TER VERKRIJGING VAN DEN GRAAD VAN DOCTOR
IN DE WIS- EN NATUURKUNDE AAN DE RIJKS-
UNIVERSITEIT TE UTRECHT, OP GEZAG VAN DEN
RECTOR-MAGNIFICUS Dr. A. A. PULLE, HOOG-
LEERAAR IN DE FACULTEIT DER WIS- EN NA-
TUURKUNDE, VOLGENS BESLUIT VAN DEN SE-
NAAT DER UNIVERSITEIT TEGEN DE BEDEN-
KINGEN VAN DE FACULTEIT DER WIS- EN NA-
TUURKUNDE TE VERDEDIGEN OP MAANDAG
20 JANUARI 1930 DES NAMIDDAGS 4 UUR, DOOR
WILLEM ELENBAAS
GEBOREN TE GAPINGE

Bij het beëindigen mijner academische studie maak ik
gaarne van deze gelegenheid gebruik U, Oud-Hoogleeraren,
Hoogleeraren en Lectoren der Faculteit van Wis- en Natuurkunde
m\'n oprechten dank te betuigen voor het genoten onderwijs.

In het bijzonder dank ik U, Hooggeleerde Ornstein,
Hooggeachte Promotor, voor de voortdurende hulp en steun die
ik bij de bewerking van dit proefschrift van U mocht ondervin-
den. Uw voortdurende belangstelling en Uw groot enthousiasme
waren steeds voor mij een aansporing tot werken. De jaren in
Uw laboratorium doorgebracht, waar U zulk een sfeer van vriend-
schap hebt weten te scheppen, zullen bij mij steeds in aange-
name herinnering blijven.

Waarde Willemse, steeds stondt ge met Uw technische
kennis klaar om bij het construeeren der buizen behulpzaam te
zijn. Hiervoor mijn hartelijken dank.

Tenslotte een woord van dank aan van Dommelen, voor
de hulp bij het photometreeren en uitmeten der platen.

bladz.

9
12

23
26

31
37
40

53
60

§ 13 Optische methode ter be-
paling van de gemiddelde
vrije weglengte van elec-
tronen in gassen.

§ 15 Vergelijking met de elec-
trische methode ter bepaling
van de gemiddelde vrije
weglengte.

Het termsysteem van Helium bestaat uit twee systemen, die
men vroeger toeschreef aan twee soorten helium, nl, parhelium
en orthohelium. De parheliumlijnen zijn enkelvoudig, terwijl men
over de structuur der orthoheliumlijnen tot voor korte tijd in het
onzekere verkeerde. Deze lijnen toch, verschenen in de spectraal-
apparaten met groot oplossend vermogen, als doubletten, terwijl
men volgens de wisselwet van Sommerfeld, die zegt dat de
multipliciteit der lijnen van een element uit een even rij van het
periodiek systeem oneven is en van een oneven rij even, een on-
even multipliciteit zou verwachten.

Dat de doubletten bij helium geen gewone doubletten waren,
volgde uit de intensiteitsverhouding der componenten. Deze ver-
houding werd door voorloopige metingen van Ornstein en
H. C. Burgur i) bepaald op 1 : 6, terwijl D. Burgur 2) in nauw-
keurige metingen 1 : 8 vond. Waren de orthoheliumlijnen nor-
male doublets, dan zou men een intensiteitsverhouding 1 : 2
verwachten. Als men echter aanneemt dat de orthoheliumlijnen
tripletlijnen zijn waarvan de twee sterksten zoo dicht bij elkaar
liggen dat ze in de gebruikte spectraalapparaten samenvallen,
dan moet men voor het schijnbare doublet een intensiteitsver-
houding 1 : (3 5) verwachten, wat dus in overeenstemming is
met de waarneming.

Bij de in dit proefschrift beschreven intensiteitsbepalingen
der tripletlijnen werd de som der intensiteiten van de drie com-
ponenten gemeten.

De grondtoestand van het helium is een singulet S toestand
(l^S), Bij elke hoogere singuletterm is een overeenkomstige tri-
pletterm aan te wijzen, Intercombinatielijnen (lijnen die geëmi-

teerd worden bij overgang van het atoom van een triplettoestand
naar een singulettoestand of omgekeerd) komen bij helium bijna
niet voor.

Atomen die zich in een of toestand bevinden, kunnen
niet door straling in de grondtoestand overgaan, daar bij straling
overgangen die behooren bij een sprong O van het azimuthaal-
quantumgetal, niet voorkomen. Bij de term treedt tevens nog
het verbod voor intercombinatie op. Deze metastabiele toestanden
kunnen alleen weer verdwijnen door absorptie van straling of
door botsing met andere atomen of met electronen. De levensduur
van een atoom in een metastabiele toestand is daarom ook veel
grooter dan die in een andere aangeslagen toestand.

Het is dus denkbaar, dat bij de aanslag van helium deze me-
tastabiele niveau\'s een bijzondere rol zullen spelen.

Teneinde de wijze van aanslag der verschillende niveau\'s te
bestudeeren, hebben wij de intensiteiten van een aantal zicht-
bare He lijnen bepaald als functie van uitwendige omstandig-
heden, nl, de snelheid der aanslaande electronen, de druk van
het He en de stroomdichtHeid der aanslaande electronen.

3quot;. Aanslag vanuit een niveau met ongeveer gelijke energie
door botsing met een atoom in de grondtoestand.

4quot;, Doordat het vanuit een hooger niveau gevormd wordt,
waarbij het energieverschil der toestanden als monochro-
matisch\'licht wordt uitgestraald.

In hoeverre deze verschillende gevallen voorkomen, vormt een
belangrijk onderwerp van onderzoek.

De intensiteit van een lijn als functie van de snelheid der
aanslaande electronen (meestal uitgedrukt in Volt) bij constant
gehouden druk en stroomdichtheid, noemt men de optische aan-

slagfunctie van die lijn. Deze functie is evenredig met de be-
zettmg van het beginniveau dezer lijn.

Onder de electrische aanslagfunctie van een term verstaat men
de directe aanslag van die term vanuit het grondniveau. Bij de
electrische aanslag wordt dus ook gevraagd hoe het atoom in
de beschouwde toestand gekomen is, terwijl deze vraag bij de
optische geen rol speelt. De optische aanslagfunctie is opge-
bouwd uit de electrische (aanslag als onder f») waarbij de aan-
slag die onder 20, 3» en 4quot; genoemd is, tevens optreedt.

Men heeft de directe aanslag vanuit het grondniveau als
unctie van de electronensnelheid, de electrische aanslagfunctie
genoemd, omdat het in principe mogelijk is deze op electrische
wijze te bepalen, (nl. door het aantal electronen te bepalen dat
een energie verloren heeft juist gelijk aan het energieverschil
tusschen de beschouwde term en het grondniveau).

Als wij in het vervolg spreken over de aanslagfunctie zonder
meer, zullen wij steeds de optische aanslagfunctie bedoelen.

Wij zullen in deze paragraaf kort de voornaamste onderzoe-
kingen bespreken die zich met de optische aanslagfunctie bezig-
houden.

A. LI Hughes and P. Lowe. Proc. Roy, Soc, 104 480 1923.
Intensities in the Helium Spectrum.

Bij deze onderzoekingen Moordt gebruik gemaakt van een
buis die een metalen doos (13 c.M, lang en 2% c.M. breed en
hoog) bevat, die aan de onderkant bijna geheel open is. Tegen-
over deze opening bevindt zich een draadnet, waarachter een
U-vormige gloeispiraal ter lengte van 20 c.M., aan welks uitein-
den een potentiaalverschil heerscht van ongeveer 6 Volt. De
glazen buis is met He van lage druk gevuld, Tusschen gloei-
spiraal en rooster wordt een versnellend veld aangelegd. Zijn
de electronen het rooster gepasseerd, dan treden ze met con-
stante snelheid in de doos waar zij het He aanslaan. De elec-
trcnensnelheid wordt gevarieerd van 34 tot 210 Volt (dit is de
maximale snelheid — door het groote potentiaalverschil aan de
uiteinden der spiraal, loopen bij één opname de snelheden 6
Volt uiteen). Het He licht treedt uit door een opening in één der
twee zijvlakken 2gt;2 X 2K\' c.M., zoodat hét licht van een 13 c.M,
lange kolom waargenomen wordt.

Intensiteitsmetingen worden gedaan door een wig voor de
spleet van de spectrograaf te plaatsen. De lengte der lijn geldt
dan als een maat voor de intensiteit der lijn.

Bij 0.0120 m.m, druk en 7,2 milliampère worden de aanslag-
functies bepaald. De aanslagfunctie blijkt karakteristiek te zijn
voor de serie. De intensiteit der tripletlijnen neemt af bij toe-
nemende electronensnelheid. De lijnen — rn^S vallen hierbij
het snelst af en23P — mW het langzaamst. De lijnen 2^5 — ni^P
stijgen snel bij toenemende electronensnelheid, terwijl bij
21? — mW en2iP — m^S maxima optreden bij 75 resp. 60 Volt.

en de stroomsterkte gevarieerd worden. Het blijkt dat de inten-
siteit sneller toeneemt dan de druk en de^ stroomsterkte.

C 5. Bazzoni and J. F. Lay, Phys. Rev. 23 327 1924. Intensity
relations in the Helium Spectrum.

Electronen die door een gloeispiraal geëmiteerd worden, tre-
den met een snelheid van 25 tot 85 Volt in een veldvrije ruimte,
waann zieh helium van M mm. druk bevindt. De electronenstroom

edraagt 60 m.A. Intensiteitsmetingen worden op dezelfde manier
gedaan als door Hughes amp; Lowe. Terwijl de intensiteiten der
smguletlijnen van 25 Volt tot 85 Volt toenemen, hebben -
3 D, 23p _ 43/) en _ een minimum bij 55 Volt.

A. Udden and J. C. Jacobson. Phys. Rev. 23 322 1924. On the
exitation of the helium spectrum by electronic bombardment,

Electronen worden met snelheden van 25 tot 100 Volt in een
^Idvrije ruimte geschoten. Het geheel bevindt zich in He van
± 1 mm. druk. Bij kleine electronensnelheid blijken de triplet-
l^ijnen sterker te zijn dan de singuletlijnen, terwijl bij groote snel-
neden singulet- en tripletlijnen ongeveer even sterk zijn. De
zwartingen der platen worden niet gemeten zoodat de proeven
slechts qualitatief zijn.

Om bovengenoemd verschijnsel te verklaren, onderstellen
Udden en Jacobsen dat de tripletniveau\'s uit het metastabiele
niveau ontstaan door botsing met langzame electronen. Bij
groote electronensnelheid zal de metastabiele toestand bij botsing
aanleiding geven tot ionisatie. Bij invangen van een electron door
het ion, zullen singulet- en triplettoestanden gelijkelijk ontstaan,
zoodat de overeenkomstige lijnen der beide systemen ongeveer
even sterk worden.

Bij kleine electronensnelheid van bijv. 26 volt, zullen een aan-
tal electronen 20 tot 25 volt afgeven en dus eenige volts over-
houden. Deze electronen zouden dan overgangen geven van het
metastabiele 2^5 niveau naar andere tripletniveau\'s en hierdoor

zou dan het overwegen van het tripletspectrum bij kleine elec-
tronensnelheid verklaard zijn.

Om deze verklaring te toetsen, lieten zij twee onderling lood-
rechte electronenstralen in een veldvrije ruimte treden met snel-
heden van 21 volt resp, 5 volt- In het snijpunt van deze stralen
verwachtten zij dat lijnen van het tripletsysteem geëmiteerd
zouden worden. Het resultaat was echter negatief.

J. Stark. Ann. d. Phys. 86 530 1928, Intensitätsverhältnis der
Ortho- und Paraserien in Beziehung zur Atomstruktur des
Heliums,

Stark doet metingen aan Geisslersche buizen gevuld met He
van 0.5 mm. tot 100 mm. druk. De zwartingen der photografische
platen worden niet in intensiteiten omgerekend.

In de positieve zuil komt bij hooger He druk het tripletsys-
teem op, terwijl het verval in de serie toeneemt. Daar Stark
onderstelt dat de electronensnelheid in Geisslersche buizen van
0.5 mm. tot 100 mm. zeer weinig van de druk zal afhangen,
schrijft hij dit verschijnsel aan de druk toe. Door vergelijking der
emissie der positieve zuil (kleine electronensnelheid) en negatief
glimlacht (grootere electronensnelheid) besluit Stark dat bij
kleine snelheid het tripletsysteem opkomt.

Bij drukken van 40 tot 12 mm. wordt een gewone Geisslersche
buis gebruikt en van 7 tot 0.3 mm. een Geisslersche buis met
gloeikathode.

De intensiteit wordt thermo-electrisch gemeten.
Onderzocht worden 2^5 — 2»P,nbsp;—nbsp;2^5 — 3ip,

Gevariëerd worden: druk, stroomsterkte en capillairdoorsnede.
Zet men de intensiteit per eenheid van stroomsterkte uit tegen
de stroomsterkte, dan hebben deze curven (druk als parameter)
een maximum, terwijl dit maximum bij kleine druk verschuift
naar grootere stroomsterkte, wat door kleinere zelfabsorptie
verklaard wordt.

De intensiteit als functie van de druk heeft ook een maximum.
Het afnemen der intensiteit na dit maximum kan door zelfab-
sorptie verklaard worden.

Door variatie der capillairdoorsnede is de intensiteit te corri-
geeren voor zelfabsorptie (extrapolatie naar doorsnede o).

