EN HAAR GEBRUIK BIJ DE METING VAN DE ENERGIEVERDEELING
IN HET CONTINUUM UITGEZONDEN DOOR HET GAS VAN DE
KOOLBOOG BIJ GROOTE STROOMSTERKTEN

en haar gebruik bij de meting van de energieverdeeling in het
continuum uitgezonden door het gas van de koolboog bij groote

EN HAAR GEBRUIK BIJ DE METING VAN DE ENERGIEVERDEELING IN
HET CONTINUUM UITGEZONDEN DOOR HET GAS VAN DE KOOL-
BOOG BIJ GROOTE STROOMSTERKTEN

bibliotheek der

rijksuniversiteit

UTRECHT.

AAN DE rijks-UNIVERSITEIT TE UTRECHT
OP GEZAG VAN DEN RECTOR MAGNIFICUS
DR. J. BOEKE, HOOGLEERAAR IN DE FACULTEIT
DER GENEESKUNDE, VOLGENS BESLUIT VAN DEN
SENAAT DER UNIVERSITEIT TEGEN DE BE-
DENKINGEN VAN DE FACULTEIT DER WIS- EN
NATUURKUNDE TE VERDEDIGEN OP MAANDAG
9 MEI 1938, DES NAMIDDAGS TE 4 UUR, DOOR

Het voltooien van mijn studie biedt mij een goede ge-
legenheid om U. Hoogleeraren in de Wis- en Natuurkunde,
dank te zeggen voor Uw onderwijs. In het bijzonder U,
Hooggeleerde Ornstein, Hooggeachte Promotor, ben ik
dankbaar voor alles wat ik op zoo velerlei gebied van U
heb mogen leeren. Uw vriendschappelijke raad heeft mij
over menige moeilijkheid heengeholpen. Dat ik onder Uw
leiding tevens aan technisch physische problemen heb mogen
werken, zal mij in mijn toekomstige loopbaan tot grooten
steun zijn.

Jouw vriendschap en steun, beste Zaalberg van Zeist,
zijn voor het ontstaan van dit proefschrift van groot belang
geweest.

Mijn vele vrienden, in het bijzonder ter Horst, Janssen,
Brinkman en Vermeulen, dank ik voor alles wat zij tot
mijn wetenschappelijke vorming hebben bijgedragen, mijn
medewerkers VerbeetenenHagedoorn voor hun trouwe
hulp.

De „Stichting Fonds voor toegepast natuurwetenschappelijk
onderzoek ter bevordering van Volkswelvaartquot;, ben ik veel
dank verschuldigd voor de mij verleende steun.

Hoofdstuk 1. Dc positieve krater van een koolboog
in lucht als absolute standaardlichtbron.

§ 2. Beschrijving van het spectrum van de boognbsp;48
§ 3. De intensiteitsverdeeling in het continuum,

uitgezonden door de hoogintensiefboog . .nbsp;50
§ 4. Mogelijke verklaring van het continuum . 54

17
19
22

23
28

34
36
38
41

In dit proefschrift willen wij het karakter van een boog-
ontlading tusschen twee koolelectroden bij hooge stroomsterkte
onderzoeken. De aard van de boog verandert geheel, indien
we de stroomsterkte tot 100 Ampères en meer verhoogen.

In Hoofdstuk II zullen wij doen zien. dat één van de meest
karakteristieke verschijnselen het optreden van een sterk
continu spectrum in het centrum van de gaszuil is. Het ge-
noemde continue spectrum, dat zich uitstrekt van het verre
ultraviolette spectraalgebied tot in het infrarood, heeft een

Onze taak is het genoemde spectrum tot in het verre
ultraviolet te meten. Door de groote intensiteit, die het in dit
gebied bezit, is het vrijwel ondoenlijk daarbij de wolfraam-
bandlamp als standaardlichtbron te gebruiken. De emissie
toch van de wolfraambandlamp is beperkt door de maximale
temperatuur T^ = 2900° K, waarbij hij gebruikt kan worden.
Bij hoogere temperatuur zal het wolfraam te snel verdampen.
Daar de intensiteit van het te meten spectrum zeer veel
grooter is dan de maximale emissie van de bandlamp onder
de genoemde omstandigheden zal de nauwkeurigheid van
de intensiteitsmeting, indien men deze lamp gebruikt, ge-
ring zijn.

Het is daarom wenschelijk over een standaardlichtbron te
beschikken, die een veel grootere emissie dan de wolfraam-
bandlamp heeft.

van de anode van een koolboog met zuivere homogene
electroden niet alleen intensief is, doch dat zij bij geschikt
gekozen omstandigheden zeer constant is. Wij hebben de
emissie van deze lichtbron nader onderzocht, in het bijzonder
nagegaan in welke mate zij constant is. Toen gebleken was
dat deze lichtbron bij goed gekozen voorwaarden zeer
constant kan zijn, had het zin haar voor standaardlichtbron
geschikt te maken, door de emissie van de krater als functie
van de golflengte te bepalen. In hoofdstuk I is de ijking van
de krater uitvoering beschreven. In hoofdstuk II zal de ver-
kregen standaardlichtbron op de studie van een boogontlading
bij groote stroomsterkte, verder als hoogintensiefboog aange-
duid, worden toegepast.

Tijdens de bewerking van dit proefschrift publiceerde
V. E. G on salves, een relatief ijking van het waterstofcon-
tinuum i). Bij geschikt gekozen omstandigheden is dit conti-
nuum ook als standaardlichtbron te gebruiken. De ijking van
dit continuum had natuurlijk ook in absolute maat kunnen
geschieden. Aangezien de koolboog veel eenvoudiger in het
gebruik is hebben wij hieraan de voorkeur gegeven. Wij
beschikken thans over een absoluut geijkte standaardlichtbron
van groote emissie welke ook in de techniek met eenvoudige
hulpmiddelen te gebruiken is.

DE POSITIEVE KRATER VAN EEN KOOL-
BOOG IN LUCHT ALS ABSOLUTE
STANDAARDLICHTBRON.

De positieve Israter van een koolboog, die in lucht brandt,
is, zooals we reeds opmerkten, in het bijzonder geschikt om
in het ultraviolette spectraalgebied als standaardlichtbron
dienst te doen. We moeten eerst de omstandigheden uit-
zoeken, waaronder de straling zoo constant mogelijk is. De

boog werd getrokken tusschen zuivere homogene koolstaven
(Siemens A) van 8 en 6 mm middellijn respectievelijk voor
de positieve en negatieve electrode.

De electroden worden zoo geplaatst, dat zij een hoek van
90° met elkaar vormen en branden dus in de in figuur 1 aan-
gegeven stand.

De boog wordt aangesloten op 440 Volt gelijkspanning
waarbij groote voorweerstand en zelfinductie in de keten
aanwezig is, om de variaties in de spanning zoo klein moge-
lijk te houden. De anode is een rustig brandende lichtbron
met een constante emissie, als het lichtgevende deel, de zoo-
genaamde brandvlek, zich niet over de anode verplaatst. De
beschouwde boog brandt het best, indien er 60 Volt span-
ning tussen de electroden staat en de stroom in de boog tus-
schen 10 a 10,5 Ampère ligt.

