Het ligt voor de hand, deze helderheidsverhouding pyrome-
trisch te bepalen. De roode helderheidsverhouding is on-
middellijk te meten, door de binnen- en buitenkant te pyro-
metreeren met onzen pyrometer.

Voor de andere golflengten zou men dan een pyrometer
moeten hebben met een een overeenkomstig filter, welke ook
hiervoor geijkt is. Zoodanige filters heeft men nog niet kunnen
maken voor elke gewenschte golflengte. Een pyrometer met
blauw filter hadden we niet tot onze beschikking. We hebben
dan ook op een andere wijze de golflengte afhankelijkheid van
de helderheidsverhouding gevonden (zie onder). Het bleek
dat de grootheid p ongeveer lineair met een lineaire verand^ering
van ex veranderde, voor een golflengte gebied van 2000 A met
c.a. 11 °/o. Daar nu ex met groote benadering lineair met de
golflengte verloopt (we maken bij deze veronderstelling een
fout van ongeveer 1 °/o), en het dus hierdoor mogelijk is
een kleurlemperatuur aan Wolfram toe te kennen, moet
het ook mogelijk zijn in ons geval de totaalkurve door een
Wiensche kromme te beschrijven. We hebben hiertoe de

emissies in twee ver uitelkaargelegen golflengten aangepast
aan de emissie van het zwarte lichaam.

ii;(0,46rx) c-\\-d
en na te gaan welke fout gemaakt is in \'p^^ als we deze uit
de twee kleurtemperaturen Tc en Tx bepalen en vergelijken
met de experimenteel bepaalde. ^ is een waarde tusschen
0,665 en 0,46 (jt.. Het komt er dus op aan Pq.ööst» Po.icx
en q te vinden.

Om de buiten- en binnenzijde van de spiraal eenigszins
nauwkeurig te kunnen pyrometreeren was het noodig een
vergrootende lens tusschen het objectief van den pyrometer
en het nitralampje te plaatsen. Onze pyrometer is n.1. zoo
gebouwd, dat bij meest uitgeschoven objectietlens, de top van
de kooldraad over verscheidene windingen in het spiraalbeeld
kwam te liggen.

Bij het gebruik van een vergrootende lens hebben we met
een correctie voor de absorbtie en reflectie hiervan rekening te
houden. We berekenden deze op de volgende wijze. Zij de
werkelijke /SacIT van een goed te meten lichtbron S:i.

als Si de achter de ballon gemeten zwarte temperatuur is.
Meten wij nu met een tusschengeplaatste lens een zwarte
temperatuur S2, dan is uit de vrgl.

Als lichtbron gebruikten we een zeer nauwkeurig meetbare
Wolframbandlamp (zie pap. 62). De gemeten temperaturen
spreiden hier niet meer dan 5 graden, zoodat de fout door
een aantal waarnemingen tot enkele graden kon worden ge-
reduceerd. Zoo vonden we:

2038° ÜT

2097

2168

2227

2292

1,312
1,325
1,335
1,314
1,322

1988
2043
2108
2166
2227

1,11 . 1,32 = 1,465.

De meting gaf voor \'t middelste gedeelte van de spiraal,
als de lamp op 2,60 volt brandde, 1804° K voor «So.ess. Over
de 12 middelste windingen was de temperatuur binnen onze
meetnauwkeurigheid (c.a. 10°) constant. We krijgen dus
volgend tabelletje

Zooals wij reeds meldden, is de helderheidsverhouding te
meten door buitenkant en binnenkant van de spiraal te pyro-
metreeren. Intusschen is een correctie voor de direct gemeten
zwarte temperaturen hierbij niet noodig, daar het slechts op
een verhouding aankomt. Met onzen pyrometer is de helder-
heidsverhouding van Acff= 0,653en 1995° te bepalen.
Om po,46/i996 te bepalen hebben we gebruik gemaakt van de
omstandigheid dat de emissiecoëmciént ook een functie van
de temperatuur is. Beschouwt men n.l. den vorm

dan zal experimenteel moeten te bepalen zijn dat en hoe
deze grootheid verandert, indien wij bij constante ^ (Acff n.l.)
de temperatuur varieeren.

Uit de door ons berekende waarden van de emissiecoöfficiönt
als functie van golflengte en temperatuur vinden we voor
T = 1995

Het verschil tusschen co.esa en co.ses is te verwaarloozen.
eo,i6 is 7,5 °/o grooter dan co.osï.

Nu is fo,65a = 0,452 voor T= 1500° en 0,419 voor 2800°
wat dus procentueel \'t zelfde verschil geeft. Om eenige nauw-
keurigheid te bereiken was een groot aantal temperatuur-
variaties noodig. De volgende tabel geeft een overzicht der
metingen.

_j_

xloo\'k

19
Fig. 18.

Verschil der zwarte temperaturen van buiten en binnenzijde der spiralen
uitgezet tegen de ongecorrigeerde zwarte temperatuur der buitenzijde.

3 waarnemingen. Grafisch werden de verschillen tegen de
(ongecorrigeerde) zwarte temperatuur van de buitenzijde uit-
gezet (zie fig. 18). Met de uit de kromme verkregen waarden
berekenden we

1515
1752
1995
2250
2510
2780

1,70
1,75
1,80
1,84
1,87
1,89

p verloopt ongeveer lineair met de temperatuur. Blijkbaar
neemt p met ca 11 °/o toe indien de temperatuur van 1500°
tot 2800° toeneemt en dus e met 7,5 °/o afneemt.

11 "/o afneemt wordt dus daar po.eos van T= 1995° gelijk
1,80 is eo,ie voor deze temperatuur gelijk 1,G0 zijn.

Een nauwkeurige berekening of meting der oppervl. ver-
houding is uiterst moeilijk, zoo niet onmogelijk. Voor zoover
pyrometrisch gemeten kan worden, zijn de binnenkant van de
spiraal en de lichte randen over do geheele spiraal gelijk in
oppervlaktehelderheid, hoewel volgens de theorie temperatuur
gradiënten moeten bestaan. Wij hebben de verhouding be-
rekend door de gloeiende spiraal sterk vergroot op niilimeter-
papier af te beelden en na te teekenen. Dit ging vrij goed.
De metingen gaven de volgende uitkomsten.

De afstand ^{a R) was 19 m.M. (zie fig. 20). Dit is het
gemiddelde uit de meting van 12 windingen. 2 gaf ge-
middeld 4,5 m.M.

12 m.M. lang. De binnenzijden deden zich voor als Paral-
lelogrammen van gemiddeld 25 ni.M*. oppervlakte.

De donkere strepen over de parallelogrammen waren in
ons geval te verwaarloozen wegens den kleinen spoed van
de spiraal. De eindberekening gaf ca 0,5 als verhouding
van heldere tot donkere stukken.

