aan de rijks-universiteit te utrecht
op gezag van den rector magnificus
dr. f. h. quix, hoogleraar in de faculteit
der geneeskunde, volgens besluit van de
senaat der universiteit tegen de be-
denkingen van de faculteit der wis- en
natuurkunde te verdedigen op maandag
24 juni 1940, des namiddags te 4 uur, door

Bij het voltooien van dit proefschrift richt ik gaarne een woord van dank
tot allen, die tot mijn wetenschappelijke vorming hebben bijgedragen.

In de eerste plaats ben ik U, Hoogleraren en Lectoren in de Faculteit
van de Wis- en Natuurkunde, veel dank verschuldigd voor het van U ge-
noten onderwijs.

Daarbij wens ik mij in het bizonder tot U, Hooggeleerde ORNSTEIN,
Hooggeachte Promotor, te richten, om U mijn erkentelijkheid te betuigen
voor alles, wat Gij gedurende mijn studententijd voor mij geweest zijt.
Mede door Uw belangstelling, niet alleen in mijn werk, maar ook in mijn
persoon, zal ik steeds de aangenaamste herinneringen bewaren aan de
periode, gedurende welke ik in het Physisch Laboratorium onder Uw enthousias-
merende leiding heb mogen werken.

U. Hooggeleerde VAN EVERDINGEN. ben ik dankbaar voor Uw
onderwijs in de Meteorologie. Dat Ge ook reeds vóór mijn studententijd
bereid waart om mij steeds alle gevraagde inlichtingen te verstrekken over
het waarnemen van meteorologische verschijnselen, heb ik altijd ten zeerste
op prijs gesteld.

Hooggeleerde UHLENBECK, ik ben U zeer erkentelijk voor Uw heldere
colleges in de theoretische Natuurkunde.

Beste MILATZ, voor de steun, die je me eerst bij de experimenten en
later bij de bewerking van dit proefschrift verleende, zal ik je steeds dank-
baar zijn. Dat wij ook op niet-physisch gebied zo vele malen van gedachten
hebben kunnen wisselen, heb ik altijd zeer gewaardeerd.

Het op de volgende bladzijden beschreven onderzoek zou niet mogelijk
geweest zijn zonder de technische hulpmiddelen, die onder jouw leiding,
beste TER HORST, in het Physisch Laboratorium konden worden ge-
construeerd. De magneetspoel is het treffende voorbeeld hiervan. Ik ben
je zeer erkentelijk voor je medewerking.

U. Zeergeleerde BLEEKER. dank ik voor hetgeen ik van de dynamische
Meteorologie van U heb mogen leren.

Zeer geachte Mevrouw NINCK BLOK. voor Uw onvermoeide hulp
bij het uitvoeren der metingen betuig ik U op deze plaats gaarne mijn dank.

Beste PAIS en VAN DER VELDEN, ook jullie dank ik voor de hulp
bij de onderzoekingen.

De Gei g er-Müller teller is in de laatste jaren een van
de meest gebruikte instrumenten voor het meten van inten-
siteiten bij kernphysische onderzoekingen. Veelal gebruikt
men een j8-spectrograaf, waarin een dergelijke teller als detector
is geplaatst, om het verloop van een ;S-spectrum nauwkeurig
te leren kennen. Het is dus van zeer groot belang om na
te gaan, of deze teller quantitatief werkt, m.a.w. of ieder
geladen deeltje, dat het tellervenster passeert, ook werkelijk
wordt geteld.

Het doel van dit proefschrift is, te onderzoeken onder
welke omstandigheden elk binnenkomend electron aanleiding
geeft tot een doorslag in dc teller en de correctie te be-
palen op de verkregen resultaten als het instrument niet
quantitatief blijkt te werken. Men heeft n.1. in vele ge-
vallen zonder nader onderzoek aangenomen, dat ieder elec-
tron, dat door het. tellervenster binnenkomt, inderdaad aan-
leiding geeft tot een ontlading; het zal blijken, dat dit niet
geoorloofd is.