E = de emissie van de krater in willekeurige maat.
V = de spanning tusschen de electroden in volts.
Q = zuivere kool.
Q = onzuivere kool.

brandvlek over de krater bewegen; indien de stroom grooter
dan 11 Ampère is, sist de boog. In beide gevallen is de
emissie niet meer constant. De oppervlaktehelderheid is het-
zelfde voor stroomen tusschen 9,5 tot 11 Ampère. De grootte
van de brandvlek verandert echter met de stroomsterkte. De
wijze, waarop de emissie van de spanning afhangt, is in

De emissie is voor onzuivere koolstaven dezelfde als voor
zuivere, doch zij is veel minder constant. Door tocht wordt
de emissie van de krater minder rustig, zij moet dus ver-
meden worden. Neemt men de beschreven voorzorgen, dan
is de emissie tot op 2 % constant.

Van de zoo verkregen constante lichtbron moeten we de
uitgestraalde energie als functie van de golflengte bepalen.

Zouden we mogen onderstellen, dat kool een grauw lichaam
is, dan hadden we slechts de zwarte temperatuur van de kool
bij één golflengte te bepalen, om de emissie te kennen, i)

Er is echter geen voldoende rede voor deze onderstelling en
we zullen daarom de ijking volledig moeten uitvoeren.

De ijking kan direct of indirect geschieden. De directe
ijking kan weer op twee wijzen gedaan worden.

We zouden allereerst de zwarte temperatuur van de anode
kunnen bepalen en de emissiecoëfficiënt als functie van de
golflengte voor gloeiende kool, zooals Hamaker dat ge-
daan heeft voor wolfraam 2), kunnen meten. Experimenteel is
dit in het geval van gloeiende kool zeer moeilijk uit te voeren,
terwijl we verder zouden moeten bewijzen, dat we met tem-
peratuurstraling te doen hebben. We hebben dan ook van
deze methode afgezien. De tweede directe methode, de zoo-

genaamde monochromatormethode i), berust er on ^ . j
en^gie-verdeeHng van de straling vin delLter vergtket
wordt met die van een geijkt beeld. Deze laatste methode is

De opstelling door ons gebruikt is ongeveer gelijk aan die,
welke beschreven is in de dissertatie van V e r m e u 1 e n. De
glasapparatuur is echter geheel door kwartsoptiek vervangen.
De gebruikte opstelling is weergegeven in fig. 3 en hieronder
kort beschreven.

S3	p
	V

Figuur 3.

De positieve krater K wordt afgebeeld op de verticale
voorste spleet 5i van een dubbelmonochromator D, zóó, dat
de monochromator geheel gevuld is. De voorste spleet is voor
de gebruikte golflengte scherp afgebeeld op de middenste
spleet Ss en deze weer op de achterste spleet 83. De achterste
spleet wordt met behulp van een achromatische kwarts f luoriet-
lens afgebeeld in het punt P. Het gevormde beeld wordt met
behulp van de positieve lens L4 scherp afgebeeld op de spleet
Si van een Hilgerkwartsspectograaf. De brekende ribbe van
het prisma van de spectrograaf maakt een hoek van 90° met
die van de monochromator. De spleet 54 is dus horizontaal.
In het punt P wordt in een bepaalde kleur een beeld gevormd
van de achterste spleet van de monochromator. De energie

van dit beeld kan men meten met een stralingsmeetinstrument.
In ons geval werd hiervoor een bolometer B gekozen, waarvan
de bandjes horizontaal geplaatst zijn. Het Eeeld in P kan nu
als vergelijkingslichtbron dienst doen.

Het beeld in P en de in P geplaatste krater worden met
elkaar vergeleken met behulp van de fotografische methode,
waarbij een Hilgerspectograaf dienst doet.

Wij kennen echter nog slechts de totale energie in een be-
paalde kleur van het beeld in P. Om nu de emissie van de
krater als functie van de golflengte te kennen, moet ook de
energie per Ä van het beeld in P bekend zijn.

Oe totale energie E, die op de bolometer valt, is weer te
geven door de vergelijking:

waarin: E{\) i= de energie/cm2A van het beeld en b de
breedte van het spleetbeeld in P is, terwijl s de breedte van
het bolometerbandje en D{\) de z.g.n. mechanische „door-
latingquot; van de monochromator voorstelt.

De mechanische doorlating D{\) is gedefinieerd als de ver-
houding van de doorgelaten energie bij de golflengte X voor
de bepaalde instelling van de monochromator en de door-
gelaten energie bij A, indien de monochromator voor die golf-
lengte X was ingesteld. De functie D(k), m.a.w. het door-
gelaten gebied, wordt met behulp van de methode der ge-
kruiste prisma's bepaald.

De methode der gekruiste prisma's is schematisch weer-
gegeven in figuur 5, voor het geval, dat we een lijnenlichtbron

Dj^j = dispersierichting monochromator.
Djj = dispersierichting Hilgerspectrograaf.
S = horizontale spleet van de Hilgerspectrograaf.
A = vertikale achterste spleet van de monochromator.

^ en ^ zijn beelden van de voorste spleet in het vlak van de achterste
spleet voor verschillende golflengten.
1, 2 en 3 zijn spleetbeelden achter in de Hilgerspectrograaf bij de golflengten
Al, Aj en

op een monochromator hebben afgebeeld. (Wordt de mono-
chromator door een dubbelmonochromator vervangen, dan
verandert de figuur in de essentieele punten niet.)

In het vlak van de achterste spleet worden beelden van de
voorste spleet in verschillende golflengten gevormd. De breed-
te van de achterste spleet kiezen we kleiner dan de beelden
van de voorste spleet, de achterste spleet snijdt dan een
gedeelte van het spectrum van de voorste spleet uit. Zooals in
figuur 5 is aangegeven wordt voor de golflengte A.2 de maxi-
male hoeveelheid licht doorgelaten, voor de golflengten Xi en
A,3 slechts een gedeelte.

De achterste spleet is nu afgebeeld op de horizontale spleet
van een Hilgerspectrograaf (in de figuur is de vergrooting
voor die afbeelding = 1 genomen).

De spleet wordt dus verlicht door beelden van de achterste
spleet van verschillende golflengte en verschillende hoogte. In
de Hilgerspectrograaf liggen deze beelden naast elkaar in de
dispersierichting en bezitten verschillende hoogten /zi, h^ en
/13. Neemt men het spectrum fotografisch op, dan kan men
de hoogte der beelden op de plaat meten. (Ook de vergroo-
ting van de Hilgerspectrograaf is één). Uit de definitie van
D(X) volgt, en de figuur licht dit toe, dat in bovenstaand
geval

Indien de achterste spleet kleiner is dan de beelden van de
voorste spleet, zal de functie D{\) de vorm van een trapezium
bezitten, zooals dit in figuur 6 is aangegeven.