Om een idee te krijgen in welke mate het „uitregenenquot; een rol
speelt, maken de schrijvers op de som der intensiteiten der
lijnen die ontstaan bij overgangen naar het 2? niveau gedeeld
door de intensiteit der lijn die ontstaat bij overgang uit het 2P
niveau. Speelde alleen het uitregenen een rol, dan zou deze ver-
houding 1 zijn. Het blijkt dat deze verhouding toeneemt bij af-
nemende druk. Bij 30 mm. is ze 0.06 en bij 0.5 mm. 0.22,
Bij hooge druk speelt dus het uitregenen een zeer kleine rol.
De triplet-singuletverhouding blijkt toe te nemen bij hooger
druk. Dit wordt verklaard door de hypothese dat ook bij aanslaan
door electronenstoot de intercombinatieovergangen zeldzaam zijn.

Bij lage druk, waar de atomen elkaar weinig storen, gaat de
grondtoestand, die een singulet S toestand is, door electronen-
stoot hoofdzakelijk in een singulettoestand over.

De singulet-triplet overgang is echter bij aanslag door electro-
nenstoot niet verboden, want bij de laagste drukken (0.01 mm.)
treedt het tripletsysteem nog op.

Bij hooger druk komen botsingen tusschen aangeslagen ato-
men en atomen in de grondtoestand meer voor, waardoor triplet-
toestanden uit singulettoestanden kunnen ontstaan. Bij hooge
druk zal zich tenslotte een evenwichtstoestand instellen.

Ook in het singuletsysteem wordt een regel, analoog aan de
voorkeursregel bij straling gevonden. Bij absorptie van straling
kan de ^S toestand alleen overgaan in een ip toestand. Indien
dit bij aanslag door electronenstoot ook geldt, moet men dus ver-

wachten dat de ^P niveau\'s bij lage druk sterk bezet zullen zijn
en dit wordt ook gevonden. Ons werk vormt een voortzetting van
de beschreven onderzoekingen.

C. Hodges and W. C. Michels. Phys, Rev, 32 913 1928.
Intensity measurements in the Helium Spectrum.

Volgens de photografische methode worden intensiteitsmetin-
gen gedaan aan Geisslersche buizen gevuld met He van 2.58 mm
tot 15.5 mm druk. De capillair heeft een inwendige diameter van
4 mm. Spanning aan de buis wordt geleverd door een wissel-
stroombron van 50 perioden. De spanning aan de uiteinden wordt
zoo geregeld, dat de stroomsterkte bij alle buizen 40 m.A. is.
Hierbij varieerde de spanning van 500 tot 620 volt.

De intensiteit der lijnen vertoont als functie van de druk een
maximum, terwijl dit maximum naar lager druk verschuift bij
de hoogere lijnen in de serie. Zij verklaren dit als volgt: De in-
tensiteiten der lijnen vertoonen een maximum als de energie der
aanslaande electronen iets grooter is dan de aanslagenergie. Nu
is de aanslagspanning der hoogere lijnen in de serie grooter en
hun maximum wordt dus bereikt als de electronen een grootere
energie hebben, dus als de vrije weglengte grooter is en dus de
druk kleiner.

Tenslotte stellen schrijvers volgende regels op:
Lage druk bevoordeelt het singuletsysteem en de hoogere lijnen
van het tripletsysteem. In de singuletseriën komen de hoogere
lijnen niet zoo veel sterker op bij lage druk.

M. G. Peieri en W. Elenbaas. Zs. f, Phys, 54 92 1929,
Intensitäten im He-Spektrum als Funktion von Druck und

De emissie van een Geisslersche buis bij 6.9 mm druk wordt
vergeleken met een lage druk buis waar electronen die door een

Bij lage druk blijken de hoogere lijnen van de serie op tc
komen en de triplet singuletverhouding neemt af.

Verder blijkt de triplet-singuletverhouding toe te nemen bij
afnemende electronensnelheid. De in dit proefschrift beschreven
onderzoekingen vormen en voortzetting van dit werk.

Bij de proeven van Hanle bevinden zich twee anoden op af-
standen van ongeveer 2 resp. 7 mm. tot de gloeispiraal. In beide
bevindt zich een kleine opening of rooster om de electronen door
te laten. Het potentiaalverschil tusschen gloeispiraal en eerste
anode wordt voortdurend op 60 volt gehouden, terwijl het poten-
tiaalverschil tusschen de eerste en de tweede anode zoo gekozen
wordt, dat de electronen met de gewenschte snelheid de tweede
anode passeeren. Dit heeft dit voordeel, dat bij constant gloeien
der spiraal de electronenstroomsterkte bijna onafhankelijk is van
de eindsnelheid der electronen. Vooral bij de kleine electronen-
snelheden geeft dit een groot voordeel, omdat men anders hierbij
de gloeispiraal sterk moet belasten om toch nog dezelfde elec-
tronenstroom te verkrijgen als bij hoogere spanningen, wat de
levensduur der buis sterk verkort.

Hanle werkte met drukken van 0.01 tot 0.06 mm en electro-
nensnelheden van 27gt;2 tot 450 volt. De intensiteiten werden zeer
nauwkeurig volgens de photografische methode bepaald. Alleen
de intensiteitsverhoudingen der afzonderlijke lijnen bij verschil-
lende electronensnelheden worden gemeten; de intensiteitsver-
houdingen der verschillende lijnen onderling echter niet, daar
geen ijking der plaatgevoeligheid geschiedt,

Behalve de aanslagfuncties zijn ook onderzoekingen over de
polarisatie der lijnen gedaan. Wij geven ook hiervan een over-
zicht der litteratuur.

Prüfung von Z)-Leuchten, das von einem nahezu parallelen
Elektronenbündel angeregt ist, auf Polarisation.

Kossel und Gerthsen vragen zich af, of er bij emissie, ver-
oorzaakt door electronenstoot, nog eenige „herinneringquot; is waar
te nemen, van de richting waarin het electron zich bewoog, m.a.w.
is het licht dat door een parallellen electronenbundel in een gas
wordt opgewekt gepolariseerd? Klassiek zou men hiervan het
volgende beeld geven: Het botsende electron komt met een snel-
heid V aan en geeft aan het stralende electron een snelheid u
in een richting die de hoek a maakt met de richting v. Het
stralende electron trilt dan in deze richting uit en emitteert dus
licht waarvan de electrische vector trilt in de richting u Daar
de massa\'s der botsende electronen gelijk zijn, moet

energie van het botsende electron en hv de uitgezonden stra-
lingsenergie is. Op deze wijze kunnen zij dus de polarisatie van
het licht berekenen als functie van de energie van het botsende
electron.

Metingen aan de D lijn van Na hadden echter tot resultaat
dat het licht bij aanslag door een evenwijdige electronenbundel
niet gepolariseerd is, terwijl zij volgens bovenstaand beeld een
polarisatiegraad van 60% verwachtten.

Ellet, Foote en Mohler onderzoeken de polarisatie van de
resonantiefijn van kwik en de Na D lijn bij aanslag door een
parallelle electronenstroom.

Het Na licht bleek evenals bij Kossel en Gerthsen ongepola-
nseerd te zijn, terwijl zij bij de kwikresonantielijn, bij afwezig-
heid van een magnetisch veld een polarisatiegraad van 30%
vonden met de maximale electrische vector loodrecht op de
richting der electronenstroom. Met behulp der onderstelling dat
in het geval dat het aanslaande electron zijn totale energie af-
geeft, de verandering van het inwendig quantumgetal loodrecht
op de richting van het aanslaande electron staat, berekenen zij een

als jo is het inwendig quantumgetal in de grondtoestand en /
in de aangeslagen toestand. Dit geeft een polarisatie waarbij de
maximale electrische vector evenwijdig aan de electronenstraal
trilt.

Verder constateeren de schrijvers dat een magnetisch veld in
de richting der electronenstroom geen invloed heeft op de polari-
satie, terwijl een magneetveld dat loodrecht op de electronen-
stroom wordt aangebracht een depolariseerende werking heeft.

Skinner onderzoekt de polarisatiegraad van kwiklijnen als
functie van de electronensnelheid bij aanslag met een parallelle
bundel electronen. Terwijl de aanslagspanning der gele lijnen on-
geveer 9 volt is, bepaalt hij de polarisatiegraad van 55 volt tot
18 volt en extrapoleert naar 9 volt. Hier vindt hij dan een pola-
risatiegraad van 65%,

De meeste lijnen zijn gepolariseerd met de max, electrische
vector in de richting der electronenstraal, enkele zijn ongepolari-
seerd en bij enkele staat de max. electrische vector loodrecht
op de electronenstraal.

Uit de depolarisatie en de draaiing van het polarisatievlak bij
aanwezigheid van een magnetisch veld loodrecht op de electro-
nenstraal berekent Skinner op dezelfde manier als Hanle dit bij
de resonantiestraling deed, de verblijftijd van de Z^D^^n
toestand voor een overgang naar de toestand en vindt hier-
voor 2, 9 10-8 sQc.

De geëxtrapoleerde waarde der polarisatiegraad bij de aan-
slagspanning kon Skinner op de volgende manier verklaren
Experimenteel blijkt, dat een magnetisch veld in de richting der
electronenstraal geen invloed heeft op de polarisatiegraad. Om
nu de polarisatiegraad te berekenen denken wij ons nu, evenals
Heisenberg dit deed bij de berekening der polarisatiegraad der
resonantiestraling, een magneetveld aangebracht in de richting
der electronenstraal, zóódat de Zeemansplitsing kleiner is dan
de afstand der multiplet niveau\'s. Noemen we / het totale quan-
tumgetal, dan zal, als de energie van het electron juist gelijk is
aan de aanslagenergie, A j loodrecht staan op de electronenstraal
(evenals Ellet, Foote en Mohler aannamen) en dus ook lood-
recht op het magneetveld d.w.z. als m de component is van ƒ in
de richting van het magneetveld, dan is zlm = o. Op deze wijze
is uit de bekende intensiteitsverhouding der Zeemancomponenten
de polarisatiegraad te berekenen. Voor de gele lijnen vindt men
dan 60% en zooals wij zagen vindt Skinner dit bij zijn extrapo-
latie ook ongeveer.

Ook de totale polarisatie met de electrische vector loodrecht
op de electronenstraal kan op deze manier verklaard worden.
Dat komt nl, voor bij overgangen A j = o. Nu weten wij uit de
studie van het Zeemaneffect dat overgangen A j = o A m = o
niet voorkomen, zoodat alleen overgangen ^ m = 1 kunnen
plaats vinden.

Voor sommige lijnen klopt de gemeten polarisatiegraad echter
niet met deze theorie, en wel voor die lijnen die ontstaan uit

Door aan het botsende electron in een magnetisch veld een
moment toe te kennen in de richting van het veld of tegen-
gesteld aan deze richting kan ook deze afwijking verklaard wor-
den. Door verandering van oriëntatie bij de botsing, is het mo-
gelijk dat het electron een impuls A j — \\ aan het atoom geeft
m de richting van het magneetveld en dit geeft dus Am = 1.
Geeft het electron de eene keer wel en de andere keer geen
impuls af, dan zal dus de polarisatiegraad onbepaald zijn.

Schrijvers onderzoeken de polarisatiegraad der kwiklijnen bij
aanslag door een evenwijdige electronenstraal waarvan de ener-
gie der electronen slechts weinig grcoter is dan de aanslag-
energie. Hun resultaten stemmen over. het algemeen met die van
Skinner overeen,

Ook Quarder werkt met een evenwijdige electronenbundel in
kwikdamp. Eerst onderzoekt hij de polarisatiegraad van het
totaal uitgezonden licht (zonder dus van een spectraalapparaat
gebruik te maken) bij electronensnelheden van 16 tot 15000 volt.
Bij 16 volt was het totale licht gedeeltelijk gepolariseerd met de
maximale electrische vector evenwijdig ^aan de electronenstraal.
Bij ongeveer 100 volt is de polarisatiegraad nul geworden om bij
nog grootere spanning negatief te worden (polarisatie met max.
electr. vector 1 electronenstraal).

Daarna onderzoekt hij bij kleine snelheden de polarisatiegraad
der lijnen afzonderlijk en krijgt daarbij resultaten die in \'t al-
gemeen met die van Skinner overeenstemmen.

Een magneetveld van 60 Gauss in de richting van de electro-
nenstraal heeft geen invloed op de polarisatiegraad. Een veld
van 20 Gauss loodrecht op de electronenstraal en loodrecht op
de waarnemingsrichting veroorzaakt een vermindering der pola-
risatiegraad van ongeveer 25%, terwijl dit veld in een richting
loodrecht op de electronenstraal en in de waarnemingsrichting
bijna volkomen depolarisatie veroorzaakt. De invloed van het
aardveld kon verwaarloosd worden.

H. W. B. Skinner and E. T. S. Appleyard. Proc. Roy Soc. of
London. 117 224 1927,
On the exitation of polarised light by electron impact.

De polarisatiegraad wordt nu ook bij kleinere electronensnel-
heden gemeten. Het blijkt nu dat de extrapolatie in de eerste
publicatie onjuist was. Bij kleinere snelheid neemt \'de polari-
satiegraad nml. af en wordt nul bij de aanslagspanning. Dit wordt
nu als volgt verklaard: De verandering van het totaal quantum-
getal ƒ bij de botsing moet i staan op de snelheidsverandering
A V van het electron. De polarisatiegraad zal dus afhangen van
A V. Het feit dat bij de aanslagspanning de polarisatiegraad
nul is, beteekent dus dat hier A v gelijkmatig over alle richtingen
verdeeld is; bij de potentiaal waar de polarisatiegraad maxi-
maal is, moeten wij dan onderstellen dat hierbij A v maximaal
naar voren gericht is; bij zeer groote snelheden is Av lood-
recht gericht op de electronensnelheid, zoodat wij hier een ander
teeken van de polarisatiegraad moeten verwachten, wat Skinner
en Appleyard ook inderdaad vinden.

De polarisatiegraad bij het maximum blijkt ongeveer de helft
te zijn van de polarisatiegraad berekend volgens de methode,
zooals die in het eerste stuk van Skinner besproken is.