Om dc quantitativiteit van de teller te onderzoeken werd
met behulp van een /9-spectrograaf een bundel electroncn
van gegeven snelheid op de teller geworpen. Bij de experimen-
ten werd nu de druk van het gas in de teller gevarieerd.
Door het aantal ondadingen per tijdseenheid te bepalen als
functie van de druk van het gas wordt de telkromme ver-
kregen. Uit de vorm van deze telkromme konden conclu-
sies worden getrokken betreffende de quantitativiteit van de
teller.

Als electronenbron werd een preparaat gebruikt bestaande
uit RaD in evenwicht met RaE. Deze bron zendt bijna geen
y-stralen uit.

Vervolgens werd het spectrum van RaE gemeten en op
het verkregen resultaat een correctie aangebracht voor het
niet-quantitatief werken van de teller. Het gecorrigeerde spec-
trum wordt bediscussieerd aan de hand van de verschillende
theorieën omtrent de ;ö-spectra.

Het instrument, dat zich later tot Geiger-Müller teller
heeft ontwikkeld, bestond oorspronkelijk uit een cylinder van
messing, die voorzien was van een centrale electrode in de
vorm van een vrij dikke (0,45 mm) metalen draad. Rut her-
ford en Geiger ¹) gebruikten dit toestel om a-deeltjes van
radioactieve stoffen te tellen. Daartoe lieten zij de a-deeltjes
door een kleine opening, waarop een folie van mica was
aangebracht, de cylinder binnenkomen. Deze was gevuld met
het een of andere gas van 2 tot 5 cm kwikdruk. De cylin-
der werd op een negatieve spanning van 1000 ä 1500 Volt
gebracht, die voor zichzelf niet voldoende groot is om een
ontlading te veroorzaken. De centrale electrode werd ver-
bonden met een electrometer. De kleine ionisatie, die het
a-deeltje veroorzaakte, werd door stootionisatie vele duizenden
malen versterkt en het binnenkomen van het a-deeltje in de
teller werd waargenomen als een ballistische uitslag van de
electrometer, welke evenredig is met de oorspronkelijke ionisatie.

Daar de electrometer een grote aanwijstijd heeft, was het
niet mogelijk om met enige nauwkeurigheid meer dan on-
geveer 10 a-deeltjes per minuut te tellen. Later, toen men
de veel snellere snaarelectrometer ging gebruiken % kon dit
aantal worden opgevoerd tot 2000 per minuut door de uit-
wijkingen van de draad fotografisch te registreren. De ge-

bruikte teller bestond toen uit een centrale bolvormige elec-
trode, die in een concentrische halve bol geplaatst was. Deze
was gevuld met helium van ongeveer een derde atmosfeer.
Bij dit type instrumenten geeft een a-deeltje een grote uit-
slag, een /8-deeltje (wegens de kleine ionisatie, die het ver-
oorzaakt) slechts een geringe uitslag van de electrometer.

Geiger®) construeerde, om ook electronen te kunnen tellen,
een ander soort teller, bestaande uit een fijne metalen punt
tegenover een plaat („Spitzenzählerquot;), waarin een opening aan-
wezig was, waardoor de a- of /3-deeltjes konden binnentreden.
Als men bij drukken lager dan een atmosfeer werkt, moet
deze opening met een dun folie van mica worden afgesloten.
De punt had een negatieve spanning ten opzichte van de
plaat. Met behulp van dit instrument konden nu zowel a-
als yff-deeltjes worden geteld. Aldus ontstond de „Geiger-
tellerquot;, die ook voor het meten van y- en Röntgenstralen
geschikt bleek te zijn *). Met deze puntteller kan men niet
meer nagaan, of het deeltje, dat een ontlading veroorzaakt,
een groot of klein ioniserend vermogen heeft, daar de door-
gegane hoeveelheid electriciteit in beide gevallen dezelfde
is. Bij het instrument van Rutherford en Geiger^) is
daarentegen de doorgegane hoeveelheid electriciteit evenredig
met de ionisatie, die het deeltje veroorzaakt.