De breedte van deze beschouwde spectraallijnen van verschillende
hoogten, wordt bepaald door de spleetbreedte van de Hilgerspectrograaf.

Wij zagen, dat tusschen de totale energie E, die op de
bolometer valt, de energie E{X) en D(A) de vergelijking

Hierin is E met behulp van de bolometer gemeten en de
functie D{X) volgens de hierboven beschreven methode be-
paald. Hoe moet nu E{X) berekend worden? Het product bs
is onafhankelijk van X, daar de afbeelding van de achterste
spleet in P met behulp van een kwarts-fluorietachromaat
geschied is.

Mogen wij onderstellen, dat de energieverdeeling van het
beeld in P gelijkmatig is, dan mogen we schrijven:

en Ag, Aj,, A^. en A^ de 4 hoekpunten van het parallelogram
en A' de golflengte waarvoor de monochromator was ingesteld.
Deze benadering is toelaatbaar voor kleine gebieden en een
gelijkmatige energieverdeeling. Is de benadering niet toelaat-
baar, dan bepalen we

We kennen dus nu El', de energie/cm^A van het beeld
in P voor de golflengte A' in absolute maat, wanneer althans
de bolometer absoluut geijkt is.

De grootheid b vinden we uit de hoogte h^ van het gebied
op de fotografische plaat, de vergrooting van de Hilger-
spectrograaf en de vergrooting van de afbeelding van het
beeld in P op de spleet van dit instrument.

De absolute gevoeligheid van het instrument, waarmede de
straling gemeten wordt, moet als functie van de golflengte
bekend zijn. Deze functie kan men in 't algemeen op twee
manieren bepalen:

a. met behulp van een geijkte lichtbron, die voldoende emissie
heeft om met behulp van het te ijken meetinstrument ge-
meten te worden. In ons geval moet dit dus een lichtbron
zijn waarvan de emissie van de orde van die van de krater
is. Zouden we over een dergelijke geijkte lichtbron beschik-

ken, dan was echter het gebruik van de krater als stand-
aard-lichtbron overbodig geworden,
b. Door vergelijking met een instrument waarvan de selec-
tiviteit op andere manier bekend is. Deze weg zullen we bij
voorkeur niet volgen, omdat hiervoor een extra meting
noodig is en dus ook een extra fout kan optreden.

We zoeken dus naar een meetinstrument, dat niet selectief
is, of waarvan de selectiviteit op eenvoudige wijze te be-
palen is.

Door deze eisch zijn we al dadelijk tot de keus van een
thermisch meetinstrument beperkt. Een thermisch meetinstru-
ment kan alleen in zooverre selectief zijn, dat de absorbeeren-
de deelen een selectieve absorptie hebben. Gebruiken wij een
instrument dat ingesmolten is, dan kan bovendien het venster
een selectieve doorlating hebben.

De reflectie van de bandjes en de doorlating van het venster
kunnen echter zonder een geijkte lichtbron of een instrument
van bekende selectiviteit gemeten worden.

Naast de eisch, dat de selectiviteit bepaald kan worden,
willen we als tweede eisch stellen, dat de gevoeligheid homo-
geen is over de deelen die bestraald worden.

Het eenige instrument, dat aan deze twee eischen tegelijk
voldoet is de bolometer.

Het was nu de vraag, of het mogelijk is een bolometer zoo-
danig te construeeren, dat hij voldoende gevoelig wordt om
de ijking van de krater tot ver in het ultraviolet uit te voeren.
Een schatting van de emissie van de boog gecombineerd met
die van de gevoeligheid van de bolometer leerde ons, dat het
inderdaad mogelijk is een bolometer te construeeren, die vol-
doende gevoelig is.

We moeten thans de vraag behandelen hoe we een zoo
gevoehg mogelijke bolometer kunnen construeeren. Het is

duidelijk, dat de gevoeligheid des te grooter wordt, alnaar-
mate de warmteafgifte aan de omgeving kleiner is. Daarom
is het nuttig de bolometer in vacuum te plaatsen.

Wij geven thans een geschematiseerde berekening, die de
feiten goed weergeeft, zonder dat zij aanspraak op strengheid
mag maken.

De gevoeligheid G van een vacuumbolometer met com-
pensatiebandje, die in een brug van Wheatstone geschakeld
is, wordt gegeven door de formule:

r = de weerstand van de bolometerbandjes.
a 1= de weerstanden in de andere tak van de brug.
i = de hoofdstroom.

co ^ de temperatuurcoëfficiënt van de weerstand.
O = oppervlak van de bandjes.
Tq lt;= de kamertemperatuur,
a = de stralingscoëfficiënt.
y = de warmtegeleidingscoëfficiënt.

Men kan deze formule als volgt afleiden. Voor de energie
balans voor een bolometer in vacuum gelden de vergelijkingen:

voor het belichte bandje
waarin T j, en T de gemiddelde temperaturen resp. van het
onbelichte en belichte bandje zijn.

Stel nu: Tj, = Tq A T. Substitueeren wij deze waarde in
(3) dan verkrijgen wij in eerste benadering:

Tenslotte volgt uit (7) en (8) voor de gevoeligheid van de
bolometer in deze opstelling

De vergelijking (2) stelt ons in staat na te gaan hoe wij
de gevoeligheid van de bolometer maximaal kunnen maken.

De gevoeligheid G is een functie van de stroomsterkte. Om
te bepalen of G(i) een maximum bezit differentieeren we G
naar i en vinden:

maal. Men ziet n.1. met behulp van (2) en (9) gemakkelijk in,
dat aan de gevonden waarde voor i een maximum beant-
woordt.

We moeten dus de voorweerstanden a groot kiezen.
Verder zien we, dat G,- ^^ evenredig met co y r is.
We moeten dus zorgen, dat r en o) groot zijn voor de
bandjes.

Bij de constructie van de bolometer werd zoo goed mogelijk
met de genoemde gevoeligheidseischen rekening gehouden.
Bij de keuze van het materiaal der bandjes leidt ons in de
eerste plaats de eisch, dat de temperatuurcoëfficiënt van de
weerstand (co) groot moet zijn. Door het bandje dun uit te
walsen kunnen we een groote weerstand r krijgen.