Vaak brengt men het helium tot lichten in een Geisslerbuisje,
waarin zich He van eenige millimeters druk bevindt en aan
welks uiteinden de spanning van een inductorium gelegd wordt.
Het bezwaar dat er in dit geval een wisselspanning op de buis
staat, kan opgeheven worden door een hooge gelijkspanning te
gebruiken. Metingen aan Geisslersche buizen met 6.9 resp. 12 mm
He druk en aan welks uiteinden ongeveer 1000 Volt gelijkspan-
ning wordt aangelegd zullen in § 8 medegedeeld worden.

Het nadeel hierbij is echter, dat de electronensnelheid niet
gedefinieerd is. Bij 7 mm He druk is de vrije weglengte der elec-
tronen van de orde 10quot;quot; c.M., zoodat de electronen vele malen
gebotst zullen hebben vóórdat zij van de kathode de anode be-
reikt hebben. In het begin moeten deze botsingen elastisch zijn,
daar de electronen nog geen snelheid overeenkomende met
19,77 Volt (het kleinste energieverschil tusschen grondtoestand
en aangeslagen toestand) verkregen hebben. Heeft het electron
een energie van 19.77 volt opgezameld, dan kan het bij de vol-
gende botsing een He atoom aanslaan. Wanneer het echter zal
aanslaan is niet te zeggen. De snelheden der electronen waar-
mede deze in de capillair der Geisslersche buis aanslaan, zal
daarom waarschijnlijk vrij sterk uiteenloopen.

Een tweede bezwaar bij de Geisslersche buis is de groote druk
waardoor de atomen elkaar onderling sterk kunnen storen en
waardoor ook de zelfabsorptie groot is (het licht uit het binnenste
deel der capillair moet een vrij dichte Fe-laag doorloopen).

Maakt men de druk lager, dan kan men met de ter beschik-
king staande spanningen geen ontlading meer door de buis
krijgen. Men kan dan nog tot lager drukken gaan, door bij de
kathode een gloeispiraal aan te brengen, maar veel lager dan
1 mm. kan men hiermede ook niet komen.
De ontlading in de Geisslersche buis is dus zeer gecompliceerd

en dus minder geschikt om iets over de aanslag van het gas te
weten te komen. Hiervoor hebben wij een ontlading noodig onder
eenvoudige condities. Hieraan voldoet de buis van het volgende
type: tegenover een cylindervormige anode bevindt zich een
gloeispiraal. De door de gloeispiraal geëmitteerde electronen
worden door het tusschen gloeispiraal en anode aangelegde elec-
trische veld versneld en treden met constante snelheid in de
veldvrije ruimte der anode,

Fig. I geeft een doorsnede van de door ons gebruikte buis. De
gloeispiraal g bevindt zich hier tegenover het rooster r dat de
cylindervormige anode aan de onderzijde afsluit. Dit rooster be-
staat uit zeer vele dunne metaaldraadjes, door welks mazen
de electronen kunnen passeeren. Het geheel bevindt zich in een
glazen buis gevuld met 0.1 mm He. Tusschen gloeispiraal en roos-
ter wordt een spanning aangelegd, zóó dat de door de gloeispiraal

uitgezonden electronen versneld worden, tot zij het rooster
passeeren, waarna zij, daar de ruimte binnen de anode veldvrij
is, met constante snelheid verder loopen tot zij een He atoom
aanslaan of in de metalen wand van de anode treden,

In het kooitje bevindt zich een spleet s; het heliumlicht dat
hier uittreedt kan waargenomen worden. Om het indringen van
het veld in de ruimte door de spleet s zooveel mogelijk te voor-
komen, is een dunne metalen draad spiraalvormig om de anode
gewikkeld (in de figuur niet geteekend) zóódat de spleet s in
deelen van 1 tot 2 mm lengte verdeeld wordt. De gloeispiraal
bevindt zich ook in een metalen cylindertje z. Dit dient om te
verhinderen dat electronen uit de spiraal komend, langs de bui-
tenkant de anode bereiken zullen. Bij de eerste buizen die wij
gebruikten, was het cylindertje niet aanwezig. Het He lichtte
daar ook buiten de anode. De electronen die dit lichten veroor-
zaken, komen ook op de anode en worden dus in de electronen-
stroom meegemeten. Daar echter alleen de electronenstroom
binnen de anode van belang is, wordt hierdoor de electronen-
stroom tc groot gevonden.

Bij aanwezigheid van het cylindertje z is het lichten buiten de
anode zeer zwak, waaruit volgt dat er nu weinig electronen
langs de buitenkant de anode bereiken.

Ook bij deze buizen is het drukgebied waarin men kan werken
beperkt; naar beneden doordat bij kleine druk de lichtsterkte
klein wordt en naar boven omdat de gemiddelde vrije weglengte
der electronen groot moet zijn ten opzichte van de afstand der
gloeispiraal tot de plaats in de anode waar men meet, Is dit laat-
ste niet het geval, dan zullen een belangrijk deel der electronen
reeds gebotst hebben en de electronensnelheid zou weer niet be-
paald zijn. Hierdoor is het drukgebied waarin deze buizen goed
gebruikt kunnen worden beperkt van 0,01 mm tot 0.2 mm.

De buis werd op de volgende wijze geconstrueerd: Op het
brugje C wordt de anode en de cylinder z met de gloeispiraal
gemonteerd. De gloeispiraal is van platina die, om een sterke
electronenemissie te verkrijgen, met een laagje bariumoxyde be-
dekt is. Het brugje wordt dan bij A aan de buis gesmolten. De

buis is nu bij B nog open, en hier wordt de buis in horizontale
stand, terwijl de spleet s naar beneden kijkt, aan de pompin-
stallatie gesmolten. In de buis bevindt zich nog een nikkel plaatje,
dat tegenover de spleet s op de glaswand rust. Dit dient om te
zorgen dat bij het uitgloeien de dampen niet op het glas zullen
neerslaan, waardoor juist de spleet s niet meer zichtbaar zou
zijn (later valt dit plaatje in het onderste deel der buis) Om alle
verontreinigingen uit de buis te verwijderen moest gedurende
vele uren uitgegloeid worden. Hierbij staat een spanning van
220 volt tusschen gloeispiraal en anode, terwyl de gloeispiraal
geel gloeit. De electronen bombardeeren hierbij de anode en ver-
wijderen zoo alle verontreinigingen. De warmteontwikkeling is
zoo groot, dat de nikkelen kooitjes rood gloeien. Gedurende dit
uitgloeien wordt voortdurend gepompt en dit wordt zoolang
voortgezet, tot geen gassen meer vrij komen. Daarna wordt om
het geheel een electrische oven aangebracht en het geheel eenige
uren, onder voortdurend pompen op ongeveer 400« gehouden om
ook het glas goed schoon te maken; tenslotte wordt nog weer
eenige tijd gegloeid.

Eindelijk wordt de buis met He van de gewenschte druk ge-
vuld en bij B afgesmolten.

De glazen buis sluit vrij nauw om de anode. Dit is hiervoor
van belang, omdat nu het licht dat uit de spleet s komt slechts
een korte weg in het He behoeft af te leggen, waardoor de ab-
sorptie klein blijft. De ballon dient om ook bij deze lage drukken
nog over een groote hoeveelheid helium te beschikken. Door ad-
sorptie van het He aan de wand en aan het metaal wordt de druk
kleiner en deze drukvermindering zal kleiner zijn, naarmate
het volume grooter is. Ook zullen eventueele gassen die na het
afsmelten nog uit het metaal treden een geringere invloed hebben
naarmate het volume van de buis grooter is, ¹)

De electrische opstelling is in fig. II geteekend. Een batterij
van 6 volt gelijkspanning (1 constant) levert de stroom voor

de gloeispiraal. De spanning aan diens uiteinden wordt op V2
afgelezen en bedraagt bij maximaal gloeien 1 volt.

dooreen batterij van 130 volt gelijkspanning (lquot;/oo constant). De
weerstand R (440 ü) wordt in potentiometerschakeling gebruikt,
terwijl de weerstand W (2200 Ü] zoo groot gekozen is dat bij
kortsluiting in de buis de stroomsterkte kleiner blijft dan tweemaal
dc maximale stroomsterkte die de milliampèremeter A^ kan aan-
wijzen. Op Al kunnen wij de electronenstroom tusschen gloei-
spiraal en anode aflezen. De voltmeter V, geeft de spanning
tusschen de anode en het negatieve einde der gloeispiraal (dit
geeft dus de maximale electronensnelheid).

De buis wordt nu in horizontale stand voor de spectrograaf
(Fuess) opgesteld. Dat gedeelte van de spleet s dat zich het
dichtst bij het rooster bevindt wordt door een achromaat op de
spleet der spectrograaf afgebeeld. De breedte van de spleet s
bepaalt dus de hoogte van het beeld op de spleet der spectro-
graaf. Slechts het middelste deel hiervan wordt gebruikt; het

andere gedeelte der spleet van de spectrograaf wordt afge-
schermd. Op de plaat krijgen wij op deze manier korte lijnen
zoodat cp één plaat 20 spectra opgenomen kunnen worden.
Wij gebruikten Ilford Special Rapid Panchromatic Plates 6X9.
De spleetbreedte kan, daar de He lijnen niet dicht opeen liggen
(de triplet lijnen worden niet gesplitst) groot gekozen worden
Dit vergemakkelijkt het photometreeren der lijnen zeer.

Om de gemeten zwartingen tot intensiteiten te kunnen omre-
kenen, werd de methode der spleetbreedtevariatie bij belichting
met een lichtbron die een ccntinu spectrum geeft, gebruikt. Daar
de heliumlijnen breed zijn, kunnen wij deze methode toepassen
zonder bevreesd te zijn voor fouten die bij deze methode optre-
den, bij het vergelijken der intensiteiten van smalle lijnen.

Door het op deze manier voor elke golflengte gevonden ver-
band tusschen zwarting en intensiteit kunnen wij dus de intensi-
teitsverhoudingen van een lijn bepalen onder verschillende
omstandigheden. Wij vinden dus zoo relatieve intensiteiten. Om
de absolute intensiteit te bepalen moet men de intensiteiten der
verschillende lijnen met elkaar kunnen vergelijken. Om dit te
kunnen doen werd de volgende methode gebruikt: Een energe-
tisch geijkte continue lichtbron (waarvan dus de intensiteit als
functie van de golflengte bekend is) wordt op drie verschillende
afstanden van de spectrograaf geplaatst en bij ieder dier afstan-
den worden opnamen gemaakt bij verschillende spleetbreedten.
De afstanden worden zoo gekozen, dat bij de stand waarbij de
afstand het kleinst is, de zwarting de juiste is in het violette
gebied en die waarbij de afstand het grootst is, in het roode
gebied. Bij een stand der lichtbron tusschen deze twee in is de
zwarting de juiste van ongeveer 4900 Ä tot 4000 Ä. Alle op-
namen worden met dezelfde belichtingstijd gedaan. Op een
tweede fotografische plaat wordt het spectrum opgenomen waar-
van wij de energieverdeeling over de verschillende lijnen willen
kennen en deze twee platen worden gelijk in één bak ontwikkeld.

Voor iedere golflengte waar een He lijn ligt kunnen wij nu,
doordat wij spleetbreedtevariatie hebben toegepast, een zwar-
tingskromme teekenen en wel voor de roode lijnen uit de spleet-

4000 A uit de spleetbreedtevariatie bij de middelste afstand
en voor de violette lijnen uit de spleetbreedtevariatie bij de
kleinste afstand. Wij kunnen dus de intensiteit van iedere He
lijn uitdrukken in de intensiteit der continue lichtbron in één
der drie standen.

Wij moeten nu nog de factoren bepalen waarmede de inten-
siteiten, betrekken op de continue lichtbron, in de uiterste stan-
den moeten worden vermenigvuldigd, resp. gedeeld.

Men zou deze factor kunnen bepalen door de afstanden van
de lamp tot de spleet der spectrograaf te meten en voor die
factor het quotient dier afstandskwadraten te nemen. Het is
echter veiliger deze factor uit de opname zelf te bepalen. Bij twee
verschillende standen der lichtbron zijn de zwartingen in een
gemeenschappelijk gebied bruikbaar. In dit gebied kunnen wij
dus voor enkele golflengten twee zwartingskrommen teekenen,
waarvan de afstand bovengenoemde factor geeft. Het blijkt dan,
dat de zoo bepaalde factor weinig afwijkt van het quotient van
de kwadraten der afstanden. Het groote voordeel bij deze me-
thode is dat deze factor onafhankelijk is van de golflengte. Hier-
van maken wij gebruik door deze factor die wij in het gemeen-
schappelijk gebied bepalen, ook aan te nemen voor het verdere
gebied.

Wij hadden ook de volgende methode kunnen toepassen;
l*^!. Neem bij één afstand van de lichtbron tot de spleet op-
namen met spleetbreedtevariatie bij enkele temperaturen der
continue lichtbron. Men kiest de belichtingstijd en de afstand zoo,
dat bij de hoogste temperatuur de zwarting in het violet goed
is. Men kan dan de stroomsterkte der continue lichtbron zoo
veranderen, dat men eveneens opnamen met bruikbare zwartin-
gen in het middelste spectraalgebied krijgt en bij een nog lagere
temperatuur zal de zwarting goed zijn in het rood. Deze methode
is echter geloof ik niet zoo nauwkeurig, want hier komt een fout
in de temperatuurmetingen der lichtbron geheel tot z\'n recht,
terwijl bij de eerste methode alleen de energieverdeeling een
rol speelt.