Nog op andere wijze hebben wij getracht de breedte en
lengte der smalle lichte randen te benaderen en wel door de
volgende geometrische beschouwing.

De laatste lichtstraal (zie fig. 19), die van de wending TF,
komende op W2 terugkaatst _L op de spiraalas is die, welke

voorgesteld wordt door de raaklijn aan de cirkelvormige door-
snede van Wi welke voldoet aan de voorwaarde

beschouwden we twee op
volgende windingen als 2
. torussen (zie fig. 20).
i Laat de normaal n
draaien om het aspunt P,
dan zal het laatste punt
van waaruit een straal r
loodrecht op de spiraalas
teruggekaatst wordt, in
het vlak van teekening,
het voetpunt van de nor-
Fig. 20. maal n zijn. De grens echter

van waaruit een straal J_ op het vlak van teekening terug-
gekaatst wordt is bij benadering het punt M, waarin het raak-
vlak door P aan de bovenste torus, _L op het vlak van
teekening gebracht, l snijdt.

Voor de verschillende grootheden n, b en II de gemiddelde
waarden uit de op pag. 49 bedoelde vergroote afbeelding
nemende, berekenden we met a = 9,5 m.M. /> = 7 ni.M.
7^ = 4,5 m.M. iga = 0,72 tg (3 =0.18.

Dit geeft voor de grootste breedte van het lichte strookje
0,8 m.M. en voor 2^ 11,6 m.M. Dit zou van de oppervlakte
verhouding c.a. 0,56 geven.

Gemakshalve hebben we de waarde 0,5 gehandhaafd, daar
blijken zal dat een fout in deze grootheid een correctie van
de tweede orde beteekent. Bovendien is het experimenteel
noch theoretisch uit te maken met welke benadering de
strookjes werkelijk als rechthoekjes te beschrijven zijn. Moge-
lijk verloopt de lichtgrens langs de lijn Q M.

Om een indruk van de fout te krijgen, die we maken door
invoering van een kleurtemperatuur, in plaats van de ordi-
naten der somkurve te berekenen door uit de bekende golf-
lengteafhankelijkheid de waarden voor p te berekenen voor
tusschenliggende golflengte zullen we voor a = 0,55 ^ op
twee wijzen de ordinaat berekenen.

Stellen wij de ordinaat van de somkurve voor A = 0,665 (x
gelijk 1900 dan berekenen wij uit de kleurtemperatuur 1995

zoodat de ordinaat van de somkurve voor A = 0,55 wordt
513,5. Verder is êo.bs voor T= 1995 gelijk aan 0,445. Deze
verschilt dus 3,5% met ^o.css; po.56 wordt dientengevolge 1,70.
De ordinaat voor 0,55 [Jt, in de bovenste kromme van fig. 17
wordt daar

Zoodat de ordinaat in de onderste kurve (fig. 17) voor ge-
noemde golflengte wordt 0,5 . 1,7 . 279,3 = 237,8.

Op deze wijze vindt men dus voor de ordinaat in de som-
kurve voor ^ A = 0,55 fj, 279,3 237,3 = 516,6 wat dus een
fout beteekent van slechts 0,5 °/o.

De onderste kurve van fig. 21 geeft het temperatuur verloop in
de spiraal. Bij de fotografische metingen is het totaal geemit-
teerde licht gefotografeerd en op de thermozuil gemeten. De

koude uiteinden zijn niet afgeschermd. De emissie hiervan
moet die van het middelste gedeelte „zwarter" maken.

Het kwam ons plausibel voor om aan elke winding der
koude uiteinden een emissie toe te kennen, die overeenkomt
met zijn ware temperatuur, daar wij dit ook vonden voor
het middelste gedeelte. Daar de temperatuur aan beide
uiteinden ongeveer symmetrisch verloopt, hebben wij telkens
2 overeenkomstige windingen samen genomen. Evenals boven
hebben we hier ook weer voor twee golflengten aangepast.

toekennen moeten, overeenkomende met hun ware temperatuur.
De volgende tabel geeft de uitkomst van onze berekeningen.

Hieruit berekenden wij de beide ordinaten van de somkurve:
i;(0,665ST)=1227
i;(0,46 2T) = 60,7

Als wij in aanmerking nemen, dat èn bij de photografische
èn bij de pyrometrische methode een groot aantal fouten-
bronnen aan te wijzen is, is de overeenstemming goed te
noemen. De nauwkeurigheid van onzen pyrometer kennen
wij niet, daar deze aan de R. A. geijkt is. De uitkomsten
der temperatuurmetingen zijn eenigszins individueel, hoewel
de afwijking voor verschillende waarnemers binnen de 10°
ligt bij goed meetbare lichtbronnen. Wat de afwijking van
de cosinuswet van Lambert betreft, die volgens Worthing
zich uit in een grootere oppervlaktehelderheid aan den rand van
een ronden Wolframdraad, hiervan konden wij niets consta-
teeren omdat door de reflectieverschijnselen dit effect, als

het werkelijk mocht bestaan, geheel verdwijnt. Zwikker twijfelt
overigens sterk aan het bestaan van dit effekt.

Met eenige oefening is bij de temperatuurmeting een nauw-
keurigheid te bereiken van 10°. Bij de metingen zijn buigings-
en reflectieverschijnselen hinderlijk, die zich uiten in heldere
en donkere randjes langs den pyrometerdraad, juist als deze
op den achtergrond is ingesteld.

Voegen wij bij al deze verschijnselen nog de onnauwkeurig-
heid van de meting der oppervlakteverhouding van lichte en
donkere gedeelte (een fout van 100°/o hierin geeft echter slechts
een fout van c.a. 2% in de verhouding der emissies van
^ = 0,G5 en A = o,46 de fout in de bepaling van^^^T» en
de systematische fout in de onderstelling van het verloop
volgens een bepaalde e-functie van de emissiecoëfliciönt, die
aan al deze metingen ten grondslag ligt, dan kunnen wij niet
verwachten dat onze photografisch gevonden kromme binnen
b.v. 2% te beschrijven is door een kleurtemperatuur. Nemen
wij aan, dat in onze einduitkomst een fout van c.a. 15° zit
en dus de pyrometrisch bepaalde kleurtemperatuur tusschen
1965° en 1995° gevonden kan worden, dan beteekent dit een
grootste fout van ca G°jo in een golflengtegebied van 2000
Deze fout is bij de photografische methode zeker ook wel te
verwachten.

§ 5. Mathematische beschrijving van de benadering der som-
kurve door een kleurtemperatuur voor het middelste gedeelte van
de spiraal.