Van de metalen, die goed bewerkbaar zijn, is de tempe-
ratuurcoëfficiënt co van ijzer het grootst. Toch hebben wij
onze keus op platina laten vallen. Weliswaar is de tempe-
ra tuur-coëfficiënt van de weerstand van platina ongeveer de

1) Voor de vervaardiging van de bolometer zijn we de Heeren W.
van Barneveld en H. C. van der Ley veel dank verschuldigd.

helft van die van ijzer, doch het eerste metaal laat zich ge-
schikter bewerken, terwijl het verder goed gezwart kan
worden met platinazwart. De gevoeligheid van een bolometer
met P^-bandjes is toch nog voldoende groot. De bolometer-
bandjes zijn 10 mm lang en 1 mm breed en bestaan uit Pt dat
tot 0,7 IX dikte uitgewalst is. Deze bandjes worden gesoldeerd
op een daartoe geschikt voetje (zie figuur 8). Zij hebben
ongeveer 1 Q weerstand, en zijn electrolytisch gezwart in een
PtCls-had, waardoor de stralingsabsorptie zoo groot mogelijk
wordt. De achterzijde is blank gehouden, teneinde de uitstra-
ling tot een minimum te beperken. Dit is bewerkstelligd door
met behulp van een benzoloplossing een laag asphalt op één
zijde van de bandjes te brengen alvorens deze in het PtCl^-
bad te doen. Na afloop van het zwarten worden de bandjes in
benzol gedompeld en lost de asphaltlaag op. De achterkant is
dan mooi blank gebleven.

Door deze voorzorg wordt de uitstraling en daarmede de
totale warmteafgifte bijna met een factor 2 verlaagd. Men
bedenke, dat bij onze bolometer de warmteafgifte door stra-
ling ongeveer vijf maal zoo groot is als die door geleiding, i)

Daar ook de zwarte Pf-laag een zekere geleiding heeft, is
de weerstand van de bandjes grooter gebleven dan wanneer
we ze aan beide kanten hadden gezwart. Het zwarten aan
beide zijden veroorzaakt een afname van de weerstand met
ongeveer 30 %.

Door het blank laten van de achterkant hebben we dus
een dubbele winst in gevoeligheid. De op deze wijze behan-
delde bandjes werden in een buisje met een kwartsvenster
voor de bandjes ingesmolten en het buisje vacuum gepompt
en afgesmolten. Teneinde een accu als hulpstroombron te

i = O en de helling van de lijn kunnen we de grootte van de straling
en van de geleiding berekenen. (Figuur 9).

kunnen gebruiken werden de weestanden a in de andere tak
van de brug van Wheatstone 20 Q groot gekozen. Van de
zoo geconstrueerde bolometer werd nu experimenteel de
stroom, waarvoor de gevoeligheid maximaal is, opgezocht.
Het maximum van de gevoeligheid treedt op bij een stroom
van 170 m.A. (figuur 10). Wegens de vele experimenteele
bezwaren hebben we het werken bij lage temperatuur achter-
wege gelaten.

Wanneer geen van de bandjes belicht is, moet de brug
van Wheatstone stroomloos zijn en wel zoo mogelijk onafhan-
kelijk van de stroom en van de temperatuur van de omge-
ving. Zijn de twee bolometerbandjes en de twee weerstanden
ay en a^ in de andere tak van de brug twee aan twee vol-
komen identiek dan zal aan deze eisch zonder meer voldaan
zijn, behoudens de toch altijd onreproduceerbare convectie bij
de beide weerstanden a^ en a^. Men zal dus in ieder geval
goed doen ook de weerstanden a^ en a^ in vacuum in te
smelten, of zoo te behandelen, dat zij zich in een milieu dat
geen convectie toelaat, bevinden. Hiervoor is paraffine zeer
geschikt. Het is practisch echter onmogelijk twee volkomen
identieke bolometerbandjes te maken, daar vooral het sol-
deeren op het voetje nooit reproduceerbaar is uit te voeren.

Hoe zullen we nu de bolometer met verschillende bandjes
toch zóó instellen, dat, indien er geen licht op de bolometer
valt, de brug stroomloos blijft onafhankelijk van de stroom en
de temperatuur?

Stel de weerstanden van de bandjes respectievelijk r^ en r2.
Indien het vacuum goed is, zal de toename van de weerstand
van het bandje evenredig met i^ zijn; dit is bij onze bolometer
het geval. In 't algemeen geldt: r^ quot;= rio {1 «i^'^i), voor
bandje 1, waarin rio de weerstand voor — 0. De coëfficiënt

Willen we een bolometer hebben, die onafhankelijk van de
stroom is, dan moet ^ constant blijven.

Zijn de bandjes ongelijk, dan zal men voor één van beiden
een klein Pt-voorweerstandje, in paraffine gegoten, aan-
brengen.

Opdat nu de bolometer-afregeling ongevoelig is voor
stroomvariaties, zal aan de voorwaarde dat

Aangezien we voor R ook platina gebruikt hebben, zal deze
onafhankelijkheid van de stroom nu nagenoeg voor alle tem-
peraturen gelden.

Kleine correcties op de instelling kunnen we aanbrengen,
doordat we parallel aan beide bandjes groote weerstands-
banken aangebracht hebben (oo 10^ ü).

Op de beschreven wijze hebben wij een gevoelige bolo-
meter tot onze beschikking gekregen, die rustig is en prac-
tisch onafhankelijk van stroomvariaties en temperatuurveran-
deringen.

Zooals we vroeger reeds opmerkten, kan de selectiviteit van
de bolometer twee oorzaken hebben, de selectieve doorlating
van het kwartsvenster en het reflectievermogen van de
bolometerbandjes.

De doorlating van het venster is met een monochromator
en thermozuil als functie van de golflengte bepaald. Het resul-
taat is weergegeven in figuur 11.

Bij het gebruik van de bolometer werd voor deze selec-
tieve doorlating gecorrigeerd.

De reflectie van de gezwarte bandjes hebben we, voordat
ze ingesmolten werden, volgens drie methoden als functie van
de golflengte bepaald.

In het verre ultraviolette spectraalgebied is de reflectie van
de bandjes fotografisch vergeleken met de reflectie van een
wit vlakje van MgO. De gezwarte bandjes en het witte vlakje
werden vlak naast elkaar in het middelpunt van een witte bol
geplaatst en op de spleet van een spectrograaf afgebeeld. De
witte bol werd verlicht door twee koolbogen.

In het zichtbare gebied werd een analoge opstelling ge-
bruikt, maar werd de reflectie met monochromator en photocel
gemeten.

In het infraroode gebied hebben we een bandlamp afge-
beeld op het witte vlak en vervolgens op het bandje. Het
gereflecteerde hcht werd gemeten met monochromator en
thermozuil.

De absolute gevoeligheid van de bolometer werd bepaald
door haar te vergelijken met de absolute bolometer volgens
W o u d a 1), die zich in het Physisch Laboratorium bevindt.

De te meten spanningsverschillen zijn van de orde van
10-8 a 10-9 Volt. Met een gevoelige galvanometer is dit
spanningsverschil direct te meten. Een dergelijke galvano-

meter zou een zeer groote inwendige weerstand moeten be-
zitten, en door de bolometer practisch kortgesloten worden.
We zouden daardoor tot een zeer ongunstige schakeling
komen.

We hebben daarom een minder gevoelige Moll-galvano-
meter gebruikt en de uitslagen daarvan versterkt door gebruik
te maken van de thermorelaisversterker volgens Moll en
Burger.