20. Maak gebruik van verzwakkers. Belichtingstijd en af-
stand worden weer zoo gekozen dat de zwarting in het violet
goed is. Hierbij wordt spleetbreedtevariatie toegepast. Daarna
wordt de lichtbron verzwakt door er een verzwakker voor te
plaatsen, die zooveel doorlaat dat nu de zwarting goed is in een
volgend spectraalgebied. Het bezwaar bij deze methode is dat wij
hier de verzwakking moeten kennen als functie van de golflengte
Deze ijking van de verzwakker blijkt verder sterk afhankelijk
van de plaats der verzwakker in het optische systeem, zoodat
men eigenlijk de verzwakker telkens zou moeten ijken in den
stand waarbij hij bij de meting gebruikt wordt.

Om deze reden geloof ik, dat de door mij gevolgde methode
ter bepaling van de intensiteitsverhouding van ver uiteenliggende
spectraallijnen de voorkeur verdient.

Om de aanslagfuncties der lijnen bij een bepaalde He druk
te leeren kennen, moeten wij dus de intensiteiten dier lijnen be-
palen als functie van de electronensnelheid bij gegeven stroom-
dichtheid, De verdeeling der stroom over de doorsnede van de
anode zal weinig van de electronensnelheid afhangen, zoodat aan
de voorwaarde van constante stroomdichtheid voldaan is, als de
totale stroomsterkte die we op Ai, (fig. II) aflezen, constant blijft.
Bij variatie der spanning tusschen gloeispiraal en anode kunnen
wij deze electronenstroomsterkte constant houden door de gloei-
stroom eveneens te variëren.

bij het rooster gelegen is op de spleet der spectrograaf afgebeeld
is, verschillende opnamen met gelijke belichtingstijden, waarbij
de spanning van 28 volt tot 250 volt gevariëerd wordt en de
stroomsterkte voortdurend op 1 mA. (door een doorsnede van
50 mrrfi) wordt gehouden,

In Tabel I zijn de intensiteiten bij een He druk van 0,1 mm.
en een stroomsterkte van 1 mA. voor verschillende span-
ningen tusschen gloeispiraal en rooster opgegeven, In tabel II zijn
de intensiteiten opgegeven bij 0,04 mm. He druk en eveneens 1

mA. Hierbij is de intensiteit der lijn = 5010 A bij 0,1 mm. en
60 volt gelijk 1000 gesteld.

In Fig, III zijn de aanslagkrommen in logarithmische schaal
voor 0,1 mm He druk geteekend. Dit geeft een goed overzicht hoe
de intensiteitsverhoudingen met de electronensnelheid verande-
ren. Bij groote electronensnelheid is de groene lijn = 5016 A*
(2^5—3iP) de sterkste lijn in het onderzochte spectraalgebied.

Daar bij gebruik der logarithmische schaal de vorm der aan-
slagkrommen niet is te overzien, is in Fig. IV en V van iedere
serie één lijn geteekend in gewone schaal. In fig. IV zijn singulet-
lijnen geteekend en in Fig, V tripletlijnen. De intensiteiten van
sommige lijnen zijn met een factor (in de figuur aangegeven) ver-
menigvuldigd, zóódat de maxima ongeveer even groot voorge-
steld worden.

Lijnen van eenzelfde reeks hebben een gelijk verloop; wij heb-
ben daarom van elke reeks slechts één lijn geteekend.

Alle lijnen behalve die van de serie 2^5—m^P hebben een
maximum tusschen 30 en 40 volt. Daarop volgt echter bij grootere

spanning nog een tweede vlakker maximum behalve bij de lijnen
der seriën: —m^S (hiervan werden twee lijnen gemeten

en A = 3965 A) is een aanwijzing dat zij uit twee gedeelten
bestaan. Bij ongeveer 55 volt is een duidelijke knik aanwezig.

Terwijl wij met ons onderzoek bezig waren werden metingen
gepubliceerd door Hanle (zie § 2), die niet geheel met de onze
overeenstemmen, Hanle vindt bij iedere aanslagkromme één
maximum, en dit maximum komt de eene keer overeen met ons
eerste maximum (in de seriën 2^P — m^S en 2^P — m^D) en een
andere keer met ons tweede maximum (in de de seriën 2^P — m^D
en 2^5 — m^P]. De aanslagkrommen der seriën 2\'^P — iri^S en
2^5 — rri^P stemmen met die van Hanle overeen. Hier vonden wij

Ook bij 0.047rz7n treden de beide maxima op. In fig. VI hebben
wi] van elke serie waarbij een tweede maximum optreedt, een
aanslagkromme geteekend. Zooals wij zien treden hier ook de
tweede maxima op, misschien iets minder uitgesproken.

Het zou wellicht voor de hand liggen het tweede maximum te
verklaren als een herhaling van het eerste, daar de beide
maxima ongeveer 25 volt uit elkaar liggen. Beschouwt men bijv.
de aanslagkromme van de lijn _ ( /I = 5048) dan ziet
men dat deze lijn een vlak maximum heeft bij aanslag met 60
volt-electronen. Nu zullen er bij deze electronen op een kleine
afstand voorbij het rooster een aantal zijn die reeds eenmaal
gebotst hebben en dus misschien energie hebben afgegeveA.
Daar het kleinste energieverschil tusschen grondtoestand en een
aangeslagen toestand bij helium 19,77 volt is en de ionisatie-
spanning 24,5 volt is, zal deze energieafgifte waarschijnlijk
tusschen 20 en 25 volt liggen, zoodat deze electronen nog een
snelheid overeenkomende met 35 tot 40 volt overhouden. Bij
de electronen die de waarnemingsplaats passeeren zal dus het

waarnemingsplaats en A de gemiddelde vrije weglengte) een
snelheid van 35 tot 40 volt hebben en deze electronen geven
een maximum. Dat dit maximum vlakker is zou zijn verklaring
vinden in het feit, dat hier slechts een gedeelte der electronen
een snelheid van 35 tot 40 volt heeft. Deze verklaring kan echtei
niet juist zijn. Ten eerste is het gedeelte der electronen dat
reeds eermiaal gebotst heeft direct na het rooster (x klein) ge-
ring en ten tweede zouden, als deze fractie groot genoeg zou zijn,
om het effect te veroorzaken, toch zeker die krommen die het

ook het meest uitgesproken tweede maximum moeten hebben,
en Juist deze krommen bezitten het tweede maximum niet.

Daar dus het tweede maximum in bepaalde reeksen optreedt,
en ook door Hanle in eenige reeksen werd gevonden (Hanle

vond dan het eerste maximum niet) moeten wij wel aannemen
dat ook dit tweede maximum als zoodanig karakteristiek is voor
de aanslagkromme.

Vergelijken wij de aanslagkrommen bij 0,1 mm en 0,04 mm
druk, dan zien wij dat de intensiteit bij 0,04mm sneller afneemt
met toenemende spanning dan bij 0,1 mm.

Indien de He atomen elkaar onderling niet stoorden en er
geen absorptie was, dan zou men verwachten dat de intensiteit
bij 0,1 mm 2K\' maal zoo groot zou zijn als bij 0,04 mm. (de
stroomdichtheid is in beide gevallen dezelfde). Immers bij een
maal zoo grcote druk is het aantal botsingen van electronen
met He atomen ook 2K\' maal zoo groot en alle niveau\'s worden
dus ook 2K. maal zoo sterk aangeslagen. Dit blijkt echter niet
het geval te zijn, In fig, VII is de verhouding der intensiteiten

bij 0,1 mm en 0,04 mm voor eenige lijnen als functie van de
spanning uitgezet. Van elke serie is de verhouding bij één lijn
geteekend. De punten toonen tamelijk sterke afwijkingen van

deze lijnen maar het algemeen verloop is ondubbelzinnig. Bij
grooter spanning neemt de verhouding toe, vooral voor lijnen
uitgaande van D niveau\'s.

Het maakt de indruk dat bij de aanslagspanning der lijnen
de verhouding tot nadert.

Dat de kurven van fig, VH niet alle samenvallen tot één rechte
lijn evenwijdig aan de abscis met ordinaat 2^, kan wellicht ver-
klaard worden door aan te nemen dat aangeslagen atomen door
botsing met niet aangeslagen atomen in een andere aangeslagen
toestand kunnen overgaan en dat dit proces bij grootere span-
ning meer voorkomt dan bij kleine spanning. Wij moeten dan
aannemen dat deze aanslag door botsing plaats vindt vanuit
niveau\'s die bij hooger spanning sterker bezet zijn. Aan deze
voorwaarde voldoen de ip niveau\'s, zooals wij uit de aanslag-
krommen zien (fig. Hl en IV). Ook de absolute waarde der
bezetting van de ^P niveau\'s is groot want de lijnen A ==
5016 AenX= 3965 A zijn sterk.

Wij veronderstellen dus, dat uit de 3iP toestand door botsing
met een He atoom een Z^D toestand kan ontstaan. Het energie-
verschil tusschen deze twee toestanden (0,01 volt) kan hierbij
in warmte worden omgezet. Evenzoo kan uit deze 3ip toestand
een 3^5 toestand ontstaan, waarbij ongeveer 0,16 volt vrijkomt.
Evenzoo kunnen uit de 4iP toestand door botsing de A^D of de
toestand ontstaan, waarbij in het eerste geval hoegenaamd
geen energie vrijkomt en in het tweede geval 0,07 volt.

Zooals wij uit fig. VII zien, zou bij deze opvatting de aanslag
door botsing bij de D niveau\'s een grootere rol spelen dan bij de
S niveau\'s. Die overgang waarbij het energieverschil het kleinst
is, schijnt dus bij botsing het meest voor te komen.

Verder onderstellen wij dat bij botsing ^D niveau\'s in ^D ni-
veau\'s kunnen overgaan (de ^D niveau\'s liggen ongeveer 0,01
volt lager).

Bij zeer hooge druk zal, gelijk door Ornstein en Burger is op-
gemerkt, zich juist door deze botsingen een verdeeling der niveau\'s
naar het statistisch gewicht instellen. (De 1 ; 3 verhouding van
singulet-triplet treedt dan meer op).

Door deze beschreven onderstellingen kan het gedrag der
lijnen van de diffuse nevenseriën verklaard voorden; bij groote
electronensnelheid overweegt, door de sterke bezetting der ^P
niveau\'s en de kleine directe aanslag, de aanslag door botsing
over de directe aanslag zoodat de ^D niveau\'s een bezetting krij-
gen evenredig met het kwadraat van de druk en de ^D niveau\'s
evenredig met de derde macht van de druk. Zooals wij uit fig, VII
zien, is dit ook ongeveer het geval.

Bij de S en P niveau\'s speelt deze aanslag door botsing blijk-
baar een kleinere rol.

Het zou niet onmogelijk zijn, dat de aanslag door botsing aan-
leiding geeft tot het tweede maximum in de aanslagcurve. Wij
zouden de aanslagfuncties kunnen analyseeren in een deel dat
evenredig is met de druk en in een kwadratisch deel. Dit zal
echter eerst goed kunnen, gebeuren als wij de aanslagfuncties bij
meerdere drukken kennen.

Uit deze variatie van de druk zien wij dus, dat aanslag zooals
die onder 3quot; in de inleiding besproken werd, bij groote electro-
nensnelheid voor enkele niveau\'s een belangrijke rol speelt.

Teneinde bovenstaande beschouwingen meer zekerheid te
geven, deden wij ten laatste nog metingen aan een buis gevuld
met He van 0,01 mm. druk. Deze bleek echter verontreinigd te
zijn met kwikdamp, zoodat deze metingen niet betrouwbaar zijn.
Volledigheidshalve willen wij deze metingen toch mededeelen.
Uit het voorgaande zcu men verwachten dat de intensiteit der
lijnen kleiner zou zijn dan één vierde der intensiteit bij 0,04 mm.
Dit bleek echter niet het geval te zijn. De intensiteiten der lijnen
waren ongeveer de helft der intensiteit bij 0,04 mm. In, hoeverre
deze afwijking aan het kwik is toe te schrijven is niet te zeggen.

Merkwaardig is echter, dat bij deze metingen het tweede maxi-
mum bij geen der lijnen optreedt, zoodat wij hier ook slechts één
maximum vinden (hiermede valt het verschil met de metingen
van Hanle niet weg, daar de plaats van de maxima, bij die lijnen
waarbij het maximum van Hanle samenviel met ons tweede maxi-
mum, niet dezelfde is).

waarschijnlijker dat inderdaad de tweede maxima optreden als
gevolg der botsingen met atomen in de grondtoestand.

Bij 0,1 mm. druk en 36 volt varieerden wij de stroomsterkte
van 0,02 mA. tot 2 mA. (door een doorsnede van 50 mm,2).
Daar de intensiteit hierbij sterk veranderde konden deze opnamen
niet allen met dezelfde belichtingstijd gedaan worden. De
meting geschiedde daarom als volgt: Bij een bepaalde-belich-
tingstijd werden opnamen gemaakt bij 0,02, 0,04 en 0,10 mA.,
zoodat de intensiteitsverhoudingen bij deze stroomsterkten be-
paald konden worden. Verder werden met een kleinere belich-
tingstijd opnamen gemaakt bij 0,10, 0,20 en 0,40 mA. Daar de in-

tensiteiten bij 0,10 mA. uit de vorige meting bekend zijn, zijn nu
ook de intensiteiten bij 0,20 en 0,40 mA. bekend. De spectra bij
twee verschillende belichtingstijden opgenomen, hebben dus
steeds één stroomsterkte gemeen.

Van meer belang is de intensiteit der lijn per eenheid van
stroomsterkte als functie van de stroomsterkte. In tabel IV is de
intensiteit gedeeld door de stroomsterkte voor de verschillende
stroomsterkten opgeteekend. Hieruit zien wij dat de intensiteit
per eenheid van stroomsterkte, afneemt bij kleinere stroom-

sterkte. Alleen de lijn A = 6678 A maakt hierop een uitzonde-
ring, Dit kan door de groote absorptie bij grootere stroomdicht-
heid verklaard worden.