De emissie van het middelste spiraalgedeelte is voor te
stellen door de uitdrukking

waarin q de verhouding der oppervlakken van lichte en
donkere gedeelten, de helderheidsverhouding en T^ de
kleurtemperatuur, behoorende bij de zwarte temperatuur van
de buitenzijde der spiraal, beteekent.

Willen wij de emissie door een Wiensche kromme van de
kleurtemperatuur Tx beschrijven dan moeten wij stellen:

Nu hebben wij bv onze berekeningen ook voor e^ een
lineaire functie van ^ genomen inplaats van een e functie,
welke uit Zwimkers metingen volgt. Hierbij wordt een fout
van c.a. 1 % gemaakt.
Wij schrijven:

waarin A» de golflengte is waarvoor we aanpasten; dus bij
onze berekeningen: Aa=0,46

Daar we de constante R niet kennen, is uit deze verge-
lijking geen Tx te berekenen welke met een te berekenen
nauwkeurigheid voor alle golflengten uit het zichtbare gebied
voldoet. Echter is aan de vergelijking het volgende op te
merken. In het linkerlid staat voor een bepaalde golflengte
de verhouding van de zwarte emissies bij twee temperaturen.
Indien deze temperatuur niet te veel verschillen wordt ge-
noemde verhouding voldoende nauwkeurig door een lineaire
functie van ^ (deze staat in het rechterlid) beschreven. De
constanten

en a G\'" zijn uit de metingen te
berekenen. W^e vonden hiervoor, voor ons geval resp. 1,69
en 0,0036. Substitueeren we voor ^ b.v. 0,65 ^ en voor T^ de
bij onze experimenten gevonden temperatuur 1995° dan is
de constante li te berekenen en na te gaan in hoeverre van
een andere golflengte met T^ — 1995° voldaan wordt.

Teneinde te constateeren, of de door ons aangegeven
methode, om pyrometrisch de energetische verdeeling van een
spiraaldraadlamp to bepalen, steek hield, hebben we een
tweede lamp, op 2,59 volt brandende, photografisch met de
geijkte lamp vergeleken en daarna de verkregen kromme met
een pyrometrisch bepaalde vergeleken.

By de photografische yking werden de lampen zonder lens
voor de spectrograaf geplaatst. De tweede lamp had een
veel korter spiraal dan de eerste. De temperatuur was dan
ook bij vrijwel gelijke spanning veel hooger. Door deze lamp
verder van de spectrograaf af te plaatsen konden bij gelijke
belichtingstijden, goed vergelijkbare zwartingen op de photo-
grafische plaat verkregen worden. Uit de temperaturen van
beide spiralen is onmiddellijk te bepalen, hoe de afstanden
tot de spectrograaf zich moeten verhouden opdat de op de
spleet vallende intensiteiten ongeveer gelijk zijn. Men heeft
hiervoor slechts ruw te berekenen

waarin Ai Ti en h resp. de afstand tot de spectrograaf, de
temperatuur, en de lengte van de eerste spiraal voorstellen;
de grootheden met den index 2 gelden voor de tweede lamp.
Voor A neme men een golflengte in \'t midden van \'t te meten
gebied. Met behulp van de nomografie (zie pag. 61) wordt

Van beide lampen werden 6 zwartingsmerken opgenomen. Het
temperatuurverloop in de spiraal is door de bovenste kromme
op fig. 21 weergegeven. Om de correctie voor het middelste
gedeelte te bepalen, werden analoge metingen verricht als
hiervoor aangegeven. Op fig. 18 geven de cirkeltjes de tem-
peratuurverschillen van binnen- en buitenkant van deze spi-
raal aan. Practisch konden wij de temperatuurafhankelijk-
heid van de grootheid p voor beide spiralen gelijk nemen.

Daar nu ^o,665 i3co = 0\'^31
en 2350 = 0,4.60 wat een relatief verschil van 7% be-
teekent hebben we hier een T te berekenen, die voor de
verhouding

2387° is n.1. de kleurtemperatuur behoorende bij de pyro-
metrisch bepaalde, zwarte temperatuur 2155° van de buiten-
kant der spiraal.

Nemen wij de ordinaat voor (0,665, 2350) gelijk aan 1000,
dan is i?; (0,46, 2350) gelijk aan 106.

De nieuwe ordinaten van do somkurve voor dezelfde golf-
lengten worden door de bijdragen der koude uiteinden res-
pectievelijk 1492 en 146.

Wij berekende voor deze temperatuur de Wiensche kromme
en pasten weer aan bij A = 0,6 (i. De volgende label geeft
de overeenstemming.

De door Philips in den handel gebrachte bandlampen, waarin
een uitgewalste Wolframband in de plaats van de spiraal
komt, zijn voor de pyrometrische metingen uiteraard veel ge-
schikter dan de spiraaldraadlampen. De meting kan zonder
vergrootingslens gebeuren, waardoor een lenscorrectie vermeden
wordt. In de tweede plaats vervalt de correctie voor de uit-
einden, daar de band tweemaal rechthoekig omgebogen is,
zoodat alleen het, wat de temperatuur betreft, homogene deel
als straler in aanmerking komt. Ook de bewerkelijke correcties
voor gereflecteerd licht kunnen achterwege blijven. Binnen de
meetgrenzen (ca 5°) is de temperatuur over het te gebruiken
gedeelte constant.

Bij de bepaling van de zwarte temperatuur heeft men hier
te corrigeeren voor de glasballon (zie pag. 40). De kleur-
temperatuur vindt men onmiddellijk uit een nauwkeurig ge-
teekende grafische voorstelling, die samen te stellen is uit de
van Zwikker overgenomen tabel (zie pag. 19). De correctie
voor de effectieve golflengte van ons roodfilter bedraagt voor
2000° c.a. 3°, voor 2500° c.a. 5°.

Noniografie voor de Grafische bepaling van een Wiensche kromme.
Op de volgende wijze is deze te construeeren.
Op logarithmisch papier (100000) neemt men in \'t midden
ongeveer een punt, dat toegevoegd wordt aan A = 5000 A
EibOOO, 3000) _
ü-\'(5000, 2000)"
We duiden de linkerlioekpunten met P en Q, de rechter

De rechten 1000,50 en Tl 7500,50 geven op Ji 5 2 punten,
die we toevoegen aan de temperaturen 2000 en 3000°.

= p en

A\'(5000. 3000) _
7i\'(4000, 3000)"\'\'
p en q geven op P <2 2 punten, die respectievelijk verbonden
met de «punten" 2000 en 3000 een snijpunt geven, dat we

wij punten van 7000 tot 5000 om de 200 A en verder van
5000 tot 2000 telkens om de 100 i.