Deze combinatie heeft een aanwijstijd van 5quot; en de
Brownsche beweging is juist waar te nemen (» 2.10~quot; Volt)
De uitslagen van de secundaire galvanometer kunnen met
behulp van normaalweerstand en compensatiebank in span-
ningsverschillen worden omgezet.

Om deze te vermijden werden alle contactplaatsen zorg-
vuldig ingepakt en werd zooveel mogelijk hetzelfde mate-
riaal gebruikt.

We moeten wel bedenken, dat elke storing van de pri-
maire galvanometer met een factor 1000 versterkt wordt
in de uitslag van de secundaire galvanometer. Daarom is
op de gebruikelijke wijze de primaire galvanometer zorg-
vuldig uitgebalanceerd, zoodat het zwaartepunt van het
galvanometersysteem nauwkeurig in de draaiingsas valt
en de galvanometer op de betonnenvloer zoo goed moge-
lijk trillingsvrij opgesteld.

alle electrische geleidingen, de primaire galvanometer en
de bolometer in een ijzeren omhulsel opgesteld.

De monochromator en de afbeelding van P op de spectro-
graaf worden voor een bepaalde golflengte scherp gesteld
(zie fig. 3). De boog K wordt zijwaarts afgebeeld, zoodat
we gedurende een meting kunnen zorgdragen, dat een be-
paalde vulling van de monochromator gehandhaafd blijft. De
bolometer wordt in P geplaatst, de bandjes horizontaal en
zoo ingesteld, dat het beeld van de spleet Ss op één van de
bandjes valt. De middelste spleet wordt vervolgens op de
te meten golflengte geplaatst en de breedten van de spleten
Si, S2 en 53 200 geregeld, dat we voldoende energie hebben
om deze met de bolometer te meten. Daarbij wordt er steeds
voor zorggedragen, dat de achterste spleet beperkend blijft.
De uitslag van de galvanometer wordt dan vele malen ge-
registreerd.

Uit de bekende gevoeligheid van de bolometer (0,607 watt/
volt sec.) is dan de energie E, die op de bolometer gevallen
is, te berekenen.

De bolometer wordt vervolgens weggenomen. Met een Fe-
boog voor de monochromator wordt het doorgelaten gebied
bepaald. Als we daarbij de volle opening der lenzen gebrui-
ken, is er nooit een scherp gebied op de plaat achter in de
Hilgerspectrograaf te verkrijgen. Dit is het gevolg van slijp-
fouten van de lenzen. Daarom werd bij de bepaling van het
gebied een zeer klein diafragma gebruikt; gecontroleerd werd,
of de plaats van het diafragma geen invloed op de grootte
van het gebied heeft.

van het beeld in P), de functie D(X) en de breedte b van het
beeld (uit de hoogte h van het gebied op de plaat, de ver-
grooting van de Hilger en de afbeelding vóór de Hilger-
spectrograaf), terwijl ook s de breedte van het bolometer-
bandje bekend is.

Geldt de benadering waarvan op pagina 22 sprake was,
dan is dus uit de vergelijking

Ex' de energie per cm^ en per A voor de gefixeerde golf-
lengte X' te berekenen.

Vervolgens plaatsen we de boog in P en nemen fotogra-
fisch de emissie van de boog op, wanneer er verschillende
diafragma's met bekend oppervlak op de lens L4 geplaatst
worden. We krijgen op deze manier een zwartingskromme.
Op dezelfde plaat wordt nu de boog, op de zelfde plaats als
bij de energiemeting met de bolometer, opgenomen en met de
reeds verkregen zwartingskromme bepaald bij welk diafragma
de emissie van de krater in P geplaatst gelijk is aan de emis-
sie van het beeld in P. We meten vervolgens de afstand van
P tot het diafragma en weten dus, in welke ruimteboek de
krater de energie E^' van het beeld in P heeft uitgezonden.
De energie van de krater in ergs/cm2Asec. halve bol is hier-
door dus voor één golflengte bekend.

Herhalen we deze metingen voor andere golflengten dan
verkrijgen we de gewenschte ijkkromme.

Tengevolge van slijpfouten in de lenzen was het gebied dat
de vorm van een parallelogram zou moeten vertoonen niet
meer als zoodanig te herkennen. Elke lens in de opstelling
werd daarom onderzocht en tenslotte de slechte gedeelten
weggediafragmeerd. Bij de fotografische intensiteitsmetingen
in het verre ultraviolet (2200 en 2300 A) werden Qs-platen
van Ilford gebruikt, een plaat met zeer weinig gelatine en dus
in verband met de geringe absorptie gevoelig in het ultraviolet.

Bij deze kleine golflengte kan men ook de bovengenoemde
benadering niet meer toepassen, zoodat we daar de

Op het continuum van de krater zijn ook enkele lijnen ge-
superponeerd. Zoo noodig werd voor deze lijnen gecorrigeerd.

Tevens werd een correctie aangebracht voor de doorlating
van het kwartsvenster van de bolometer. De bolometer was
met zichtbaar licht geijkt, zoodat een correctie in het ultra-
violet noodzakelijk is.

De opstelling gebruikt door Vermeulen hebben wij in-
zooverre gewijzigd, dat we het witte vlak tusschen de lens
L4 en de spectrograaf hebben weggelaten. We hebben dit
gedaan, omdat de reflectie aan dit vlak weer een groot ver-
lies aan energie zou beteekenen. We zullen dientengevolge
voor de polarisatie moeten corrigeeren. We bedenken daarbij,
dat we het gepolariseerde beeld in P vergelijken met een niet
gepolariseerde lichtbron. Wanneer de Hilgerspectrograaf ook
polariseerend werkt, geeft dit aanleiding tot een fout in onze
ijking. De maximale waarde van deze fout kunnen we als
volgt berekenen;

Stel het beeld in P is gepolariseerd, zoodanig, dat de inten-
siteiten van de twee componenten in onderling loodrechte
richtingen respectievelijk a^ en ag zijn. Dit beeld vergelijken
we met het natuurlijke licht van de krater van de intensiteit 2b.

Stel nu dat de polarisatie van de Hilger en de lens L4 zoo-
danig is, dat natuurlijk licht in P achter in de spectrograaf een
intensiteitsverhouding van twee onderling loodrechte com-
ponenten — heeft, waarbij de twee richtingen, waarin wij

ontbinden, zoodanig vallen, dat de verzwakking respectieve-
lijk maximaal en minimaal is, m.a.w. in twee richtingen, die

samenvallen met de hoofdassen van de polarisatie-ellips van
de Hilgerspectrograaf. We zien dan het beeld in P achter in
de spectrograaf met een intensiteit A (a^Ci 3202) en de
boog als A (c^b c^è) indien de richtingen a^ en a2 resp.
samenvallen met c^ en C2. Is nu a-^c-^ a2C2 = bc^ bc2 (1)
dan is a^ = = 26. Uit de gelijkheid van de intensiteit van
beeld en krater achter in de spectrograaf mogen we dus niet
besluiten tot de gelijkheid van de intensiteit vóór de spectro-
graaf.