Bij metingen bij 80 volt (bij 36 volt bedraagt bij maximaa\'
gloeien der gloeispiraal de electronenstroom 4 mA., zoodat in-
dien wij metingen bij hoogere stroomsterkte willen doen, deze
metingen bij hoogere spanning moeten plaats hebben), werd de
stroomsterkte gevariëerd van 0,2 mA. tot 20 mA.; daarbij bleek
de intensiteit gedeeld door de stroomsterkte van 0,2 mA. tot on-
geveer 2 mA. toe te nemen, waarna zij bij hoogere stroomsterkte
weer afnam. Dit is waarschijnlijk wederom het gevolg der groo-
tere absorptie bij grootere stroomsterkte. Ook bij deze metingen

vanaf 0,2 mA. afnam. Bij de lijn X = 6678 A speelt deze
absorptie dus schijnbaar een grootere rol dan bij de andere lijnen.
Het is echter ook mogelijk dat hier een systematische fout in de
waarneming optreedt, daar deze lijn juist op het grensgebied der
plaatgevoeligheid ligt.

De algemeene vorm der krommen die het nuttig effect der lijn
voorstelt als functie van de stroomsterkte is dus als volgt: bij
kleine stroomdichtheden (0,02 mA. tot ongeveer 2 mA. door een
doorsnede van 50 mmquot;^) neemt ze toe, terwijl ze daarna daalt
door zelf absorptie. Het toenemen van het nuttig effect bij de
kleine stroomdichtheden bij vergrooting der stroomsterkte kan
verklaard worden door aanslag vanuit metastabiele niveau\'s.
Deze aanslag vanuit metastabiele niveau\'s is evenredig met het
kwadraat van de stroomsterkte, daar het aantal atomen dat zich
in deze toestand bevindt evenredig is met de stroomdichtheid,
terwijl de kans dat dit metastabiele atoom nog eens door een
electron getroffen wordt weer evenredig is met de stroomdicht-
heid. Doordat de niveau\'s zoowel direct vanuit de grondtoestand
als ook indirect vanuit de metastabiele niveau\'s worden aange-
slagen zal de intensiteit dus sneller toenemen dan de stroom-
dichtheid en weer langzamer dan het kwadraat der stroomdicht-
heid. Wij kunnen een schatting maken in hoeverre beide moge-
lijkheden een rol spelen. Stel dat bij 0,02 mA. het gedeelte 1 — «
direct wordt aangeslagen en het deel a indirect. Maken wij de
stroomsterkte 100 maal zoo groot dan wordt bij de meeste lijnen
volgens de waarnemingen de intensiteit ongeveer 200 maal zoo

Bij deze kleine stroomsterkte speelt de indirecte aanslag dus
slechts een kleine rol (1 %), Bij de grootere stroomdichtheid
wordt de indirecte aanslag voortdurend belangrijker tot bij 2 mA.
beide van dezelfde orde van grootte zijn.

Voor de aanslag door electronenstoot vanuit een aangeslagen
niveau komen alleen de metastabiele niveau\'s in aanmerking,
daar de levensduur der andere aangeslagen toestanden zoo klein
is, dat de kans om in die tijd door een tweede electron getroffen
te worden wel zeer gering is.

Als de indirecte aanslag plaats heeft van uit de metastabiele
2S niveau\'s, dan meet men verwachten dat lijnen uitgaande van
P niveau\'s sterk afhankelijk zullen zijn van de stroomsterkte, om-
dat ook bij aanslag door electronenstoot de overgang van S
niveau\'s naar P niveau\'s de voorkeur hebben. Zooals wij uit tabel
IV kunnen vinden is het quotiënt van intensiteit en stroom-
sterkte bij deze lijnen bij 2 mA. gemiddeld 2,7 maal zoo groot
als bij 0,02 mA. dus inderdaad grooter dan het gemiddelde bij
de overige lijnen,

Bij een spanning van 28 volt en een stroomsterkte van 1 mA.
vergeleken wij de 0,1 mm. buis met twee Geisslersche buizen. De
eene was gevuld met He van 6,9 mm. druk en had een capillair-
doorsnede van 2,18 mm^, terwijl de andere He van 12 mm. druk
bevatte en een capillair doorsnede had van 6 mm^. De stroom-
dichtheid werd in de drie buizen dezelfde gekozen. Dit gaf voor
de Geisslersche buizen een stroomsterkte van 0,047 resp, 0,129
mA. Aan de uiteinden der Geisslersche buizen was hiervoor een
gelijkspanning noodig van ongeveer 1000 volt.

De meting geschiedde als volgt: De drie buizen werden ach-
tereenvolgens vcor de spectrograaf geplaatst, waarbij het midden
van de capillair der Geisslersche buizen op dezelfde plaats ge-
bracht werd als dat deel der spleet s van de 0,1 mm. buis dat zich
het dichtst bij het rooster bevindt. Er werden nu opnamen ge-
maakt met dezelfde belichtingstijden. Daar echter hierbij de
sterke lijnen bij de Geisslersche buizen overbelicht werden,
moesten tevens opnamen gemaakt worden waarbij het licht der
Geisslersche buis verzwakt werd, eveneens met dezelfde belich-
tingstijd.

Daar de intensiteit der lijnen bij 0,1 mm 28 volt en 1 mA be-
kend was, konden wij dus de intensiteiten der lijnen bij de
Geisslersche buizen vinden.

De gebruikte verzwakker werd geijkt als functie van de golf-
lengte, terwijl de verzwakker precies op dezelfde plaats stond
als bij de eerste opname.

Dat men de Geisslersche buizen vrij nauwkeurig op dezelfde
plaats kan brengen als de 0,1 mm buis, volgt hieruit dat de in-
tensiteiten die wij bij twee verschillende opnamen vonden, zeer
weinig uiteenliepen. De afwijkingen die optreden moeten dus aan
toevallige fouten worden toegeschreven, daar sommige lijnen
bij de eene opname een iets grootere intensiteit geven en andere
lijnen bij dezelfde opname een iets kleinere intensiteit, dan bij
de andere opname,

In tabel V zijn de intensiteiten der lijnen bij 12 mm, 6,9 mm en
0,1 mm 28 volt, terwijl de stroomdichtheid in deze drie gevallen

^ iiii^ bedroeg ingevuld. De lijnen zijn hier in de verschil-
lende seriën gerangschikt.

Wij vergeleken de emissie der Geisslersche buizen met de 0,1
mm buis bij de laagst gemeten spanning, omdat de electronen-
snelheid in de capillair der Geisslersche buis waarschijnlijk vrij
klein is. Om dit te doen zien trachten wij hierover een schatting
te maken. Aan de uiteinden der buis staat een spanning van onge-
veer 1000 volt. De lengte der buis is ongeveer 10 c.M, Daar het
spanningsverval bij de kathode grooter is, zal dus in de capillair
het spanningsverval zeker kleiner zijn dan 100 volt per c.M. Nu
is de vrije weglengte der electronen in He van 7 mm. druk on-
geveer 0,01 c.M. Liep het electron dus juist in de lengterichting
van de capillair dan zou zijn energietoename tusschen twee
botsingen kleiner zijn dan een volt, In werkelijkheid zal dus de
gemiddelde energietoename tusschen twee botsingen van een
electron in de capillair van de orde van % volt zijn. Heeft het
electron een energie van 20 volt, dan kan het aanslaan, wanneer
het echter aanslaat is niet te zeggen. Om echter zijn energie
van 20 tot bijv, 30 volt te vermeerderen zal het electron reeds
vele malen gebotst hebben en waarschijnlijk bij één van deze
botsingen zijn energie afgeven,

siteiten bij 6,9 mm. en 0,1 mm. opgenomen, terwijl de laatste
kolom deze verhouding geeft voor 12 mm. en 6,9 mm. In elke
reeks nemen de factoren dezer kolommen af. Dit beteekent dat
bij hoogere druk de eerste lijnen in de serie relatief sterker zijn.
Het verval in de reeks neemt dus bij hoogere druk toe

Zooals wij uit de tabellen I en II kunnen berekenen maar
ook goed aan fig. III kunnen zien, waar de onderlinge afstand
der lijnen van één serie weinig met de spanning verandert, is
het verval in de serie weinig van de electronensnelheid af-
hankelijk.

De verhouding der intensiteiten bij 6,9 mm. en 0,1 mm. (kolom
6 tabel V) is voor alle lijnen kleiner dan 69, Bij de lage drukken
(0,1 mm. en 0.04 mm.) steeg de intensiteit juist sneller dan de
druk (ook bij de kleine electronensnelheden). Dat dit hier niet
meer het geval is, is waarschijnlijk het gevolg van grootere zelf-
absorptie.

Bij 12 mm. zijn de intensiteiten nog slechts 0.05 tot 0,2 der
intensiteiten bij 6,9 mm. Waarschijnlijk is dit ook voor een groot
gedeelte het gevolg van de kleinere electronensnelheid. Ook de
grootere druk en de grootere capillairdoorsnede, die beide een
vergrooting der zelfabsorptie geven, zijn hiervan de oorzaak.

Dat He Geisslersche buizen geel licht geven is waarschijnlijk
wel het gevolg van de kleine electronensnelheid in de capillair.
Zooals we uit fig, III zien, wordt onder 28 volt de gele lijn

lijn l = 3889 A is niet zichtbaar), Dat het gele lichten der He
Geisslersche buizen niet aan de hooge druk moet worden toege-
schreven volgt uit het feit, dat alleen het licht in de capillair
helgeel is, terwijl dit bij de kathode waar de druk dezelfde is
maar de electronensnelheid grooter, de kleur meer geelgroen

verandering volgt ook uit een vergelijking der intensiteiten bij
0,1 mm. en 0,04 mm.

Hanle schrijft het gele licht geven der He Geisslersche
buizen aan de hooge druk toe.

Uit de tabellen I en II kunnen wij voor de verschillende
electronensnelheden de intensiteitsverhoudingen opmaken van
overeenkomstige lijnen in het triplet- en het singuletsysteem.
Daar men de door v*(v = trillingsgetal) gedeelde intensiteiten
moet vergelijken, maken wij dus op de verhouding der intensi-
teiten ieder vermenigvuldigd met XA (X = golflengte).

gegeven, In fig, VIII zijn de triplet-singuletverhoudingen in lo-
garithmische schaal als functie van de electronensnelheid getee-
kend voor 0,1 mm. Bij 0,04 mm. vinden wij hetzelfde beeld.
Alleen liggen hier de krommen iets lager, (een uitzondering

Zooals wij uit fig. VIII zien, neemt de triplet-singuletverhou-
ding bij kleinere snelheid toe, vooral de verhouding

In tabel VIII zijn de triplet-singuletverhoudingen bij de ver-
schillende drukken vergeleken. De waarden bij 12 mm. en 6,9 mm.
zijn uit tabel V berekend en die bij 0,1 mm. 28 volt en 0,04 mm.
28 volt resp, uit tabel I en 11.

Zooals wij uit tabel VIII zien, neemt de triplet-singuletver-
houding met de druk toe. Dat de verhouding bij 12 ijiw. grooter
is dan bij 6,9 mm. kan behalve door de grootere druk ook door
de kleinere electronensnelheid veroorzaakt zijn.

Dat de triplet-singuletverhouding bij hoogere druk toeneemt,
werd door Ornstein en Burger O verklaard door de hypothese
dat evenals bij overgang door absorptie van straling ook bij
electronenstoot, vanuit de grondtoestand, die een singulettoe-
stand is, in het algemeen een singulettoestand zal worden aan-
geslagen. Het tripletsysteem wordt voor een deel direct aange-
slagen maar voor een ander deel ontstaan de triplet niveau\'s
uit de singulet niveau\'s door botsing met atomen in de grond-
toestand. Bij hoogere druk zal doordat het aantal botsingen
toeneemt de triplet-singulet verhouding dus ook toenemen,

In tabel IX is de intensiteit der vonklijn bij verschillende
spanningen ingevuld voor 0,1 mm. He druk. De eenheid van
intensiteit is hier dezelfde gekozen als bij de booglijnen, zoodat
wij zien dat de vonklijn zwakker is dan de zwakste gemeten boog-
lijn bij 0,1 mm.

Om het beginniveau van de vonklijn aan te slaan is een span-
ning noodig van 75,3 volt, terwijl dubbele ionisatie bij 78,7 volt
kan plaats vinden. Uit de figuur is niet af te leiden of de kromme
bij 75,3 of bij 78,7 volt in de as komt, ¹) Wij kunnen echter wel
zeggen dat de intensiteit onder 75 volt zeer klein zal zijn. Het
blijkt dus zeer onwaarschijnlijk te zijn dat de aanslag der vonk-
lijn in twee opeenvolgende processen plaats vindt, want dan zou
de vonklijn reeds boven 50 volt moeten verschijnen. Bij 55 volt
bijv. zou een electron eerst een He atoom kunnen ioniseeren en
een volgend electron zou dan het beginniveau der vonklijn kun-
nen aanslaan of het atoom dubbel kunnen ioniseeren.

De aanslag van de vonklijn geschiedt dus hoofdzakelijk door
botsing met één electron.

Het feit dat de vonklijn eerst bij 75 volt verschijnt kan op
twee manieren verklaard worden:

Daar er echter geen reden is om dit laatste aan te nemen,
volgt dus uit de studie der vonklijn dat onder 75 volt de con-
centratie der He inonen klein is ten opzichte der concentratie
van de He atomen. Ook boven 75 volt zal dit wel het geval zijn;
het optreden der vonklijn boven 75 volt is immers niet het ge-
volg van de grootere ionenconcentratie maar van de grootere
electronensnelheid.

Daar dus de ionenconcentratie in ons geval klein is ten op-
zichte van de atoomconcentratie moeten wij aannemen, dat het
uitregenspectrum een kleine rol zal spelen bij het ontstaan der
booglijnen in onze buizen.