Wat de temperatuurschaal betreft handele men aldus. Het
punt T=1800 b.v. wordt op de volgende wijze geconstrueerd.
^(500a_1800) _
EmQO, 20dÖj~^

Dit geeft een punt op de logarithmische intensiteitsschaal,
dat men verbinden moet met A = 0,5 aom op RS het punt
T= 1800 te vinden. Zoo construeerden punten voor 2\'= 1600°
tot T = 3000° telkens om de 50°, waarna grafisch onderver-
deeld werd in stukken van 10°.

Bij het construeeren van golflengtepunten kan \'t voorkomen,
dat twee betreffende rechten elkaar onder te kleinen hoek
snijden en dus geen goed gedefinieerd snijpunt geven. Men
kan dit vermijden door de berekeningen en constructies ten
opzichte van een ander reeds gevonden golfiengtepunt uit
te voeren.

Wil men nu een Wiensche kromme voor een zekere tem-
peratuur T hebben, dan houdt men het eene einde van een
dunne metaaldraad rechts op het punt T en legt de draad
dan over de geconstrueerde golflengtepunten heen. De rela-
tieve intensiteiten zijn dan onmiddellijk op de logarithme-
schaal af te lezen. De nauwkeurheid wordt door onder-
staande cijfers gegeven.

§ 9. Methode voor een spiraaldraadlampijking in het zicht-
bare en ultraviolette gebied tot c.a. 2300 1.

Wij willen hier reeds een overzicht geven van de methode
voor de ijking van een spiraaldraadlamp in het zichtbare en
ultraviolette gebied. Mede gebruik makende van de resultaten
van onze metingen in het ultraviolet (zie hiervoor het tweede
gedeelte van ons onderzoek) kunnen wij de volgende conclusies
trekken.

In het zichtbare gebied is de spectrale verdeeling van het
middelste spiraalgedeelte, dat constant in temperatuur is,
ongeveer gegeven door zijn ware temperatuur.

We meenen, dat men bij de ijking volstaan kan met na
te gaan hoe met de temperatuur verandert. Bij de meeste
lampen zal het procentueele verloop van de grootheid p niet
veel verschillen van dat, in onze metingen gevonden. Niet
alleen bij de twee genoemde lampen bleek dat verloop prac-
tisch gelijk te zijn, maar ook een derde lamp waarvan een
overzicht der volledige ijking hieronder volgt, gaf hetzelfde
resultaat.

Volgens onze metingen ligt tusschen A = 4000 i en A = 26001
een absorbtiegebied. In dit gebied moet men om de relatieve
emissie van de buitenkant der spiraal te komen, de ware
temperatuur meten, verder de Wiensche kromme hiervoor
berekenen en dan corrigeeren door het verloop der emissie-
coölliciönt in rekening te brengen. Op de volgende wijze is
in te zien, dat ook van dit gebied de totaalkurve bij bena-
dering door een Wiensche kromme van de ware temperatuur
beschreven wordt. Laat T de ware temperatuur van het in
temperatuur constante deel der spiraal zijn.

De kurve I (fig. 23) stelle de Wiensche kromme van deze
temperatuur voor. De kromme II stelt dan de energetische

We nemen hierbij aan dat de emissiecoëfficiënt bij andere
temperatuur, bij benadering hetzelfde procentueele verloop
heeft als bij de temperatuur, waarbij door ons de emissie-
coëfficiënt als functie van A gemeten werd.

f stelt dus de bijdrage van de buitenkant der spiraal voor,
voor de golflengte 4000 A i die van de binnenkant voor
dezelfde golflengte.
a en e zijn analoge grootheden voor de golflengte 3500 A.

dan zal deze verhouding, indien de somkurve dan de ware
temperatuur T gegeven wordt gelijk moeten zijn aan de ver-
houding y.

1 % geeft. De berekeningen en correctiebeschouwingen wijzen
uit dat de reflecteerende deelen van de spiraal als het ware
normaliseerend werken. Ze Isewerken, dat het middenstuk
der spiraal te beschouwen is als een grauw lichaam, dat dus
emitteert volgens een Wiensche kromme van de ware spiraal-
temperatuur. Immers onze vroegere berekeningen en metingen
gaven voor een spiraal, die binnen betrekkelijk ruime grenzen
geometrisch met de door ons gemetene overeenkomt, dat
waar de emissiecoöfficiënt met a % verandert b.v. a "/o grooter
wordt, de verhouding in do kleurtemperatuur kromme van de
buitenzijde der spiraal ook met a °/o moet gecorrigeerd worden.
Wordt voor een zekere golflengte de emissiecoöfflciönt kleiner,
dan krijgen we het omgekeerde efl\'ect, daar de grootheid p
dan juist grooter wordt.

De volgende omstandigheid spelen hierbij een rol:
a. De verhouding van de oppervlakken der heldere en donkere
gedeelten normaal op de spiraal geprojecteerd is c.a. 0,5.
h. De grootheid p is bij benadering een lineaire functie van
de emissiecoöfflciönt, evenals deze het is van do golflengte.
c. De tangens van de rechte p-= A-]r B e^ is c.a. 1,5 maal
zoo groot als die van de rechte ex = P-\\-

% en ex^ juist a °/o verschillen, beteekent dat de verdeeling
die van de ware temperatuur wordt, door Tc juist aan-
gepast is aan een verhouding die a °/o grooter is dan de
verhouding

Door de omstandigheid, dat wanneer de spoed van een
spiraal kleiner wordt, de oppervlaktehelderheidsverhouding
van buiten- en binnenzijde grooter, maar tevens de boven
onder a genoemde verhouding kleiner wordt, werken twee
grootheden elkaar in de goede richting tegen.

De verhouding in de totaalkurve voor a = 2600 A en
A = 4000l zal c.a. 15 »/o kleiner zijn die in kurve II. Ook
voor het gebied van 2600 tot 2300 A zal vermoedelijk het-
zelfde gelden.

De koudere uiteinden van\'de spiraal bewerken een rela-
tieve vermindering der emissie naar kleinere golflengten.
Het lijkt ons daarom wenschelijk, die uiteinden bij metingen
af te schermen. Meestal vertoonen 3 a 4 windingen aan
beide uiteinden een temperatuurverloop.

De volgende tabel geeft een overzicht van de ijking van
een standaardlamp. Er is hier een correctie meer ingevoerd
omdat onze eerste pyrometerlamp, waarop de ijking van de
ampèremeter betrekking had, gebroken was en dus een nieuwe
lamp, eveneens door de R. A. geijkt, gebruikt moest worden.

De temperaturen op de ampèremeterschaal zijn in graden
Celsius aangegeven. De correctie voor de efl\'ectieve golflengte
is bij deze ijking verwaarloosd.

De volgende tabel geeft een overzicht van de temperatuur
verschillen van binnen- en buitenkant der spiraal.