Geiger en Müller®) gebruikten een metalen cylinder,
waarin axiaal een dunne draad werd gespannen. De cylinder
werd op een negatieve spanning gebracht ten opzichte van
de centrale electrode. De draad is bedekt met een slecht
geleidende laag, die overal even dik is. Tengevolge van de
isolerende werking van deze laag kan men de spanning tussen
de draad en de cylinder opvoeren tot boven het voltage,
waarbij anders een ontlading zou optreden. Ontstaat nu op
een willekeurige plaats binnen de cylinder een klein aantal
ionen, dan zal zich tengevolge van stootionisatie ogenblikkelijk
een aanzienlijke hoeveelheid electriciteit naar de draad toe
bewegen. Was de draad blank, dan zou een continue ont-
lading ontstaan. Maar nu deze is bedekt met een isolerende

laag, zal na een doorslag de oppervlaktelaag gedurende korte
tijd worden opgeladen. Daarmede zal een vernietigen van
het electrische veld gepaard gaan, en dus zal na de door-
slag de ontlading worden afgebroken. Deze redenering geldt
ook voor de puntteller Met behulp van een snaarelectro-
meter werden de stroomstoten geregistreerd. Deze Geiger-
Müller teller bezit boven de eerstgenoemde „Spitzenzählerquot;
het voordeel, dat het werkzame oppervlak veel groter is.

Tegenwoordig bedient men zich van andere kunstgrepen
om de ontlading in de teller snel te doen afbreken en behoeft
de draad dus niet meer van isolerend materiaal te worden
voorzien Daarop zal in een volgende paragraaf nader
worden ingegaan.

Bij de G e i g e r - M ü 11 e r teller is, evenals bij het instrument
van Rutherford en Geiger de potentiaal van de
centrale electrode positief ten opzichte van de cylinder,
terwijl de druk van het gas in de teller enkele cm Hg
bedraagt.

Laat men nu een bundel electronen de ruimte van de cyhnder
binnentreden, dan zullen bij voldoend lage spanning geen
ontladingen voorkomen. Verhoogt men echter deze spanning,
terwijl de druk van het gas in de teller constant blijft, dan
beginnen bij een bepaald potentiaalverschil tussen draad en
cylinder {VJ (zie flg. 1) de ontladingien op te treden. Het
aantal per tijdseenheid {N) zal eerst sterk toenemen, vervolgens
over een gebied tot V^ nagenoeg constant blijven. Wordt
de spanning verder verhoogd, dan neemt het aantal ont-
ladingen vaak toe en gaat de teller onregelmatig werken
tot ten slotte een continue ontlading optreedt. Het horizon-
taal lopende stuk van de kromme Vf, — V^ wordt het
telgebied genoemd. Hierin is dus het aantal ontladingen on-
afhankelijk van de aangelegde spanning. Het potentiaalver-
schil hangt af van de soort en de druk van het gas en van

de geometrie van de teller. De lengte van het gebied loopt
bij de verschillende tellers zeer sterk uiteen (van slechts enkele-
tot een paar honderd volt).

Door Henning en Schade®) is nauwkeurig onderzocht,
welke factoren een rol spelen bij de lengte van het telgebied.
In de eerste plaats kan dit vergroot worden door de gas-
druk te verhogen, wat ook door Riehl is gevonden en
in de tweede plaats door de weerstand, die tussen hoog-

spanningsbron en teller is geschakeld, te verhogen. Evenals
Schregardus hebben ook Henning en Schade®)
uitgemaakt, dat een isolerende laag op de draad niet essentieel
is, daar toch de werking van deze laag geen andere invloed
heeft dan de genoemde hoogohmige weerstand tussen hoog-
spanningsbron en teller.

Ook de dikte van de draad in de teller is van invloed
op de lengte van het telgebied. Een draad met doorsnede
van 0,2 mm is beter geschikt dan een waarvan de diameter
0,1 of 0,05 mm bedraagt.

Wat de aard van het gas betreft, waarmede de teller
gevuld is, kan opgemerkt worden, dat waterstof goede ge-
bieden levert, volgens Kohlhörster^^) tweemaal zo lange
als lucht. Onze metingen hebben dit ook aangetoond. Wordt
een volkomen zuiver edelgas als vulling gebruikt, dan bestaat
er geen telgebied Voegt men aan het edelgas een ge-
deelte van een procent van een ander gas toe, dan wordt
het telgebied vrij groot, vooral als een hoge druk gebruikt
wordt. Bij lucht als vulling van de teller kan de toevoeging
van een weinig alcoholdamp tijdelijk een verlenging van het
gebied tot resultaat hebben

Cosyns^^) verkreeg met ontgaste tellers lange gebieden.
Voor ons doel zijn dergelijke tellers echter onbruikbaar,
zoals uit hoofdstuk II (§ 3) zal blijken.