Zooals Skinner en Skinner en Appleyard -) aantoonden,
is het licht dat door kwik uitgezonden wordt als het aangeslagen
wordt door een parallelle bundel electronen, gedeeltelijk ge-
polariseerd.

Daar bij He nog geen waarnemingen over de polarisatie gedaan
waren, hebben wij de polarisatiegraad onderzocht als functie
van de electronensnelheid.

Men neemt waar in een richting loodrecht op de electronen-
straal en bepaalt de intensiteit van het licht waarvan de elec-
trische vector evenwijdig aan de electronenstraal trilt en die
waarvan de electrische vector loodrecht op de richting der elec-
tronenstraal trilt (en bovendien loodrecht op de waarnemings-
richting). Noemen wij deze intensiteiten en dan definieert
men de polarisatiegraad P door de betrekking:

Om de polarisatiegraad te bepalen werd weer dat gedeelte
der spleet s (fig. I) dat zich het dichtst bij het rooster bevindt,
met behulp van een achromaat op de spleet der spectrograaf
afgebeeld. Wij beeldden dat deel der spleet af, omdat niet alleen
de lichtsterkte daar grooter is, doch ook omdat de electronenbun-
del direct achter het rooster nog het nauwkeurigste als een even-
wijdige bundel te beschouwen is.

Tusschen lichtbron en achromaat, direct voor de lichtbron werd
een Nicolsch prisma geplaatst. De opening hiervan was zóó geko-
zen, dat bij kleine verplaatsing van de Nicol geen licht werd afge-
sneden dat daarvoor nog door de lens viel. Dit is natuurlijk nood-
zakelijk omdat men anders niet zeker is dat de beide standen
van het Nicolsche prisma gelijkwaardig zijn.

Nu bleek dat bij draaiing van het Nicolsche prisma het beeld
van de lichtbron iets over de spleet der spectrograaf verschoof.
Om hieraan zooveel mogelijk tegemoet te komen werd met on-
scherpe afbeelding gewerkt.

De bundels waarmede wij werkten hadden een zoo kleine
opening (de achromaat die wij bij deze opnamen gebruikten had
een brandpuntsafstand van 26 cM.) dat de spectrograaf niet ge-
vuld was. Ook deze voorzorg was noodzakelijk, omdat anders
niet de zekerheid bestaat dat bij beide standen van de Nicol
evenveel licht in de spectrograaf afgesneden wordt.

Doordat wij gebruik maakten van zwak divergente bundels,
Nicol en onscherpe afbeelding, werd de belichtingstijd zeer lang
voor kleine stroomsterkten; daarom deden wij deze waarne-
mingen met een grootere stroomsterkte dan de vorige waarne-
mingen, nl, bij 3 mA. (deze electronenstroomsterkte stelde zich
in bij 28 volt en maximaal gloeien der gloeispiraal). Bij 0,04 mm.
He druk moesten wij 24 uur belichten om voor de sterkere lijnen
een voldoende zwarting te krijgen. De zwakke lijnen werden niet
gemeten.

Bij verschillende spanningen maakten wij telkens twee opna-
men die alleen verschilden in de stand van het Nicolsche prisma;
bij de eerste werd licht waarvan de electrische vector evenwijdig
aan de electronenstroom trilde doorgelaten, bij de andere licht
waarvan de electrische vector loodrecht hierop trilde.

Om onafhankelijk te zijn van polarisatie in de spectrograaf,
werden op iedere plaat ook twee opnamen gemaakt bij de twee
standen van het Nicolsche prisma met een gloeilamp. Deze werd
dan op precies dezelfde plaats gezet als de spleet s der buizen.
Het bleek dat de intensiteit bij de eene stand van de Nicol (als
de Nicol licht doorliet waarvan de electrische vector trilde
evenwijdig aan de electronenstraal) 10% grooter was dan bij de
andere stand. Dit bedrag moesten wij dus altijd van de intensiteit
der lijnen aftrekken als de Nicol in de eerste stand was.
moest dus steeds met 10% verminderd worden.

Uit de waarden voor I^^ en ƒ kunnen wij dan de polarisa-
tiegraad berekenen. Daar het hier aankomt op een verschil in

intensiteit bij de twee standen van de Nicol is de waarde die
wij voor P vinden niet zeer nauwkeurig.

In fig X is de polarisatiegraad van enkele lijnen geteekend
als functie van de spanning bij 0,1 mm. druk en in fig. XI bij
0,04 mm. druk.

Zooals wij zien treedt er bij alle lijnen een maximum op tus-
schen 35 en 55 volt. De polarisatiegraad schijnt bij de aanslag-
spanning van de lijnen naar nul te loopen.

Een negatieve polarisatiegraad (waarbij dus de intensiteit van
het licht waarvan de electrische vector loodrecht op de elec-
tronenstraal trilt het grootst is) werd bij geen der lijnen waar-
genomen, Het is echter zeer goed mogelijk dat deze eerst op-

treden bij hoogere spanningen, Skinner vond dat het teeken
van P veranderde bij ongeveer 9 maal de aanslagspanning

der lijn. Dit correspondeert bij He met een spanning
ongeveer 200 volt. Bij een poging de polarisatiegraad tot 250
volt te meten, brandde de gloeispiraal der buis door. Zooals men
echter uit de figuren ziet, is een teekenverandering van P bij
ongeveer 200 volt niet onmogelijk.

De vorm der krommen die de polarisatiegraad als functie van
de spanning voorstelt is bij He dus geheel analoog aan die bij Hg.

Vergelijken wij de waargenomen maximale polarisatiegraad
met de theorie van Heisenberg, zooals die ook door Skinner

en Appleyard is toegepast {zie § 2) dan zal blijken dat de over-
eenstemming niet mooi is.

Ook de resultaten van Skinner en Appleyard vi^eken sterk van
de door de theorie voorspelde waarden af. In het algemeen was
de waargenomen maximale polarisatiegraad ongeveer de helft
van de berekende.

De theorie omvat niet het verloop van de polarisatiegraad met
de electronensnelheid en wordt getoetst door vergelijking met
de waargenomen maximum polarisatiegraad. Wij kunnen dus ook
niet verwachten dat de overeenstemming goed zal zijn, temeer
daar de theorie de polarisatiegraad berekent met de onder-
stelling dat alleen directe aanslag vanuit het grondniveau plaats
heeft. Nu zagen wij in hoofdstuk III, dat bij He indirecte aanslag
ook een belangrijke rol kan spelen. Wat hiervan het gevolg zal
zijn voor de polarisatiegraad, is niet met zekerheid te zeggen.
Wel zou men in het algemeen verwachten, dat hierdoor de kleine
polarisatiegraden grooter en de groote polarisatiegraden kleiner
worden, zoodat een nivelleering der polarisatiegraden optreedt.

Ter berekening van de polarisatiegraad onderstellen wij dus
dat vanuit de grondtoestand alleen niveau\'s aangeslagen kunnen
worden waarbij Am = 0. Daar de grondtoestand van He een ^Sq
toestand is, splitst deze dus niet in een magnetisch veld (hier
in het denkbeeldig aangelegde veld evenwijdig de electronen-
stroom) en er worden dus alleen niveau\'s aangeslagen, waarvan
m — 0. Vanuit deze niveau\'s hebben nu overgangen plaats naar
niveau\'s met m = O, 1 waarbij n en. a componenten geëmit-
teerd worden. Wij moeten dus verwachten dat lijnen der sin-
gulet scherpe nevenserie ongepolariseerd zijn. Immers vanuit de
\'S„ niveau\'s kunnen overgangen plaats hebben naar de drie
niveau\'s 2 Pi met m resp. O, ± 1. Hierbij is de som der intensitei-
ten der O componenten gelijk aan de intensiteit der jt component.
Dit geeft dus ongepolariseerd licht.

De singulet hoofdserie geeft een polarisatiegraad P = 100,
daar alleen P niveau\'s met m = O worden aangeslagen en de S
niveau s niet gesplitst zijn. Dit geeft dus een overgang waarbij
A m = O is, dus licht waarvan de electrische vector trilt even-

wijdig aan het denkbeeldig aangelegde magneetveld en dus ook
evenwijdig aan de electronenstraal.

Bij de singulet diffuse nevenserie hebben overgangen plaats
vanuit een ^D^ niveau met m — O naar drie niveau\'s met
m = — 1 O en 1. De overgangen met A m = ± \\ hebben
elk een intensiteit 1 tegen die met A m = O een intensiteit 8.

Beschouwen wij nu de tripletlijnen. De lijnen der hoofdserie
bestaan uit 3 componenten; 23Si — tti^Pq, — m^Pi en
2^Si — m^P2 waarvan de intensiteiten zich verhouden als 1 :3 : 5.
Voor elk dezer lijnen moeten wij de polarisatie berekenen. De
eerste component geeft ongepolariseerd licht, de tweede totaal
gepolariseerd met de electrische vector loodrecht op de electro-
nenstraal en de derde component geeft een intensiteit 80 even-
wijdig de electronenstraal en 20 loodrecht hierop. Voor de inten-
siteit van het licht waarvan de electrische vector evenwijdig de
electronenstraal trilt vinden wij dus: 50 5 X 80 = 450 en
voor het loodrecht op deze richting trillende licht 50
3 X 100 5 X 20 = 450. Wü vinden dus een polarisatiegraad
nul.

Bij lijnen van de scherpe nevenserie hebben wij te doen met
de drie componenten 2^Po — m^Si, — m3Si en 2^P2 — m^Sy.
De eerste component is totaal gepolariseerd met de electrische
vector evenwijdig de electronenstraal en de tweede totaal met
de electrische vector loodrecht op de electronenstraal, terwijl de
laatste een intensiteit 8 evenwijdig en 6 loodrecht op de elec-
tronenstroom heeft. Brengen wij weer in rekening dat de inten-
siteiten der componenten zich verhouden als 1 ; 3 : 5 dan vinden
wij dat de intensiteit van het licht waarvan de electrische vector
evenwijdig de electronenstraal trilt staat tot dat van het licht
waarvan de electrische vector loodrecht op deze richting trilt

ma hebben wij de in-
tensiteiten ingevuld
der 6 lijnen berekend/^
volgens de bekende
intensiteitsformules

Van elk dezer 6 componenten moet de polarisatie weer be-
rekend worden. Voor elke lijn is het percentage dat evenwijdig
en dat loodrecht de electronenstraal trilt tusschen haakjes in-
gevuld. Wij vinden zoo een verhouding der n en a componenten
van 11957 : 6043 en dus een polarisatiegraad P = 32,8.

V	1 !		2 !	3
0	20\|	r:7r=:100\\		0	0
1	151	[a = lOOj	45\|	^71 = 80 {a = 20	0
2	1 1	(71 = 51 \\ U=43 )	151	(o = ioo)		:75\\ :25/

In tabel X is de berekende polarisatiegraad met de waar-
genomen maximale polarisatiegraad bij 0,1 mm. voor de ver-
schillende seriën vergeleken,

Hoewel de metingen niet zeer nauwkeurig zijn, is het verschil
toch te groot om aan waarnemingsfouten toe te kunnen schrijven.
Zooals wij echter reeds opmerkten is een overeenstemming ook
nauwelijks te verwachten daar indirecte aanslag zeker een rol
zal spelen, te meer daar deze metingen bij een tamelijk groote
stroomsterkte gedaan zijn.

4686 A gemeten. Daar deze lijn zooveel zwakker is dan de
booglijnen, maakten wij hier van meer divergente bundels ge-
bruik, zoodat de spectrograaf geheel gevuld werd. De gevonden
waarde voor de polarisatiegraad is daarom minder nauwkeurig.

risatiegraad bij de aanslagspanning naar de waarde nul. Hieruit
zou men de gevolgtrekking kunnen maken dat de lijn van fig. IX
bij 75,3 volt in de as moet komen. Als de vonklijn ontstaan zou
als het gevolg van dubbele ionisatie, waarna uitregenen plaats
vindt, is een sterke afhankelijkheid der polarisatiegraad dicht bij
de aanslagspanning onbegrijpelijk.

Veel meer zou men dan verwachten dat óf de vonklijn heele-
maal niet gepolariseerd zou zijn en indien zij dat wel ware, dan
zou men weinig afhankelijkheid verwachten van de spanning.

§ 13. Optische methode ter bepaling van de gemiddelde vrije
weglengte van electronen in gassen.

Bij de buizen van het type zooals fig. I aangeeft, viel het op
dat de lichtsterkte der spleet s het grootst was direct achter het
rooster, terwijl de lichtsterkte afnam met de afstand tot het
rooster.

Daar de ruimte veldvrij is en dientengevolge de snelheid der
electronen constant, ligt het voor de hand deze vermindering
der intensiteit toe te schrijven aan een vermindering der elec-
tronenstroomdichtheid.

De vermindering van de dichtheid der electronen moet toege-
schreven worden aan botsingen der electronen met He atomen,
waardoor eerstgenoemden uit hun baan afwijken of hun snelheid
verliezen. Als deze onderstelling juist is, dan moeten wij dus
uit de intensiteitsafname in de lengterichting der spleet s de
gemiddelde vrije weglengte der electronen kunnen bepalen.

Als de vrije weglengte der electronen in He l is en ;c de
coordinaat voorstelt langs de lengterichting der cylinder dan zal
door de botsingen de electronenstroomdichtheid afnemen als

evenredig aan de stroomdichtheid {zooals wij uit § 7 weten is
dit niet het geval, maar voor een klein gebied van de stroom-
dichtheid is dit wel bij benadering het geval) dan moet dus ook
de intensiteit der lijnen in de lengterichting der spleet afnemen

exponentieel afneemt, kunnen wij nagaan of de intensiteitsver-
mindering inderdaad door botsingen bepaald is.