Voor aigt; 32 en C2lt;Ci is de fout positief, voor aigt;32 en
C2gt;Ci is zij negatief, terwijl voor c^ = C2, dus voor het geval,
dat de lens L^ en de Hilgerspectrograaf niet polariseeren, de
fout nul is.

Achter de lens L^ werd een kalkspaathrhomboëder ge-
plaatst, waardoor we op de spleet van de spectrograaf 2 beel-
den van een in P, respectievelijk in K, geplaatste boog kregen.
Het scheef doorgaande beeld werd afgeschermd, de intensiteit
van het andere beeld fotografisch bepaald. Vervolgens werd
het rhomboëder over een hoek van 90° gedraaid. Het nu recht
doorgaande beeld heeft de intensiteit van het zooeven afge-
schermde beeld. Ook deze intensiteit wordt fotografisch be-
paald.

Voor verschillende golflengten werd nu de verhouding van
de intensiteiten der twee beelden bepaald.

De aldus verkregen intensiteitsverhoudingen, wanneer de
boog in P staat, zijn in figuur 12 weergegeven.

Zooals hieruit duidelijk blijkt, is in afhankelijkheid van de
golflengte c'j^gt;c'2 of c'2gt;c\.

In het algemeen zullen de polarisatierichtingen van het
rhomboëder niet samenvallen met de hoofdassen van de pola-
risatieellips van de Hilgerspectrograaf. Daar het kwarts het
polarisatievlak draait en deze draaiing afhankelijk is van de
golflengte, (figuur 13) zullen voor sommige golflengten, en

minimum is, de hoofdassen van bovengenoemde polarisatie-
ellips wel samen vallen met de polarisatierichting van het
rhomboëder.

De gestippelde kromme in figuur 12 geeft het verloop van
de polarisatie van de Hilgerspectrograaf weer, waarbij reke-
ning gehouden is met de gegevens uit figuur 13.

a is de draaiing van het polarisatievlak uitgedrukt in cirkelgraden voor
1 mm kwarts (volgens officieele tabellen).

Bij de maxima en de minima van deze periodieke kromme
zullen de c\ en de c'2 hetzelfde zijn als de hiervoor genoemde
Cl en Cg.

De waarden voor aj en a2 geven een analoge kromme. We
vinden deze kromme uit die van de totale polarisatie, indien
dus de boog in K is geplaatst, en de kromme van figuur 12.
Uit deze gegevens berekenen we als maximale door de pola-
risatie veroorzaakte fout 2 a 3 %.

Deze fout zal nu nog als functie van de golflengte positief
of negatief kunnen zijn.

We hebben daarom gemeend de fout, door de polarisatie
veroorzaakt, te mogen verwaarloozen.

De gevonden ijkkromme voor de boog is weergegeven in
figuur 14. De gemeten gecorrigeerde waarden vindt men in
tabel 2.

punten gecorrigeerd voor de continue gasemissie.
Q punten welke de emissie van een zwart lichaam bij een temperatuur-
van 3800° K aangeven.

De bovenste kromme stelt de door ons gevonden ijking
voor, de onderste kromme geeft de emissie van een abso-
luut zwart lichaam bij 3800° K weer. We moeten bedenken,
dat wij naast de emissie van de krater, tevens de emissie van
het booggas meten. Dit is in hoofdzaak een lijnen- en banden-
spectrum, waarvoor de emissie van de krater zoo noodig is
gecorrigeerd.

In het verre ultraviolet, vanaf ongeveer 2700 A, gaat echter
de emissie van het gas van de boog een belangrijke rol spelen.
Het booggas zendt nu een continu spectrum uit en de inten-
siteit van deze continue emissie van het gas superponeert zich
op de emissie van de krater. Voor deze gasemissie moeten we
nu bij het gebruik van de krater als standaardlichtbron niet
meer corrigeeren. Zij is in de ijking opgenomen. De ijk-
kromme heeft verder een glad verloop behoudens een hobbel
bij 2600 A, welke moeilijk als een meetfout aangerekend kan
worden.

In hoeverre de spreiding om de getrokken kromme nog reëel
is, kan moeilijk gezegd worden. Schommelingen in de reflectie
van kool van eenige procenten zijn heel goed mogelijk en
door onze ijking niet met zekerheid vast te stellen. Schom-
mehngen grooter dan 5 % hadden wij zeker bemerkt, waar-
mede dus tevens de nauwkeurigheid is aangegeven.

De systematische fout zal niet zeer groot zijn. aangezien de
punten gevonden door vergehjking met een absoluut geijkte
bandlamp in onze ijkkromme vallen.

Indien wij de emissie van kool alleen willen kennen, moeten
wij de gemeten ijkkromme corrigeeren voor de continue emis-
sie van het gas van de boog. De punten aangegeven met een
X zijn voor deze gasemissie gecorrigeerd.

Deze correctie werd bepaald door de emissie van het gas
onmiddellijk onder de anode te vergelijken met de totale
emissie. Het resultaat hiervan is weergegeven in figuur 15.
De aldus gecorrigeerde punten vallen binnen de meetfouten

op de kromme, die de emissie van een absoluut zwart lichaam
bij 3800° K aangeeft. In het gebied van 2200 A tot 3500 A
valt dus de emissie van kool samen met die van een absoluut
zwart lichaam van 3800° K.

Behalve deze directe meetpunten hebben we ook nog ijk-
punten verkregen langs indirecte weg, door vergelijking met
een absoluut geijkte bandlamp.

indirecten meetpunten door vergelijking met een bandlamp.
□ punten welke de emissie van een zwart lichaam bij een temperatuur van

Twee van deze punten bij A, = 3344 A en A = 3650 A,
vallen goed in onze directe ijkkromme. De vergelijking met Je
bandlamp geschiedde hier fotografisch.

In het gebied van 4000 A tot 10.000 A werden indirecte
meetpunten verkregen door metingen met een photocel. De
energie van de boog en de bandlamp werden met behulp van

een photocel en monochromator, welke dus een bepaald ge-
bied doorliet, vergeleken.

De resultaten zijn weergegeven in figuur 16. De nauw-
keurigheid van deze metingen is in hoofdzaak beperkt door
het feit, dat we nu niet kunnen corrigeeren voor de emissie
van het gas, welke voofal tusschen 3800 A en 5300 A zeer
groot is tengevolge van de sterke CN- en C2-banden. De
ijking van de krater zal dan hief ook te hoog zijn. Een be-
paling met de pyrometer bij 6500 A leverde een zwarte tem-
peratuur van 3795° K op.

Resumeerende kunnen we zeggen, dat de emissie van
gloeiende kool ongeveer samenvalt met die van een zwart
lichaam van 3800° K, gloeiende kool is dus van X — 2200 A
tot A 10.000 A grauw.

De emissie van de krater, onze standaardhchtbron, gaat
echter vanaf 2700 A sterk in intensiteit toenemen tengevolge
van de continue straling van het gas van de boog.