Ornlrent de emissie van Wolfram in het ultraviolet is niet
veel bekend. Voor zoover we weten zijn slechts door E. O. Hülbürt
pogingen gedaan, iets hiervan te leeren kennen. Voor Wolfam
bij kamertemperatuur onderzocht hij door directe reflectie-
metingen, waarbij hij gebruik maakte van een lichtgevoelige
natriumcel, de golflengteafhankelijkheid der reflectie van het
gebied van 3800 tot 2000 A •), terwijl hij verder voor de
temperatuur 2143° eveneens met behulp van een natriumcel
de golflengteafhankelijkheid bestudeerde. Echter strekt het
door hem onderzochte golflengtegebied zich naar het ultra-
violette deel van het spectrum bij laatstgenoemde metingen,

Wat ons allereerst interesseerde, was het relatieve verloop
van de reflectie voor koud Wolfram in het gebied tusschen 4000
en 38001. Wij hebben dit photografisch bepaald. Op aanwijzing
van Dr. W. J. D. van Duck is de volgende methode gebruikt.

venster, op 3,80 volt brandend, werd met een kwartslens (/)
op de koude Wolframband van de bandlamp Li afgebeeld.
Van het diffuus op de band gereflecteerde licht, werden met
een Hilgerkwartsspeclrograaf zwarlingsmerken op een photo-
grafische plaat vastgelegd. Vervolgens werd de lamp Li achter
de bandlamp geplaatst en eveneens de kwartslens l, zooals
de figuur aangeeft. De spiraal werd weer scherp op de band
afgebeeld. Nu werd de lamp L2 zoover naar beneden ver-
plaatst, dat de band uit den lichtweg was, echter de licht-
bundel nog door de balion van Lz ging Op deze wijze
elimineerden we de glasabsorbtie en reflectie. In beide ge-
vallen gaat n.1. de lichtbundel tweemaal door een glaswand.

Het directe licht werd nu met gelijke belichtingstijden ge-
piiotografeerd. We mogen aannemen, dat van het gereflec-
teerde licht voor elke golflengte een zekere fractie a r op de
spleet valt, waarin « een van de golflengte onafhankelijke
grootheid en r de reflectiecoêfficiönt van koud Wolfram voor-
stelt. Als oriónteeringslijnen gebruikten we kwiklijnen. De
glassoort van de door Philips geleverde bandlamp was ons
onbekend. In \'t ultraviolet laat dit glas het licht zeer goed
door tot ca 2900 X waar een vrij scherpe absorbtiegrens ligt.

Het relatieve verloop van den afstand der zwartingskrommen
geeft ons dadelijk dat van de reflcctiecoèniciönt.

Volgens onze waarnemingen zou van a = \'1000 tol a= 3550 A
de reflectiecoêfTiciönt met ca 18% toenemen. Op fig. 25
(zie onder) hebben we 1 — r uitgezet legen de golflengte.

Bij a = 3550 A hebben we aan Hüi,uui\\t\'s waarde aangepast.
Het verschil met Hulhurts metingen is vrij groot. De nauw-
keurigheid zijner metingen geeft hij niet aan. Dij ons is de
meting het minst nauwkeurig aan de uiteinden van het be-
schouwde gebied, daar we hier niet op het rechte stuk van
de zwartingskrommen zijn.

§ 2. Metingen van de golflen(jleafhnnkclijkheid der emissie
bij hoogere temperaturen.

Voor deze metingen zijn wij uitgegaan van het volgende
beginsel. Door photografische vergelijking van Wolfrani met

een lichaam, waarvan de emissie in het ultraviolet als functie
van de golflengte en temperatuur bekend is, moet het mogelijk
zijn, de emissiecoëfTiciënt van Wolfram als functie van de
golflengte, althans relatief, bij een bepaalde temperatuur, die
uit pyrometrische metingen in het zichtbare gebied te vinden
is, te bepalen. Is het relatieve verloop gevonden, dan
zijn door aansluiting aan het zichtbare gebied, waar de
emissiecoëfïiciênten in absolute grootte gemeten zijn, deze ook
in het ultraviolet in absolute grootte te berekenen. Het ligt
voor de hand, als vergelijkingslichtbron een zwart lichaam te
kiezen. We hadden dit echter niet tot onze beschikking. Na
\'t zwarte lichaam leek ons kool de meest geschikste stof.
Hülbort vond dat de reflectiecoëfficiënt voor koude kool on-
afhankelijk is van de golflengte over het gebied van 3800 A
tot 2200 J.Wij veronderstelden nu dat ook voor hoogere
temperaturen kool grauw is in het ultraviolette gebied en dus
aan kool een kleurtemperatuur, ook in dit gebied toe te
kennen is. Wij hebben hiervoor de kleurtemperaturen uitJiet
zichtbare gebied, zooals ze door Hyde c.s. als functie van de
zwarte temperatuur gevonden zijn, geëxtrapoleerd.^)

In principe hadden we dus van Kool en Wolfram, beide
in lampen die van een kwartsvenster voorzien waren, de
kleurtemperatuur te bepalen. Een photografische vergelijking
met behulp van een kwartsspectrograaf geeft ons de relatieve
verdeeling van de Wolframemissie b.v. van 4300 tot 3300 A.
Uit de gemeten kleurtemperatuur van Wolfram volgt even-
eens een verdeeling. Uit een vergelijking van beide is de
emmissiecoëfficiënt als functie van A te bepalen.

Voor deze metingen is een spiraaldraadlamp ongeschikt,
eensdeels omdat de temperatuur hiervan minder nauwkeurig
bepaald kan worden, anderdeels door de inhomogeniteit in
oppervlakte helderheid. Aan de ballon van een door Philips
geleverde bandlamp werd een zijbuis aangesmolten, en pn

, werd bovendien van een koeler voorzien, om de kit van het
kwartsvenster koud te houden. De gasvulling geschiedde bij
Philips. De in de koollamp gebruikte koolstaat had een
diameter van c.a. 2 m.M. en een lengte van 3 c.M. Zij werd
vast gehouden door twee Wolframringen. De geevacueerde
ballon had een straal van c.a. 6 c.M.

Temperatuurmetingen, eenige weken na elkaar gedaan, deden
vermoeden, dat eenig gas doorgelekt was. Bij de tweede
meting vonden we, dat de bij een zelfde stroomsterkte be-
rende temperaturen c.a. 100° lager waren, dan bij de eerste
meting. De lamp werd nog eens geevacueerd en overgehit.
Daarna hebben we weinig verandering meer kunnen consta-
teeren. De temperatuur was over het geheele door ons ge-
bruikte deel van de koolstaaf vrijwel constant, afgezien van
een donkere band over de geheele staaf, waar de temperatuur
veel lager was.