Zetten wij de intensiteiten der lijnen dus in logarithmische
schaal af tegen de afstand tot het rooster, dan verwachten wij
een rechte lijn te vinden. Uit de helling van deze lijn volgt dan
de gemiddelde vrije weglengte.

Om na te gaan of dit inderdaad het geval is, deden wij eerst
metingen aan de tot nu toe gebruikte 0,1 mm. buis. De lengte
der spleet is hier ongeveer 15 mm. De buis werd nu verticaal
geplaatst en door de achromaat zóó afgebeeld, dat de lengte van
het beeld der spleet s juist iets kleiner was dan de hoogte der
spleet van de spectrograaf. De draden, die om het ingrijpen van
het veld door de spleet s zooveel mogelijk te verhinderen, om de
cylinder gewikkeld waren, vergemakkelijkten het scherp stellen
zeer. Op de plaat krijgen wij nu dus lange lijnen, die door de
afbeelding der draden in vele stukjes verdeeld zijn. Op een
aantal plaatsen worden deze lijnen, tusschen de afbeelding
van twee draden gephotometreerd. De afbeelding dier draden
vergemakkelijkt tevens het opzoeken van overeenkomstige
plaatsen bij de verschillende lijnen.

31,5

25,9

31,4

24,8

29.2

25.3
33,7

27,5

30,5

21,2

29.4
20,3

24.5
20,5
28,5

21.5
24,2

26.6
29,8
24,5

24.4

24.2

21.5

24.3
26

5epaalde intensi
lijnen op 6 afstanden van het rooster zijn in tabel XI voor elec-
tronen van 30 volt en 76 volt ingevuld. Iets voorbij het rooster
stellen wij de intensiteit van alle lijnen 100 (deze plaats noemen
wij X — 0\\ het einde van de cylinder ligt dan bij x = 15 mm).

Zooals wij zien loopt het intensiteitsverval voor de verschil-
lende lijnen iets uiteen. Daar er echter geen systematisch ver-
schil optreedt tusschen lijnen van verschillende seriën of
tusschen triplet- en singuletlijnen, mogen wij deze afwijkingen
aan meetfouten toeschrijven en kunnen dus het gemiddelde
aanzien als de electrcnendichtheid, als wij deze ook aan het
begin der cylinder 100 stellen,

In fig. XIII is dit gemiddelde in logarithmische schaal als
functie van de afstand x tot het begin der spleet uitgezet voor
electronen van 30 volt snelheid. Zooals men ziet is het eerste
gedeelte der lijn inderdaad recht. Bij grootere treedt echter
een .afwijking der experimenteele lijn van de doorgetrokken
rechte lijn op (de experimenteele punten zijn door O aange-
geven) .

Daar het eerste deel wel recht is, ligt het dus voor de hand de
afname der intensiteit toe te schrijven aan de botsingen der elec-
tronen met He atomen, en de afwijking van de rechte bij
grootere x aan een nevenverschijnsel.

Om de afwijking van de rechte te verklaren, passen wij de
theorie der achterwaartsche diffusie toe, zooals die ontwikkeld
is bij de doorgang van electronen door metaalfolien. Dit leidt
tot de volgende formule:

Hierin is: J de totale electronenstroom en Jq ^ie bij x = O
Z en Z- de electronenstroom in heengaande en
terugloopende richting;
p de constante der terugdiffusie,
u de absorptiecoëfficiënt
^ de totale laagdikte

(in Wien Harms staat opgegeven Z — Z-; hier
komt het echter alleen aan op de electronendicht-
heid, terwijl de richting er niet toe doet.)
Het deel dat van x afhangt kunnen wij schrijven als:

Deze grootheid als functie van x levert juist een afwijking van
de rechte naar de andere kant op, zoodat achterwaartsche dif-
fusie niet de oorzaak kan zijn van de door ons gevonden
afwijking.

Trachten wij nu het verschijnsel te verklaren door aan te
nemen dat bij de doorgang der electronen in een laag He van
dikte dx een gedeelte a dx achterwaarts wordt verstrooid en
fi dx naar voren, dan krijgen wij dus twee stroomen in de cy-
linder: een heengaande 7 en een teruggaande Z\'.

Wij kunnen nu het accent bij a\' wel weer weglaten. Wij moe-
ten dan alleen onthouden dat

De oplossing der vergelijkingen geschiedt als volgt:
Kies nu p zóó, dat — (a p =

tief, daar wij uit de vierkantsvgl, zien dat de som der wortels
neg. is en het product pos, en beide wortels dus neg. zijn.

Het tweede deel van ƒ /\' is dus negatief [A en B zijn
positief), zoodat wij hier weer een afwijking van de rechte
vinden in de andere richting als bij onze experimenten.

Een andere mogelijkheid om het verschijnsel te verklaren geeft
de reflectie der electronen aan de oppervlakte en in het metaal
(in ons geval Ni) aan het uiteinde van de cylinder.

Voor 30 volt\'s electronen bedraagt de totale reflectie bij nik-
kel ongeveer 50%,^)

Wij nemen dus aan dat van het einde van de cylinder een
secundaire electronenstroom uitgaat, waarvan de sterkte de
helft is van de opvallende stroom en dat ook deze secundaire
stroom weer op dezelfde wijze verzwakt wordt als de pri-
maire stroom.

In fig. XIII is dit voor 30 volt grafisch voorgesteld. De rechte
lijn in de onderste helft der fig. stelt deze secundaire stroom
voor. De helling van deze lijn is tegengesteld gelijk aan de hel-
ling van dc eerste rechte. Tellen wij nu de stroomdichtheden
dezer heengaande en terugloopende stroom op dan vinden wij
de punten die door kruisjes in de figuur zijn aangegeven. Zoo-
als men ziet liggen deze goed op de experimenteele kromme.

van 50% zou hier een te kleine waarde voor de som der heen-
en terugloopende stroom geven. Uit de grafiek in Wien Harms
volgt echter dat de reflectie bij deze electronensnelheid 80%
bedraagt. Met deze reflectie vinden wij de door kruisjes aan-

gegeven punten en deze vallen weer goed op de experimenteele
kromme. Hieruit volgt dus dat het zeer waarschijnlijk is, dat de
afwijking van de rechte het gevolg is van de reflectie der elec-
tronen aan het uiteinde. Uit de helling van het rechte stuk
kunnen wij dus de vrije weglengte bepalen.

Wij vinden dan hieruit voor 0,1 mm He druk en electronen
van 30 volt snelheid een vrije weglengte.
Ag^ = 0,72 cM,

Dat de gemiddelde vrije weglengte bij 76 volt grooter is dan
bij 30 volt is in overeenstemming met de resultaten van Ram-
sauer waar de vrije weglengte der electronen in He na 4 volt
toeneemt.

Om te controleeren of de afwijking van de rechte inderdaad
door reflectie der electronen veroorzaakt wordt en om een
nauwkeuriger meting van de gemiddelde vrije weglengte te doen,
deden wij metingen aan een langere cylinder van 35 mm lengte.

Indien de afwijking inderdaad door de reflectie veroorzaakt
is, moet de afwijking hier eerst bij grootere waarden der abscis
merkbaar worden. De afwijking moet immers ongeveer op de-
zelfde afstand van het einde van de cylinder beginnen.

Om de intensiteit der lijnen langs de geheele lengte der
spleet s te meten, moest deze in 3 gedeelten op de spleet der
spectrograaf worden afgebeeld. Twee opeenvolgende deelen
hadden daarbij een gemeenschappelijk gebied, zoodat de inten-
siteit der lijnen langs de geheele lengte der spleet s was te
vinden.

Het resultaat bij een snelheid overeenkomende met 30 volt
geeft fig. XV, Wij hebben hier weer het gemiddelde der inten-
siteiten als wij alle lijnen bij x = O 100 stellen, tegen x uitgezet.

Wij zien dat de punten tot op 20 mm afstand van het rooster
op een rechte liggen. Dit bewijst dus inderdaad dat de afwij-
king van de rechte niet door het gas wordt veroorzaakt, maar
bepaald is door de afmetingen van de cylinder.

Aan het begin van de cylinder, dus even voorbij het rooster,
treedt een merkwaardig effect op. De intensiteit der lijnen neemt
eerst toe, terwijl eerst daarna een exponentieele afname plaats
heeft. Dit feit kan verklaard worden als men een binnentreden
van het veld door het rooster in aanmerking neemt, In het be-
gin van de cylinder hebben de electronen dan nog een kleinere
snelheid dan met 30 volt overeenkomt. Nu weten wij uit § 5 dat
de aanslagfuncties van alle lijnen onder 30 volt snel afnemen,
zoodat hiermede bovengenoemd effect verklaard kan worden.
Wij kunnen deze verklaring controleeren door dezelfde proef
te doen met electronen van 36 volt. Daar nu niet meer alle aan-

slagfuncties onder 36 volt afnemen, moet dit effect hier in het
gemiddelde niet meer aanwezig zijn en dit blijkt ook inderdaad
het geval te zijn.

Om dus uit de intensiteit der lijnen te besluiten op de elec-
tronenstroomdichtheid moeten wij voor iedere lijn de snelheids-
verandering in het gebied O x 8 (dat het in dit gebied plaats
heeft volgt uit fig. XV) in aanmerking nemen en met behulp der
bekende aanslagfuncties corrigeeren.

Tenslotte moeten wij nog een tweede correctie toepassen. Wij
hebben hiervoor uit de intensiteit op de stroomdichtheid be-
sloten, door een lineair verband tusschen deze twee grootheden
aan te nemen. Zooals wij echter uit § 7 weten, is dit niet het
^eval. Wij moeten dus voor iedere lijn een grafische voorstelling
maken van de intensiteit als functie van de stroomdichtheid en
zoo bij de gevonden intensiteit de stroomdichtheid aflezen.

11.4nbsp;10,4 \'7,9
9,75! 7,75 6,35
9,9 I 8,50 6,30
9,65i 8,80 7,0
6,70^ 5,75|4,65

Tabel XII geeft de op deze wijze gecorrigeerde (ook gecorri-
geerd voor het indringen van het veld) intensiteiten voor ver-
schillende lijnen op een aantal afstanden van het rooster. Deze

getallen geven dus stroomdichtheden aan en zouden dus uit
alle lijnen dezelfde gevonden moeten worden. De afwijkingen
van het gemiddelde vertoonen geen verband met de aard van
het beginniveau zoodat wij de verschillen aan meetfouten moe-
ten toeschrijven. Het gemiddelde zal daarom wel vrij nauwkeu-
rig de stroomdichtheid aangeven.
In fig. XVI

Uit de rechte volgt dat de stroomdichtheid na 20 mm nog
0,058 maal de beginwaarde is. De gemiddelde vrije weglengte.
volgt dus uit de formule;

§ 15. Vergelijking met de electrische methode ter bepaling van
de gemiddelde vrije weglengte.

Lenard gebruikte de volgende methode:
Een gloeispiraal emitteert electronen die door een veld, aan-
gebracht tusschen deze spiraal en een rooster, versneld worden.
Met constante snelheid treden ze in een veldvrije ruimte (Stofe-
raum) aan welks einde ze worden opgevangen en door een gal-
vanometer worden gemeten. Het geheel bevindt zich in gas van
bepaalde druk. Door de lengte der veldvrije ruimte te variëeren
en de electronenstroom die het einde bereikt te meten bij deze
verschillende lengten, kan men dus het aantal electronen op
verschillende afstanden van het rooster meten, waaruit de vrije
weglengte te berekenen is,

H. F. Mayer 2) gebruikte de door Lenard aangegeven me-
thode van een tegenveld aan het einde van de veldvrije ruimte.
Hier bevinden zich dan twee roosters met een zoodanig poten-
tiaal verschil dat alleen de electronen die in de veldvrije ruimte
geen energie verloren hebben, tegen het veld tusschen de roos-
ters kunnen oploopen. Door dit aantal weer te meten bij ver-
schillende lengten van de „Stoferaumquot; kan de vrije weglengte

Om ook die electronen die slechts een kleine richtingsver-
andering door botsingen verkregen hebben te verhinderen in
de opvanger te komen, gebruikte Ramsauer 3) de volgende
methode;

Foto-electronen worden door een electrisch veld versneld en
dan door een magnetisch veld dat loodrecht op de snelheid
wordt aangebracht, gedwongen langs een cirkelbaan te loopen.
Deze is door een aantal spleten bepaald. Het magneetveld moet
dus een bepaalde sterkte hebben. Electronen die óf iets van hun
snelheid verloren hebben óf iets zijn afgeweken, kunnen niet

door al deze spleten passeeren. Door de electronenstroom te
meten die twee verschillende spleten passeeren is dus het aantal
dat tusschen deze twee afgeweken is bekend, waaruit weer de
vrije weglengte bepaald kan worden.

Ramsauer geeft niet op de vrije weglengte maar de som der
doorsneden van alle atomen in 1 cM,3 bij een druk van 1 mm
(de grootheid „aquot; bij Ramsauer), Hier verstaan wij onder de
doorsnede, de werkzame doorsnede (Wirkungsquerschnitt).

De doorsnede van één atoom hangt met de vrije weglengte op
de volgende wijze samen:

waarin N het aantal atomen per cM.3 bij een bepaalde druk en
A de vrije weglengte bij deze druk.

Berekenen wij uit de gevonden waarde van X = 0,70 cM. bij
0,1 mm de grootheid „aquot; dan vinden wij daar het aantal atomen
in 1 cM.3 van 1 mm druk 10 N is (als wij het aantal bij 0,1 mm
N noemen):

De afwijking tusschen beide waarden is vrij groot, maar de
orde van grootte komt goed overeen.

Een bezwaar tegen de optische methode zou kunnen zijn dat
bij deze methode alleen de vrije weglengte bepaald kan worden
voor electronensnelheden grooter dan de aanslagspanning van
het gas. Bij He dus niet onder 20 volt, terwijl het interessante
gebied juist bij de kleine snelheden ligt.