De hoogspanning, die op de teller staat, kan worden
geleverd door batterijen, of door een transformator met ge-
lijkrichter. Tussen spanningsbron en teller is een zeer hoge
weerstand (10® a 10« Ohm) geschakeld, die ervoor zorgt,
dat de ontlading wordt afgebroken; daardoor is de isolerende
oxydhuid, die G e i g e r en M ü 11 e r op de draad aanbrachten,
overbodig geworden.

In de laatste tijd maakt men meestal gebruik van een
schakeling volgens Neher en Harperquot;) (zie hoofdstuk II,
§ 4) om de ontlading snel te doen afbreken. De genoemde
hoge weerstand van 10® a 10quot; Ohm kan dan met een factor
100 worden verkleind. De stroomstoten, die de ontladingen

veroorzaken, kunnen door middel van een radioversterker
worden versterkt. De doorslagen kunnen dan automatisch
worden geregistreerd met behulp van een stel thyratrons en
een telwerk.

Ook als men niet opzettelijk ontladingen in de teller te-
weegbrengt, slaat deze toch af en toe door. Dit verschijnsel —
het zogenaamde nulefFect — wordt door kosmische stralen
en y-straling van de omgeving veroorzaakt. De grootte van
het nulefFect hangt af van het oppervlak van de teller en
van de druk van het gas, dat de teller bevat.

Als een electron zich door een gas beweegt, zal het met
de moleculen van het betreffende gas kunnen botsen. Deze
botsing kan elastisch of onelastisch zijn. In het eerste geval
blijft de totale hoeveelheid kinetische energie van de botsende
deeltjes constant, terwijl in het tweede geval het atoom of
molecuul wordt aangeslagen of — indien de snelheid van
het electron voldoende groot is ^ wordt gedissocieerd of
geïoniseerd. Voor de werking van de teller is alleen het
verschijnsel van de ionisatie van belang. De minimum hoe-
veelheid energie, nodig om een paar ionen te vormen, is de
zogenaamde ionisatiepotentiaal.

Het beschreven verschijnsel wordt de primaire ionisatie
genoemd. Het vrij gekomen electron kan echter een zo grote
energie bezitten, dat het daardoor in staat is om op zijn
beurt de moleculen van het gas te ioniseren. Dit is het ver-
schijnsel van de secundaire ionisatie.

Onder de coëfficiënt van de primaire ionisatie verstaat men
het aantal primaire ionenparen, dat het ^-deeltje per cm van
zijn baan bij normale temperatuur en druk produceert, terwijl
het totale aantal ionen, dat per cm onder dezelfde omstandig-
heden door het ^-deeltje wordt gevormd, de totale ionisatie-
coëfficiënt bepaalt. Het is duidelijk, dat de totale ionisatie
groter is dan de primaire.

De totale ionisatie kan men met een ionisatiekamer meten,
terwijl het aantal druppeltjes, dat per lengteeenheid onder
geschikt gekozen omstandigheden in de W i 1 s o n kamer geteld
wordt, evenredig is met de primaire ionisatie.

Het zal in hoofdstuk III blijken, dat bij de werking van
de Geig er-Müller tellers de primaire ionisatie een rol
speelt.

application à la mesure de l'ionisation spécifique des particules
chargées de grande énergie. Bulletin Technique de l'Association
des Ingénieurs sortis de l'Ecole Polytechnique de Bruxelles.

Het onderzoek over de quantitativiteit van de Geiger-
Mi ül Ier teller en de meting van het spectrum van RaE werd
verricht met behulp van een |8-spectrograaf, die in flg. 2
schematisch is aangegeven en waarvan men een foto voor
in dit proefschrift aantreft.