Alvorens metingen in het ultraviolet te doen, hebben wij
de koollamp met een gewone bandlamp in het zichtbare
gebied vergeleken.

Wij hebben n.1. Kool en Wolfram op gelijke kleurtempera-
tuur (1980°) gebracht en photografische opnamen genomen
met een glasspectrograaf van Fuess. Te verwachten was, dat
de afstand der zwartingskrommen constant zou zijn.

Het resultaat gaf een systematisch verloop van ca. 4 7o
over een golflengtegebied van 2400 A, zooals volgende tabel
te zien geeft.

Deze afwijking is misschien te verklaren uit fouten in lern-
peratuurmeting en de inhomogeniteit der koolstaaf. Wellicht
is ook een weinig lokken der lamp een foutenbron geweest.

Wij hadden n.1. voor ons een experiment gebruikt gemaakt
van een temperatuurstroomsterkte kromme, die eenigen tijd
te voren bepaald was. Bij verdere experimenten zijn dan ook
steeds de temperaturen vlak voor en na het photografeeren
bepaald.

Een voorloopige meting in het ultraviolet (de bandlamp
met kwartsvenster hadden we nog niet tot onze beschikking)
is op de volgende wijze gedaan. Het glas van de bandlamp
laat, zooals reeds gemeld werd, tot ca 2900 A het licht door.
Wilden we echter de koollamp met kwartsvenster, vergelijken
met een gewone bandlamp, dan moesten de selectieve eigen-
schappen van het glas zooveel mogelijk geëlimineerd worden.

Wij hebben dit trachten te bereiken door bij het photogra-
feeren van de koollamp een stuk Jena-geräte glas in den
lichtweg te plaatsen. Ook dit glas laat het ultraviolet zeer
goed door; snijdt echter het spectrum bij ca 3000 A af.

Beide lampen werden op gelijke kleurlemperatuur 2089°
photografisch vergeleken. Van de bandlamp was vooraf een
ijkingskromme, welke \'t verband tusschen stroomslerkte en
kleurlemperatuur gaf, gemaakt, üoormeling der plaat, waarop
voor beide lampen 8 zwartingsmerken waren vastgelegd, en
uitmeting der photogrammen van 34 golflengten gaf het vol-
gende resultaat. Over het gebied van 4300 lol 3950 A ver-
loopt de afstand der zwartingskrommen niet, met een nauw-
keurigheid van 2 °|o. Van daar af tot 3400 A verloopt de
waarde ongeveer lineair van 112 tot 100 om dan weer tol
ca 3350 A conslanl te blijven. Daar do zwarlingen van de
Wolframlamp grooter waren dan die van de koollamp, be-
teekentditdal we de uit de geëxtrapoleerde kleurlemperatuur
berekende emissiecoöfficiënten jnoelen verminderen

De kromme I van fig. 25 toont de emissiecoëfficiênt van
Wolfram als functie van de golflengte van een ware tempe-
ratuur van ca 2060°. We hebben in de figuur ook opge-
nomen de emissiecoëfficiênt uit de geextrapoleerde kleurtem-
peratuur berekend (P).

Vergelijking van de Wolframbandlamp met de koollamp,
heide van kwartsvenster voorzien.

De eerste meting werd gedaan voor het golflengtegebied
tusschen 4000 A en 3200 A. De kleurtemperatuur van de
kool was 2265°. van de Wolframband 2474°. Eenvoudiger
voor de berekening zou geweest zijn, kool en Wolfram op een
voor het zichtbare gebied gelijke kleurtemperatuur te brengen.
We konden echter de koollamp niet veel hooger belasten.

Om de emissiecoëfficiënten te vinden, handelden wij als
volgt. We berekenden de Wiensche kromme voor 2265°,
die dus verondersteld wordt de spectrale verdeeling te gevea
voor de kool. Uit de pliotografische vergelijking vinden we
de relatieve verdeeling voor Wolfram. We berekenden verder
wat deze zou zijn bij extrapolatie van de kleurtemperatuur.
Hieruit volgt dan verder met hoeveel procent we do uit deze
extrapolatie berekende emissiecoëfficiënten moeten verminderen
om de ware coëfficiënten te krijgen. Dit is in de laatste
kolom van do volgende tabel aangegeven.

Bij de metingen werden voor 20 golflengten zwartings-
krommen geteekend, terwijl weer voor elke lamp 8 zwartings-
merken op de plaat waren vastgelegd.

Bij de volgende meting wordt het gebied tusschen 3200 A
en 2600 A photografisch vergeleken. De temperatuur van
de kool werd hierbij opgevoerd tot 2315°. De Wolframband
had dezelfde temperatuur als bij de vorige metingen. De
resultaten dezer meting geven wij in de volgende tabel.

De kromme I en II geven de emissiecoëfficiënt als functie van de
golflengle resp. van een ware temperatuur van 2060° en 2450°.

1« en II« geven de uit de geëxtrapoleerde kleurlemperatuur berekende
emissiecoëfficiënten voor deze temperaturen. III (uit onze eigen metingen)
en IV (uit Hulburfs metingen) gelden voor koud Wolfram.

de geëxtrapoleerde kleurtemperatuur volgende waarden der
emissiecoëfficiënten. Qualitatief zijn onze metingen tot 2600 A
in overeenstemming met Hulburt\'s en onze eigen metingen
voor koud Wolfram. Er schijnt een absorbtiegebied te liggen
tusschen 4000 en 3500 1.

De nauwkeurigheid van onze metingen is moeilijk aan te
geven. De koolstaaf werd er bij langer gebruik niet beter
op. De uiteinden werden eenigszins vlekkerig en vertoonden
enkele kleine zeer donkere naast veel helderder plaatsen.

Echter werd door een diaphragma gezorgd, dat slechts het
middelste gedeelte dat niet zoozeer veranderde gebruikt werd.
Wat het photografisch gedeelte betreft, hebben we door
uiterst nauwkeurig te werken getracht, de hierdoor veroor-
zaakte fout zoo klein mogelijk te maken. De zwartings-
merken werden steeds in de lengte doorgefotometreerd. Bij
de laatste meting werden voor 25 golflengten (dus ongeveer
om de 25 A) zwartingskrommen bepaald. Voor de zwartings-
krommen werden van 8 tot 4 punten gebruikt.

Een vergelijking met de koollamp in dit gebied was on-
mogelijk, doordat we deze niet zoo hoog konden belasten,
dat meetbare zwartingen op de photografische plaat konden
worden verkregen. Intusschen is een andere weg mogelijk.