Vele onderzoekers hebben zich uitvoerig met de boog-
ontlading tusschen twee koolelectroden in lucht bij stroom-
sterkten van 1 tot 15 Ampère beziggehouden.

Deze onderzoekingen zijn samenvattend behandeld in de
dissertatie van Dr. H. Brinkman, i)

Beschouwen we het uiterlijk van een boogontlading van
deze stroomsterkte, dan valt ons in het bijzonder de violette
kern in de gaszuil tusschen de electroden op. In deze kern
wordt hoofdzakelijk het spectrum van de moleculen C2 en CN
uitgezonden. Verhoogt men de stroomsterkte dan vindt een
verbreeding van de kern plaats.

Voeren we de stroom nu op tot ongeveer 70 Ampère bereikt
is, dan verandert plotseling het geheele karakter van de boog-
ontlading. Bij horizontale stand van de boog is er vanaf de
kathode nu een vrij scherp begrensde kern zichtbaar, welke
een helder wit licht uitzendt; rondom deze kern is een violette
zuil te zien, terwijl boven de anode een groote vlam staat.
Verhoogt men verder de stroom tot 300 Ampère dan blijft de
ontlading het beschreven karakter behouden. De witte kern
wordt alleen breeder.

De aldus verkregen hoogintensiefboog is reeds uitvoerig
o.a. door R y d e 1) beschreven. Deze auteur geeft in het aan-
gehaalde artikel tevens mooie foto's van een boog van dit type.
De gaszuil van deze boogontlading in de nabijheid van de
kathode werd door ons nader bestudeerd.

De gelijkspanningsenergie noodig voor het branden van de
boog werd door een omvormer geleverd. Teneinde de snel-
heid van afbranden te verminderen werden als electroden
harde grafietstaven gekozen. Een rustige ontlading wordt
daarbij verkregen door de anode met Ca te vullen en aan de
kathode een puntige vorm te geven.

De gebruikte boog brandt in horizontale stand. Zij wordt
met behulp van een achromatische lens scherp afgebeeld op
de verticale spleet van een Hilgerkwartsspectrograaf. Op
deze wijze komt het intensiteitsverloop van het spectrum
loodrecht op de dispersierichting overeen met het intensiteits-
verloop dwars over de gaszuil, echter nog geïntegreerd over
de diepte van de cylindrische zuil.

In tegenstelling met het spectrum uitgezonden door een
lichtboog bij lage stroomsterkte, zendt de hoogintensiefboog
naast een lijnen- en bandenspectrum op de plaats van de
witte kern, een continu spectrum uit. In dit continuum zijn
tevens een groot aantal min of meer breede lijnen aanwezig,
welke buiten het continuum niet gevonden worden. 2) Deze
lijnen worden dus in de witte kern uitgezonden, zij behooren
bij de spectra van C. N, O, C en 0 (tabel 3).

De intensiteit van het bandenspectrum van C2 en CN is in
het continuum geringer dan daarbuiten. Bedenken we, dat
we de witte kern nog via de violette mantel bekijken, dan
mogen we dus zeker concludeeren, dat in deze kern de mole-
culen C2 en CN grootendeels gedissocieerd zijn, welke con-
clusie nog versterkt wordt door het optreden van de vele
atoomlijnen van C en N.

Tabel 3 geeft de sterkste lijnen in de kern. Voor een meer uitvoerige
lijst zie het artikel van Ryde, hiervoor genoemd.

Een voorloopige temperatuurmeting uit de bandenspectra 1)
gaf voor de temperatuur van de violette zuil een waarde, die
ook in een normale lichtboog van kleine stroomsterkte werd
gevonden n.1. tusschen 6000 en 7000° K.

In de volgende paragraaf zullen wij de resultaten van de
intensiteitsmeting van het continuum, in de onmiddellijke om-
geving van de kathode, geven.

§ 3. De intensiteitsverdeeling in het continuum, uitgezonden
door de hoogintensiefboog.

Het continuum, dat de boog uitzendt, strekt zich uit van
het verre ultraviolette tot het infraroode spectraalgebied. Bij
het meten van de intensiteit van dit spectrum zullen wij in het
ultraviolette deel de in hoofdstuk I beschreven krater als
standaardlichtbron gebruiken.

Daar wij de intensiteitsverdeeling van het continuum over
een groot golflengtegebied willen leeren kennen, is het nood-
zakelijk om de boog, zoowel met een kwarts- als met een glas-
spectrograaf te photografeeren. In het zichtbare deel is immers
de dispersie van een kwartsspectrograaf te gering, vooral ook,
omdat op vele plaatsen lijnen- en bandenspectra het continuum
overdekken. De boog werd daarom tegelijkertijd op beide
spectrografen afgebeeld, terwijl er voor gezorgd werd, dat
dezelfde plaats van de boogzuil op beide spleten viel. Door
middel van een draaiende schijf met twee even groote gaten
(gemonteerd op een synchroonmotor) werd het licht tot de
beide spectrografen tegelijkertijd toegelaten. Bij het onder-
zoek met de kwartsspectrograaf werd de krater van de kool-
boog als standaardlichtbron gebruikt. De zwartingskromme
werd verkregen door op de lens, die voor de afbeelding zorgt,
verschillende diafragma's te plaatsen, waarvan de oppervlak-
ten bekend zijn. De aldus verkregen zwartingskromme was
van te voren gecontroleerd met een zwartingskromme door
spleetbreedtevariatie verkregen.

Bij de opname op de glasspectrograaf werd een absoluut
geijkte bandlamp als standaardlichtbron gebruikt. Aangezien
ook de krater absoluut geijkt is, kon men gemakkelijk de resul-
taten van beide opnamen aan elkaar aansluiten. Het resultaat
van een meting met behulp van beide spectrografen is weer-
gegeven in figuur 17, waar I(\) als functie van k is uitgezet.

Het gebied tusschen 3500 A en 3900 A is practisch niet
voor meting toegankelijk, doordat er zeer vele bandengroepen
liggen, die het continue spectrum storen.

De emissie E van liet continuum van de hoogintensiefboog in willekeurige maat als functie van de golflengte.

De lengte van de boog was ongeveer 2 cm, de afstand tot
de kathode van de plaats waarop de metingen betrekking
hebben, bedroeg ongeveer 0,3 cm.

Twee metingen werden verricht, bij de eene was de anode
gevuld met CaCO^ en bij de andere werd een ongevulde
anode gebruikt. De intensiteitsverdeeling in het continue
spectrum is voor beide opnamen dezelfde, behoudens een
kleine afwijking bij X i= 2800 A, waar in het geval van de
vulling met Ca een extra intensiteitsmaximum in het continue
spectrum optreedt.

Bij de, in het hierna volgende, beschreven waarnemingen
was de anode altijd met CaCOs gevuld.

Figuur 18 geeft het ultraviolette deel van het continue spec-
trum weer bij verschillende stroomsterkten. Het verloop der
krommen is zoo, dat zij met elkaar tot dekking te brengen zijn,
de intensiteit neemt echter wel toe met de stroomsterkte.