Het radioactieve preparaat P was neergeslagen op een
8 mm lange platinadraad, die zich binnen een 7 mm dikke
loodcylinder bevindt, waarvan de middellijn inwendig 26 mm
bedraagt. Hierin was een spleet van 24 X 2 mm^ openge-
laten. De electronen, die van het preparaat P uitgaan, door-
lopen onder invloed van het magneetveld een halve cirkel,
welke door de opgestelde diafragma's bepaald wordt, en
vallen vervolgens op de teller G. Om de verstrooiing van
de electronen tot een minimum te beperken, werd als mate-
riaal voor de buitenwand van de ruimte, die de banen der
electronen moeten doorlopen, 1 mm dik celluloid E gekozen;
ook de bovenbedekking werd van celluloid vervaardigd.
Wegens het kleine kernladingsgetal is dit materiaal voor dit
doel zeer geschikt De binnenwand wordt gevormd door
een loodblok. De electronen mogen niet door de opgestelde
schermen heendringen, doch alleen de baan volgen, die be-
paald wordt door de openingen, die in deze schermen zijn aan-
gebracht; m.a.w. het materiaal van de schermen moet een

zodanige dikte hebben, dat het ondoordringbaar is voor elec-
tronen van 5400 Gauss.cm ¹) (de maximale electronensnel-
heid, die bij onze metingen voorkomt). Het bleek nu, dat
aluminium van 2 mm dikte aan deze eis voldoet. ²) Om vol-

Sciiema van de gebruikte /S-spectrograaf. Het gearceerde gedeelte is lood,
het gepuncteerde aluminium. P is het Ra(D E) preparaat, G de teller.
A, B en F zijn diafragma's. Diafragma B kan gesloten worden door het
scherm C ervoor te schuiven. De bronzen veer D wordt dan ontspannen.
E is de buitenwand van celluloid.

komen zeker te zijn, dat het beoogde doel bereikt wordt,
gebruikten we aluminium van 3 mm dikte voor de diafragma's
A en B. De breedte hiervan bedraagt 11 mm. Het diafragma

2nbsp; Zie E. Rutherford, J. Chadwick en C.D.Ellis, Radiations
from radioactive substances, 1930, blz. 422.

B kan gesloten worden door er een aluminiumscherm C van
1 mm dikte voor te schuiven. Aan het scherm C is een
bronzen veer D bevestigd, die ontspannen wordt als het
diafragma wordt gesloten. Met behulp van dit scherm C kan
men constateren, dat geen verstrooide electronen de teller
bereiken. Laat men eerst electronen van ongeveer 2000 Gauss.
cm op de teller vallen en wordt vervolgens diafragma B ge-
sloten, dan blijkt, dat de teller alleen tengevolge van het
nulefFect doorslaat.

Behalve de twee genoemde diafragma's werd onmiddellijk
voor de teller (op een afstand van 5 mm) nog een spleet
van 3 mm dik lood geplaatst, die een breedte heeft van
2V2 mm. Dit diafragma was aangebracht om volkomen zeker
te zijn, dat geen electronen door de wand van de teller
passeren.

Het geheel was op een 2 mm dikke aluminium plaat onder
een glazen vacuumklok (middellijn 27Va cm, hoogte 17 cm)
gezet. Een toevoerleiding, die aan de bovenzijde van deze
klok was aangebracht, maakt het mogelijk het gehele toestel
te aarden. Een voorvacuumpomp en drie kwikdifFusiepompen
zorgen voor het vacuum. Tussen de kwikdifFusiepompen en
de /3-spectrograaf was een kwikval geplaatst. De druk on-
der de klok bedroeg bij alle metingen minder dan 10~®
mm Hg.

Indien de richting van de snelheid van een electron loodrecht
staat op die van een homogeen magneetveld, dan beschrijft
het electron een cirkelvormige baan, die in een vlak lood-
recht op de richting van het magneetveld is gelegen. De
straal q van de cirkelbaan is gegeven door de formule:

e, m en V zijn resp. de lading, massa en snelheid van het
electron en c is de lichtsnelheid als de lading e in electro-
statische eenheden wordt uitgedrukt.

Formule (1) geldt zolang de snelheid v klein is vergeleken
met de lichtsnelheid c. In het algemeen zal volgens de rela-
tiviteitstheorie een correctie moeten worden toegepast, waar-
door formule (1) overgaat in:

een bepaalde waarde van Hq behoort. Het is gebruikelijk
om met behulp van deze relatie de snelheid van de electronen
uit te drukken in Gauss.cm.