Volgens Hulburt\'s metingen, zou voor Wolfram bij kamer-
temperatuur gelden, dat de emissiecoëfficiênt in dit gebied
van de golflengte onafhankelijk is. Het ligt voor de hand
te onderstellen, dat dit ook geldt voor lioogere temperaturen
en dat dus in dit gebied de spectrale verdeeling gegeven
moet zijn, door de ware temperatuur. Een pliotografische
vergelijking van Wolfram bij twee temperaturen zou dit
kunnen uitwijzen. Moeilijkheden om een bandlamp met
kwartsvenster geschikt te maken, om voldoende hooge tem-
peraturen te bereiken veroorzaakten, dat slechts één meting
in dit gebied door ons gedaan werd met een kwartsspiraal-
draadlamp.

valsche licht in de spectrograaf in het verre ultraviolet. Op
aanraden van Dr. van Dijck werd een doelmatig diaphragma
in de spectrograaf aangebracht, waardoor het valsche licht,
veroorzaakt door reflectie op de lenzen werd weggewerkt,
terwijl het overige valsche licht door gebruik van een spleet-
hoogte van ca 0,5 m.M. zoodanig werd verzwakt, dat dit
practisch verdwenen was. Photografische opnamen werden
genomen bij de temperaturen 2555° en 2910°. Om voor
beide temperaturen ongeveer gelijke zwartingen te krijgen
werden de afstanden van de lamp tot de spectrograaf bij
beide opnamen op geschikte wijze gekozen (zie pag. 58).
De verdeeling van de emissie van de emissie van de spiraal
voor de temperatuur van 2910° werd berekend met de
Wiensche formule en tevens, uit de photografische metingen.
De volgende getallen geven het resultaat.

De systematische afwijking van 7°/o over een gebied van
300 A is groot. Mogelijk is deze afwijking toe te schrijven
aan het feit dat de lichtbundels niet op gelijke wijze in de
spectrograaf getreden zijn. Dn afstand van de lamp lot de
spectrograaf bedroeg bij de meting bij lage temperatuur (2555°)
ca G c.M., bij die bij 2910 ca 30 c.M. Bovendien schijnt het
ons toe dat doorphotometreeren dwars op de zwarlings-
merken, tot grooter fouten aanleiding geeft dan hel door-
photometreeren in de lengte. Het heeft o. i. geen zin uit dit
resultaat eenige conclusies omtrent de emissie te trekken.

de uitkomst van zijn metingen weer. De cirkels zijn de door
hem gevonden waarden van de emissiecoëfficiënten van Wolfram

0.40C>

Vergelijking der resultaten met de waarden van Hulburt\'s metingen bij
2143°. De cirkels geven Hulburt\'s waarden; de punten in het zicht-
bare gebied zijn uit Zwikkers gegevens berekend, de overige zijn uil

bij een temperatuur van 2143°, als functie van de golflengte.
De punten in het zichtbare gebied tot 4900 A zijn de waarden
uit Zwikker\'s metingen berekend; de overige zijn waarden uit
onze eigen metingen. Onzes inziens liggen de 4 laatste waarden
aan de kant van de kleine golflengten, welke Hülburt gevonden
heeft zoodanig, dat de aanname van een systematische inname
van de emissiecoëfTiciënt tusschen 4200 A en 3500 A meer
voor de hand ligt, dan een verloop dal door zijn getrokken
kromme (in de figuur aangegeven) wordt aangegeven. Het
laatste punt bij 3500 A heeft hij gevonden door een bewerking,
waarbij een deeling van 2 getallen: 4,1 en 23,9 voorkomt,
welke getallen de uitslagen in m.M. voorstellen van een
electrometer. Deze getallen zijn ontstaan uit 34,1 en 53,9 m.M.
door hiervan 30 m.M. af te trekken als correctie voor valsch
licht. Een fout echter van l°/o (d.i. 0,3 m.M.) in den uitslag
hier door veroorzaakt, geeft in den uitslag 4,1 een fout van
7°/o en in 23,9 een fout van l°/o, dus in de einduitkomst een
fout van ca* 6%. Deze fout wordt systematisch kleiner naar
grootere golflengten en is voor 4000 A waar hij uitslagen van

44 en 223 m.M. had, gereduceerd tot ca l°/o. Een nauw-
keurigheid voor de meting van het valsche licht wordt door
hem niet gegeven. Wel wordt in zijn publicatie dit valsche
licht als een der voornaamste foutenbronnen in de meting
bij kleinere golflengten genoemd.

A. Two distinct methods are described and applied to the
measurement of the energy distribution in the spectrum
of a glowing tungsten spiral.

The first is the photographic method of Prof. Ornstein.
An "overrun" V^ watt lamp (6 volts) is placed before
the slit of a van Gittert double monochromator (this is
practically free from false light) and the image of the
filament is projected upon a sensitive thermopile con-
nected in series with a galvanometer. In this manner
the relative distribution of energy for the image in the
various wavelengths is determined.

The intensity of the image is then compared by the
photographic method with that of the lamp to be cali-
brated. By right choice of the optical arrangements the
selective properties of the lens and spectrograph are
eliminated. This method involves no temperature deter-
mination.

The second method depends upon the experimentally
determined fact, that to each temperature, ÎZ\'of tungsten
there is a corresponding black body temperature, ï\'c
(colour temperature), characterised by the same relative
energy distribution in the visible spectrum as that of
tungsten at the temperature T.

Corrections were necessary for the blackening efTocts
brought about by unavoidable reflections in the tungsten
spiral itself.

The \'two methods give an agreement to one or two
percent over a wavelength range of about 2500 A.

B. The emissivity of tungsten as a function of the wave-
length at a temperature of 2450° K, in the ultraviolet
spectral region, was determined by comparison of a
tungsten-strip lamp with a carbon lamp (carbon rod), pho-
tographically. Each lamp was provided with a quartz
window.

According to our measurements an absorption band
occurs between 4000 and 2600 A. This is in qualitative
agreement both with our own results for tungsten at
room-temperature and with those of Hulburt.\')

\') E. O. Hulrurt. Tlio reflecting power of inetnla in the ultra-
violet region of tho Hpectrum. A^tropliys. Journ. 42, 1915, p. 203.

\'HIK-.,

Het effect, door Göntherschulze bij zijn onderzoek van de
anomale glimontlading gevonden, kan anders verklaard worden
dan door hem gedaan wordt.

Het argument, dat Mac Lennan c.s. aanvoeren, om aan te
loonen, dat de intensiteit van de groene zuurstoflijn in een
zuurstof-neonmengsel sterker is dan in een zuurstof-helium-

De stelling, dat de gemiddelde weglengte tusschen twee
botsingen gelijk is aan de gemiddelde weglengte vanaf een
punt tot een botsing afgelegd, door Boltzmann uit een analogie
afgeleid, kan gemakkelijk direct bewezen worden.

De doorslagvastheid alleen is geen maat voor de qualiteit
van transformatorolie als isolatiemateriaal.