In Figuur 19 is bij één golflengte de intensiteit van het con-
tinuum, geïntegreerd over de doorsnede van de witte kern,
als functie van de stroomsterkte uitgezet. De spanning werd
daarbij constant gehouden en de doorsneden werden op de-
zelfde afstand van de kathode gemaakt.

De emissie E in willekeurige maat maat van het contiuuum der hooginten-
siefboog voor dezelfde golflengte bij verschillende stroomen I in Amp.

Het gevonden verband is binnen de meetfout lineair. Extra-
poleeren we de rechte lijn naar de intensiteit nul, dan snijdt
de rechte de abscis bij ongeveer 60 Ampère. Inderdaad is dit
ongeveer de stroomsterkte, waarbij de witte kern voor het

Tenslotte is de intensiteit van het continue spectrum be-
paald in het roode spectraalgebied bij X = 7989 A. De ge-
vonden intensiteit bij deze golflengte is gelijk aan die bij

Bij een poging om het continue spectrum te verklaren
moeten we bedenken, dat de omstandigheden voor het ont-
staan van een electronencontinuum wel uitermate gunstig zijn.
De stroomdichtheid in de kern is zeer groot, waaruit volgt, dat
ook de electronen- en ionenconcentratie zeer groot is, wat
door de aanwezigheid van vele en zeer sterke ionlijnen, die
op het continue spectrum gesuperponeerd zijn, wordt beves-
tigd.

De relatieve emissie E{v) vati het continuum der hoogintensiefboog als
functie van de frequentie v (V in cm-i X 10quot;^).

Indien het continue spectrum als een remcontinuum be-
schouwd moet worden, zal de intensiteitsverdeeling niet mogen
afhangen van de aard van de electroden of van het gas, dat
zich hiertusschen bevindt. We hebben de electroden met Ca-
zouten gevuld en zagen daardoor geen verandering in de
intensiteitsverdeeling van het algemeen continuum optreden.
Slechts kwam er één klein intensiteitsmaximum bij in de buurt
van A, = 2800 A.

Dit en de aanwezige intensiteitsmaxima wijzen op recombi-
natiecontinua (invanging der electronen in discrete energie-
niveaux). Bij welke lijnenreeksen dit continuum aansluit is
moeilijk uit te maken, daar er zoo veel soorten atomen in het

De waarschijnlijkheid wordt dus wel zeer groot, dat het
gemeten continue spectrum een electronen-remcontinuum is,
verteekend door een electronen-recombinatiespectrum. Of de
gemeten intensiteitsverdeeling met deze onderstelling klopt,
is moeilijk te controleeren, aangezien we het aandeel van het
remcontinuum en het contine spectrum door recombinatie met

We krijgen hieruit wel zeer sterk de indruk, dat de inten-
siteit omgekeerd evenredig met het quadraat der frequentie

Het is wellicht mogelijk dit grondcontinuum toe te schrij-
ven aan de remming van electronen.

Theoretisch echter is deze hypothese moeilijk te toetsen,
bovendien is de snelheidsverdeeling der electronen onbekend.

The positive electrode of a carbon-arc in air at normal
pressure can be used as a standardised lightsource. The in-
structions for use and the method of calibration are described.

The absolute calibration shows that the emission is nearly
the same as the emission of a black-body at a temperature of
3800° K in the wavelength-region from 2800—10.000 A. In
the region from 2200—2800A the emission is much larger
because of the continuous emission of the gas in the arc.

In the second chapter the measurement is described of the
spectral energydistribution of the continuous spectrum near
the cathode of a carbon arc in air with a current of about
250 Amps. We used the photographic method and in the ultra-
violet wavelength region the new standardised lightsource.

Indien men ter verkorting van de keuringsproef, de invloed
van één der factoren welke bij het te onderzoeken proces
een rol spelen versterkt, kan dit tot foutieve resultaten aan-
leiding geven.

De veranderingen in sterkte van Fraunhofer-lijnen van het
midden van de zon naar de rand van de zonneschijf, geven
M.G.Adam geheel ten onrechte aanleiding het model van
Schuster van de zonneatmosfeer te verwerpen.

De versterkingsopstelling door Gonsalves gebruikt, voor
het meten van stralingsenergie, is onlogisch.

De metingen van Kreulen over de vorming van humus-
zuur uit steenkolen, duiden op een oxydatie in trappen.

Voor het meten van versnellingen die optreden bij de draaiing
van het hoofd, kan men met voordeel gebruik maken van
een electromagnetisch instrument. Hetzelfde principe kan voor
het bepalen van de grootte van krachten en versnellingen in
de practijk belangrijk zijn.

Het is gewenscht dat van elke meting de waarnemer zelf
een nauwkeurige discussie van de mogelijke fouten geeft.

In het bijzonder is een juiste opgave van belang waar het
de bepaling van natuurconstanten betreft.

Oih^	l
/		^^____		O
/	--
/
		Xi.	a

golflengte in A	ergo/cm' sec. halve bol	golflengte 0 in A	ergo/cm' sec. halve bol
2230	7,25 X 10quot;	2990	4,41 X 10quot;
2231	5,9 X 10quot;	3040	5,25 X 10quot;
2382	8,1 X 10quot;	3105	5,2 X 10quot;
2525	1,15 X 10quot;	3123	6,3 X 10quot;
2588	1,56 X 1012	3212	8,7 X 10quot;
2514	1,63 X 10^2	3332	1,01 X 10quot;
2717	1,80 X 10quot;	3440	1,18 X 10quot;
2860	3,03 X 10quot;	3440	1,31 X 10quot;
2941	3,89 X 10quot;

	ergs	gt; 3 cm sec	: halve b	Ol


rJ^' 0nbsp;' A 1 1 1 1 1 O					AinA

^ in Ä	element	0 /{ in A	element	0 ^ in A	element
2509,1	C	3947,6	0	4000,0	N
2512,0	C	4024,0	0	4011,1	N
2583,6	c	4111,0	0	4137,6	N
2837,6	c	4145,9	0	4224,0	N
4231,4	c	4254,0	0	4230,4	N
4267,1	c	4342,0	0	4253,3	N
4371,3	c	4443,0	0	4336,5	N
4757,6	c	4638,9	0	4667,2	N
4766,6	c	4650,8	0	4750,3	N
4771,7	c	4661,6	0	5045,0	N
4817,3	c	4676,3	0	5173,3	N
5380,3	c	4906,9	0	5292,7	N
5380,3		5190,6	0	5310,6	N
		5275,1	0	5686,1	N
		5950.6	0	6443.7	N
				6627,0	N


	lquot;			/	/
			j	/
			/
		A
		/
	/
	/
/						i
/


OC	V
	\
		\
		\
			s	\
					N	X	inA


	G
\
• \
\ lt;
	A

		@ \ 0

			1

	E (V)



vV
\