In fig. 3 zijn drie banen met gelijke kromtestraal aan-
gegeven. De middelste baan — de centrale straal — is precies
een halve cirkel.

We zien uit de figuur, dat deze drie cirkelbogen ongeveer
samenkomen in het diametrale punt G. In het punt G treedt

dus in eerste benadering focussering op, als ondersteld mag
worden, dat het magneetveld homogeen is. De focussering
treedt op, als de raaklijnen aan de banen in P kleine hoeken
met elkaar vormen. Wordt de „openingshoekquot; te groot, dan
gaat de scherpte van de focussering in G achteruit. G is het
venster van een Geiger-Müll er teller, die vast is op-
gesteld. Door het plaatsen van diafragma's kan men zorgen,
dat de openingshoek voldoende klein wordt. Voor het geval,
dat men een fotografische plaat in plaats van een teller ge-
bruikt, is deze methode niet geschikt, daar nu op de punten
naast G geen electronen meer terecht zullen komen, die een
halve cirkel hebben doorlopen.

Zij nu yj de openingshoek, en zij 2 lt;i de breedte van
het diafragma. Het diafragma bevindt zich ter plaatse, waar
de afwijkingen tussen de centrale straal en de randstralen
zo groot mogelijk zijn (zie flg. 4).

De baan PQG wordt bepaald door de rand Q van het
diafragma, terwijl de straal PRO door de andere rand S
wordt bepaald. Men kan zich deze straal geconstrueerd
denken door de vorige over een hoek yj om het punt P als
middelpunt te draaien. Bij deze draaiing verplaatst het punt

Q zich naar R. Hieruit volgt dus, dat de hoek RPQ gelijk
is aan de openingshoek ip.

Verder is: PQ = q^2 en benaderd: QR = 2di2 . . . (3)
Ook is =nbsp;=nbsp;...........(4)

Hierin hebben de symbolen, voorzover niet eerder ge-
noemd, de volgende betekenis:

radiaal door het preparaat P wordt uitgezonden.
— de lengte van de tellerspleet.
Noem q = 2Q. dan is volgens formule (1):

het aantal electronen per secunde per sterradiaal en per snel-
heidsinterval 1 uitgezonden (dus /p/^ = /p/^^ X A v), dan is

d Q, Iq Q en b^ Q, zodat volgens formule (9) on-
afhankelijk blijkt te zijn van de kromtestraal q of van de veld-
sterkte H, terwijl bij iedere spectrograaf het snelheidsgebied,
dat de teller ontvangt, constant is (dus A v = constant).

Tenslotte blijkt, dat bij de fotografische methode deze be-
schouwing niet opgaat. Hier geldt wel: d q, en dus is de

met H^. lp is dan het aantal electronen dat per cm^ en per
secunde op de plaat valt. Het verdient bijgevolg aanbevehng,
om voor een /S-spectrograaf, waarin de fotografische plaat
als detector wordt gebruikt, een zo klein mogelijke kromtestraal
te kiezen.

Formule (9) werd afgeleid in de onderstelling, dat 2 d « r,
immers alleen dan is de focussering ideaal. Tevens werd
ondersteld, dat de afwijking d van de centrale baan aan
weerszijden dezelfde is.

Men kan nu gemakkelijk inzien, dat wanneer het diafragma
met opening 2 d niet symmetrisch t.o.v. de centrale baan
der electronen is gelegen, formule (9) toch juist blijft. Ook
voor grotere spleten blijft formule (9) gelden, want men kan
zich deze spleet uit een aantal veel smallere spleten opge-
bouwd denken.

De waarde van het doorgelaten snelheidsgebied A v wordt
dan echter groter dan in (8) is aangegeven. Immers de focus-
sering is dan niet meer ideaal.

Ten einde het in dat geval doorgelaten snelheidsgebied te
berekenen, vragen wij eerst naar het snelheidsgebied, dat
doorgelaten wordt, indien de opening 2 d een eindige waarde
heeft en het venster van de teller zeer smal is.

Dit tweede probleem kan aldus worden gesteld: Wat is
het grootst mogelijke verschil in kromtestraal van twee cirkel-
banen. die door electronen (uitgaande van P en samenkomende
in G) worden doorlopen? (Zie fig. 5.)