Het verdient aanbeveling de emissie van Wolfram in het
ultraviolet to onderzoeken door photografische vergelijking
van een .zwarte holte" (in Wolfram) en omgeving.

■ ■ --iS\'
■■ - \'

\' - : -

t »V» T

ffÏt^^i

A	E{X) (relatief) gebicdskr. I.	Gecorrigeerd voor gebiedskr.	Wiensche kromme voor r=]980.	Afwijking.
0,7 IM	390	386	394	2%
0,68	313	311	317	2 7o
0,66	272	272	275	l7o
0,64	224	226	227	V2V0
0,62	182	184	185	V270
0,60	146	148	148	0%
0,58	112,6	115	115,6	V2V0
0,56	86,6	88,6	88	-V2V0
0,54	64	65,6	65,5	0%
0,52	45	45,9	47,3	3%
0,50	31	31,6	33	470
0,48	21	21,3	22,2	4,5 7o
0,46	14	14	14,2	1,5 °/o

A	Exper.	Wiensche kromme T= 1980.	Afwijking.
0,46 \|tt	140	142
0,45	109	108	- 1%
0,44	84	80,1	-5%
0,43	64	64	0%
0,42	47,5	50,2	5%

Non	A	B	C	D	relatief breedte verschil.
2,7	7232 i	6361	6349	5724	i7o
2,4	5991	5480	5474	5095	i7o
2,1	5269	4937	4930	4670

s.	(\'S\'x)o,662	(Sx)o,665	Tc uit Zwikker\'s tabel
1804° JiT	1861°	1858°	2025°

		E (0,665,1995)	E (0.665) 1
Winding.	T	E (0,665 T)	E (0,46)
1 en 20	1600	14,9	61,7
2 en 19	1720	5,62	40,2
3 en 18	1835	2,57	28,4
4 en 17	1930	1,47	21,8
5 tot en met 16	1995	1	19,2

Nonius	Nicol 1	Nicol —	Pol. graad	Nonius	Nicol 1	Nicol —	Pol. graad
28	145 mm	54 mm	0,372	21	30 mm	11,2	0,373
27	98,1	37,1	378	20	22	8	376
26	69	26,5	377	19	14,7	5,5	374
25	48,1	18	374	18	10	3,8	380
24	35,1	13,1	373	17	7	2,6	371
23	24	9,1	379	16	4,3	1,6	372
22	41	15	373	15	2,7	1,1	—

T	A T	T	A T
mor K	7°	2200° K	26°
1400	10	2400	31
1600	14	2600	36
1800	18	2800	41
2000	21	3000	47

	T	^(0.665, 2350)	Eiß.mb T)
	I	E (0,Ü65 T)	£?{0.4r) T)
6 windingen	2350	1
2 windingen	2275	1,35	10,8
2 windingen	2180	2,04	12,9
2 windingen	2035	4,14	17,7
2 windingen	1830	13,5	1

A	Wieneche kromme voor2305°	Phot.	Afwijking.		Wiensche kromme voor2305o	Phot.	Afwijking.
68	251	260	-4 °/o	56	93,2	93	0 °/o
66	219	224	— 2^2 "/o	54	73,8	75	-l,7°/o
64	190	194	— 2 o/o	52	57,2	57,5	- \'h\'h
62	163	166	-2 °/o	50	43,2	42	3 °/o
60	138	138	aangepast	48	31,6	32	-1 °/o
58	114	114	0°jo	46	22,1	22,5	-2 o/o

X	Wiensche voor T-.	1 kromme = 1980.	A	Wiciische voor T\'	1 kromme = 1980.
Berekend	Uit de nomografie	Berekend	Uit do nomografie
OfiSfx.	327	325	0,54 HA	65,5	65,8
66	275	280	52	47,3	47,4
64	227	228	50	33	32,4
62	185	184	48	22,2	22,8
60	148	148	46	14,6	14,6
58	115,6	114	44	8,1	7,9
56	88	88,8	42	5	5,16

Stroom- sterkte in am- père\'a.	Afgelezen op ampère- meter.	Correctie voor lamp 9202 van den pyrometer.	Graden- Keivin.	Correctie voor ballon lens.	Ware tem- peratuur (= kleur- tempera- tuur- spiraal).
4,5	1644° c.	1660° g.	1933	1999	2166
4,75	1713	1731	2004	2076	2255
5,00	1779	1798	2071	2148	2345
5,25	1830	1851	2124	2205	2415
5,5	1881	1903	2176	2261	2485
5,75	1937	1961	2234	2324	2560
6,00	2001	2027	2300	2395	2650
6,25	2051	2079	2352	2452	2717
6,5	2108	2138	2411	2516	2794
6,75	2160	2192	2465	2575	2875
7,00	2205	2239	2512	2626	2935
7,25	2260	2296	2569	2689	3020

Ongocorrigeerdo zwarte temperatuur van don buitenkant.	Verschil met bin- nenzijde.	Buiten- zyde.	VcrBchil met bin- nenzyde.
1529°k	62	2072	139
1596	70	2191	159
1781	92	2326	164
1979	121	2436	200

X	Affltnnd zw. krommen	A	Afrttnnd zw. krommen	A	Afntnnd zw. krom men	A	Afstand zw.krommcn
68	163	62	164	56	162	50	160
66	160	60	160	54	162	48	158
64	164	58	163	52	158	46	156
						44	156

	Wiensche	Werkelijke	Wiensche
A	kromme voor	verdeeling van	kromme voor
	2265° (relatief)	Wolfram	2474°
40001	400	400	400	2%
3900	303	306	312,5
3800	224,7	229,2	241	4,9
3700	164	170,6	182,7	6,6
3600	117	124,7 90,1	135,6	8
3500	81,4	98,5	8,6
3400	55,3	63,9	70,2	9
3300	36,7	44,7	48,5	7,8
3200	23,4	30,3	32,8	7,6

in A	Wiensche kromme voor 231f)0.	Werkelijke verdeeling van Wolfram.	Wiensche kromme voor 2474°.	Verdecling aangepast aan E (32) uit do vorige meting.
3200	400	400	400	396,6	7,6 >
3100	251,6	259,6	261,4	239,3	8,5 °/o
3000	145,4	159,5	165,3	147,4	10,8 "/o
2900	88,5	102,7	100,7	95	5,7 o/o
2800	49,2	62,2	58,7	57,5	2 0/o
2700	25,9	34,3	32,8	31,7	3,3 °/o
2600	\'12,7	18	17,3	17,6	-l,7°/o

A	Phot.	Wiensche kromnio voor 2910\'.
2GÓ0 A	1000	1000
2500 A	5G3	5G8
2400 A	302	307
2300 A	145	155