Het is echter in principe mogelijk om onder de aanslagspan-
ning metingen te doen en wel op de volgende wijze:

Bij het helium van bijv. 0,1 mm druk voegt men een kleine hoe-
veelheid van een gas toe, waarvan de aanslagspanningen klein
zijn. De druk van dit bijmengsel moet zoo klein zijn, dat het
aantal botsingen van electronen met atomen van dit gas te ver-
waarloozen is ten opzichte van het aantal botsingen met He
atomen.

De electronendichtheid wordt dan door de vrije weglengte in
het He bepaald en wordt gemeten aan de intensiteit der lijnen
van het vreemde gas.

Metingen hierover zullen in het Physisch Lab. te Utrecht ge-
daan worden, waarbij voor het bijmengsel kwikdamp zal worden
gebruikt.

Bei 0,1 mm und 0,04 mm He Druck werden die Anregungs-
funktionen der sichtbaren He Linien gemessen. Alle Linien, aus-
genommen die der Triplett Hauptserie und Triplett scharfen
Nebenserie, welche ein scharfes Maximum haben, zeigen zwei
Maxima. Linien derselben Serie haben ähnliche Anregungskur-
ven. Das Verhältnis der Intensitäten bei 0,1 mm und 0,04 mm
Druck nimmt bei grösserer Elektronengeschwindigkeit zu, zumal
für die Linien der diffusen Nebenserien. Das Triplett-Singulett
Verhältnis nimmt bei kleinerer Elektronengeschwindigkeit zu,

vor Allem das Verhältnis _ Der Abfall in den Se-
rien ist wenig von der Elektronengeschwindigkeit, aber stark
vom Druck abhängig. Das Triplett-Singulett Verhältnis nimmt
bei grösserem Druck zu. Die Anregungsfunktion der Funken-
linie X = 4686 A wird gemessen. Unterhalb 75 Volt wurde
diese Linie nicht gefunden.

Die Polarisation der Bogenlinien und der Funkenlinie wird
als Funktion der Elektronengeschwindigkeit untersucht. Der Po-
larisationsgrad P = 100 J\' 1 / ist null bei der Anregungs-

Aus dem Abfall der Intensität der Heliumlinien in grösserem
Abstand vom Gitter eines feldfreien Raumes wird der Wirkungs-
querschnitt der He Atome gegenüber Elektronen bestimmt und
ziemlich gute Ubereinstimmung mit den von Ramsauer gefun-
denen Werte gefunden.

De wijze waarop Fürth uit de onnauwkeurigheidsrelatie van
Heisenberg de verhouding van de straal van het electron tot die
van het proton berekent is niet van willekeur vrij te pleiten.

Bij voortschrijdende associatie van watermoleculen tot grootere
complexen, neemt evenals bij alcoholen de moleculaire polarisa-
tie eerst toe, daarna af,

Uit een bewijs van Routh volgt dat bij een systeem van n vrij-
heidsgraden waarvan men er één vast houdt, de nieuwe frequen-
ties inliggen tusschen de oude. Dit is eenvoudig in te zien,

Bij de verkaring van de paradox van St. Petersburg, is die van
Condorcet en Poisson te verkiezen boven die van Bertrand en
die van Daniel Bernoulli.

De verklaring die Mitchell geeft voor het feit dat de polarisatie-
graad van het corona-licht afhankelijk is van de golflengte, is
quot; onjuist,

Bij het bepalen der intensiteitsverhouding van ver uiteenlig-
gende spectraallijnen, is de methode der spleetbreedtevariatie
gecombineerd met afstandsvariatie te verkiezen boven genoemde
methode gecombineerd met verzwakkers.

	28	32	38	44	52	60	70	80	95	110	125	150	200	250
6678	125	162	203	202	217,5	234	231,5	232	220	219	212	203	190	179
5876	157	203	215	196,5	199	209	203	202	200	193	188	185	180	172
5048	39,5	45,5	53,6	43,7	41,7	42,6	38,7	34,3	33,7	32,8	30,7	28,2	26	26,2
5016	147	302	534	710	825	1000	1103	1165	1220	1255
4922	42	57,5	78	81	93	98,5	101	101	102	95	98,5	95	81	89
4713	77	77,5	61	41,5	35	28	22,5	18	12	10	9,6	8,4	8,35	8,1
4472	55	75,5	84	85,5	87	85	85	83	85,5	83	81,5	76,5	69,5	69
4438	11	14	16,3	16	14	15,5	13,5	13,8	11,5	11,1	11,4	10,5	9,7	9.6
4388	14	21,5	27	29	31	35	36	37	37	37	36,8	35.2	32	32,7
4144			9,55	10,3	12,5	13,2	13,5	13,8	13,5	13,0	13,5	12	10,5	12,3
4121	21	24	20	13	10.7	9
4026	33	43,8	49	49	52	56,3	55,5	58	60,5	61	64,5	58,5	58	53
3965	26	45,5	72,5	98	130	152	159,5	170,5	182	191	194	191	188,5	180,5
3889	374	496	452	369	316	261	209	184	159	142	122	117	110	100

A \\	28	32	38	44 1	52	60	70	80 i	95	110 j	125	150	200	250
ö678	29,7	37,2	39,5	39,6	43	42	42	\' 40,8	39,5	38	37	31,5	26	25
5876	34	36,5	36,3	33	33	30,6	29,5	28,8	29	27,5	27,7	24,7	22,3	i 18,9
5048	9,8	11,6	13,1	11	11,7	10,6	10,2	9,7	9,7	9,5	9,6	i \'
5016	39,5	63,5	103	136	149	162	175	183.5	183,5	184
4922	9.4	12	14,9	15	17	16,7	16,2	, 15,6	15	13,9	13,4	i 11	9,4	: 8,-!
4713	15,7	14,6	12,6	9,0	6,4	5,1	4,1	: 3,1	2,75
4472	10,9	11,8	11,6	9,4	9,5	8,60	8,46	8,35	7,83	7,55	i 7,2	7,2	6,0	5,1
4438	2,53	3,17	3,51	3,20	3,17	3,08	2,92	2,82	2,73 2,65	2,54	2,26:	1 \' 1,81	1,(\'2
4388	3,37	i 4,3	5,7	6,0	6,65	6,63	6,50	6,60	6,40	6,0	5,75	5,04;	4,52	3,83
4121	4,02	4,15	3,78	2,74	2,05!			1				i
4026	6,7	7,1 j	7,7	7,0	7,0	6,7	6,45	6,4	6,45	5,9	5,65	1 5,5 j	4,15
3965	6,77	10,0 i	17	23	27,7	31,6	35	i 36	36,3	38	37	35 5 i	28	25
3889	93 1	108 1	105	87	72	53	42	36,6	30,6	25	24,8	1 24	19,8	15,6

A ^^^^^	2	1	0,4	0,2	0,1	0,04	0,02
6678	370	190	75	39	19,6	7,95	4,12
5876	450	215	92	43	20,8	6,15	3,7
5048	124	52	19,1	8,65	4,0	1,55	0,775
5016	1140	475	177	78	37	10,6	5,9
4922	175	73,5	22,8	9,4	3,5	1,18	0,508
4713	145	67,5	26	12,3	5,50	1.80	Ó,85
4472	184	84	35	16,6	7,35	2,10	1,08
4438	33,5	15,7	4,9	2,25	0,99	0,36	0,157
4388	61,5	25,7	8,7	3,9	1,68	0,68	0,284
4121	43	22,5	8,3	3.75	1.67	0,67	0,225
4026	107	48,8	16,8	7,65	3,50	1,24	0,475
3965	146	65	15,8	7,4	2,8	0,98	0,44
3889	1070	482	177	75,5	31,1	7,75	3,65

A	2	1	0,4	0,2	0,1	0,04	0,02
6678	185	190	187	195	196	199	206
5876	225	215	230	215	208	154	185
5048	62	52	47,7	43,2	40	38,7	38,7
5016	570	475	442	390	370	265	295
4922	87,5	73,5	57	47	35	29,5	25,4
4713	72,5	67,5	65	61,5	55	45	42,5
4472	92	84	87,5	83	73,5	52,5	54
4438	16,7	15,7	12,2	11,2	9,9	9,0	7,8
4388	30,7	25,7	21,7	18,5	16,8	17	14,2
4121	21,5	22,5	20,7	18,7	16,7	16,7	11,2
4026	53,5	48,8	42	. 38,2	35	31	23,7
3965	73	65	39,5	37	28	24,5	22
3889	535	482	440	377	311	194	182

O A	Combinatie	1 12 mm	6,9 mm 1	0,1 mm\' 28 Volt	6,9 mm/0.1 mm	12 mm/6.9 mm
6678 4922 4388 4144	2\'P — 3\'D 2\'P — A\'D 2\'P — 5\'D 2\'P — 6\'D	777 38,7 7,1 2,08	6550 460 88 33,8	125 42 14	52,3 11,2 6,2	0,118 ■ 0,084 0,080 0,061
5048 4438	2\'P—4\'5 2\'P — 5\'S	16,5 2,6	285 42,4	39,5 11	7,2 3,85	0,058 0,061
5016 3965	2\'s—yp 2\'S — 4\'P	162,5 7,6	2550 131	147 26	17,4 5	0,064 0,058
5876 4472 4026	23p_33£) 23p_43£, 23p_53£)	1540 171 22,5	7200 1790 300	157 55 33	46 32,5 9,1	0,214 0,096 0,075
4713 4121	23p—435	55,5 5,5	575 83	77 21	7,45 3,95	0,096 0,066
3889	235 — 33/3	990 j	8500	374	22,8	0,116

	28	32	38	44	1 52	60	1 70	80	95	110	125	150	200	250
	/3889y \\55quot;16/	0,91	0.59	0.305	0.187	0.138	0.094	0.066	0.056	0.047	0.041
	/5876y \\6678/	0.75	0,75	0.63	0.58	0.55	0.53	0.53	0.52	0.54	0.53	0.53	0.54	0.57	0,57
	/4472\\-\' U922j	0.90	0.91	0,74	0.73	0.64	0.59	0.58	0,56	0.56	0,60	0.57	0,55	0-59	0.53
2^5\'D	/4026\\lt; 14388/	1.70	1.46	1.31	1.21	1.21	1.16	1.19	1.13	1.18	1.18	1.28	1.20	1.30	1.17
	/4713\\lt; \\5048j	1.48	1.29	0.86	0.72	0.64	0.50	0.44	0.40	0.27	0.23	0.22	0.22	0.22	0.22
	/412iy ^4438/	1.42	1,27	0.55	0.60	0.54 i	0.43

	28	32	38	44	52	60	70	80	95	110	125	150	200	250
235- 2\'5 —	33P 3\'P	/3889\\\'i \\5016/	0,85	0,61	0,36	0,23	0,17	0,12	0,086	0,072	0,060 1	0,049
23P — 2\'P —	33£) 3\'ö	/5876\\i 16678/	0,69	0,59	0,55	0,50	0,46	0,44	0,42	0,42	1 0,44	0,43	0,45	0,47	0,51	0,45
23P — 2\'P —	43£) 4\'£)	/4472\\4 14922^	0,80	0,68	0,54	0,43	0,39	0,36	0,36	0,37	0,36	0,37	0,37	0,45	0,44	0,42
23P — 2P-	53/) 5D	/4026v4 Usssj	1,41	1,19	0,97	0,84	0,75	0,72	0,71	0,69	0,72	0,71	0,70	0,78	0,66	0,80
23P~ 2\'P-	435 4\'5	/4713\\4 \\5048/	1,21	0,95	0,73	0,62	0,41	0,36	0,30	0,24	0,26	0,20
23P- 2\'P-	■535 5\'S	/4121\\4 (,4438/	1,19	0,98	0,80	0,64	0,48 1

	12 m.m.	6,9 m.m.	0,1 m.m. 28 V,	0,04 m.m. 28 V.
235 _ 33p 2\'S — 3\'P	/3889y \\5016j	2,2	1,2	0,91	0,85
23p _ 33/) 2\'P — 3\'D	/5876y 1^6678j	1,17	0,66	0,75	0,69
23p _ 43/) 2\'P — 4\'D	/4472Y ^4922j	3,05	2,67	0,90	0,80
23p 53/) 2\'P — 5\'D	/4026Y \\438S)	2,28	2,45	1,70	1,41
23p _ 435 2\'P — 4\'5	/4713Y \\5048j	2,55	1,53	1,48	1,21
23p _ 535 2\'P — 5\'S	/4121Y \\4438j	1,57	1,46	1,42	1,19

spanning	intensiteit
80	0,22
90	0,87
100	1,53
110	2,01
125	2,40
150	2,85
200	3,27
250	3,55

Serie	berekend	waargenomen
2\'P — m\'S	0	11
2\'S — m\'P	100	26
2\'P — m\'D	60	28
23p_ „i^s	— 14.3	13
2^S — ni^P	0	18
2^P — m^D	32.8	17

6678	100	64	45	32	23,5	17,4	13,6
5876	100	69	45 1	30	20,0	14,2	10,2
5016	100	66	43	23,5	13,4	9,0	7,2
4922	100	69	52	31	22,2 116,8	12,8
4713	100	81	56	\|37	25,5	,17,4	13,3
4472	100	75	46,5	29,5	18,5	12,3	8,3
4438	100	71	50	34,5	26,7	20,0	15,1
4388	100	76	54	36,5 25,2	21,0	13,9
4121	100	69	47,5	36	28,6	21,0	14,0
4026	100	72	47	34	24	19,4	12,2
3965	100	71 !	48	30	22	17,2	13,3
3889	100	69,5 45 1	29 1	20,41 \' i	14,4	9,3
gemiddeld	100	71,0	48,1	31,9 \|22,5 16,7	11,9 1