De breedte van het diafragma AB zij 2 d. De centrale
straal PCG heeft een maximale kromming, dus moet het
verschil in kromtestraal van PBG en PCG resp. PAG
en PCG worden bepaald om het probleem op te lossen.

Het totale doorgelaten snelheidsgebied kunnen we vinden
door beide invloeden te sommeren :

De intensiteit Iq is volgens formule (9) evenredig met het
product van d en èg. We schrijven dit als:

Het is nu van belang om na te gaan, hoe groot de ope-
ning van de diafragma's en hoe breed het tellervenster moeten
worden gekozen bij gegeven oplossend vermogen, opdat de
intensiteit zo groot mogelijk zij.

De voorwaarde voor de grootst mogelijke intensiteit wordt
nu verkregen door/g in formule (15) naar d te differentiëren
en de aldus verkregen uitdrukking gelijk aan nul te stellen.
In dat geval is:

terwijl met (14), (17) en (18) voor de breedte van het teller-
venster wordt gevonden:

Het magneetveld wordt geleverd door een spoel zonder
ijzerkern, bestaande uit koperen buizen, waarin op zes plaatsen

koelwater wordt geperst onder een druk van 2V. atmosfeer.
De spoel bestaat uit 24 lagen van 10 concentrische cirkel-
vormige buizen. De uitwendige dikte van de buis is 4 mm.
terwijl inwendig de diameter 2V, mm bedraagt. De middellijn
van de spoel is aan de binnenzijde gemeten 38 cm en aan
de buitenkant 55 cm. De afstand tussen de lagen bedraagt
6 mm. gemeten van hart tot hart van de draden.

Door ijzer in de magneetspoel te vermijden vervallen de
complicaties, die de nauwkeurige meting van de veldsterkte
in verband met hysteresis --^ebrengt. Een ander voordee
is dat er in het vacuum meer ruimte beschikbaar blijft voor
dé eigenlijke ^-spectrograaf. Daartegenover staat, dat zeer
grote stroomsterkten moeten worden gebruikt, om een veld

Het magneetveld langs de straal is niet homogeen: dit is
echter geen bezwaar, daar het middelpunt van de cirkelbaan,
die de electronen doorlopen, samenvalt met de as van de
spoel. Immers wegens de symmetrie is de magnetische veld-
sterkte in alle punten van concentrische ringen -- en dus langs
de baan, die de electronen beschrijven - gehjk.

Aanvankelijk werd een andere magneetspoel gebruikt, die
veel minder sterke velden gaf, hoewel het aantal Gauss per
eenheid van stroomsterkte groter was. Het veld van deze
sDoel werd met behulp van een proefspoeltje en ballistische
galvanometer nauwkeurig geijkt door het veld te commuteren.
Op deze wijze kon het verloop van de veldsterkte voor ver-
schillende afstanden van het centrum nauwkeurig worden
onderzocht. De eerste metingen werden met deze spoel ver-
richt en hiermede werd ook de plaats van de ^n -et grootste
intensiteit van RaD bepaald. Deze bleek bi, H,598 Gauss
cm te liggen. De genoemde lijn werd bij experimenten met
de met water gekoelde spoel gevonden bij een stroomsterkte
van 9,45 Ampère. Daar de straal , = 9,1 cm is, volgt hieruit
een veldsterkte H=6.95 Gauss per Ampère.

Door Trommel werd de veldsterkte in het centrum van
de spoel gemeten bij een stroomsterkte van 26.05 Ampere.

Hijvond.dat deze 161,6 Gauss bedraagt. Door berekeningen
vond hij voor deze veldsterkte 161,8 Gauss, hetgeen met 6,21
Gauss per Ampère overeenkomt.

Directe metingen leverden op een afstand van 9,1 cm uit
het middelpunt een veldsterkte van 6,87 Gauss per Ampère.

De beschreven spoel kan in continu bedrijf tot omstreeks
80 Ampère gebruikt worden; in dat geval loopt de tempe-
ratuur van het koelwater tot ongeveer 90° Celsius op.

De gebruikte teller bestaat uit een cylinder van messing,
waarvan de doorsnede inwendig 16 mm bedraagt. Hierin is
axiaal een platinadraad van 0,2 mm dikte gespannen. De
opening van het venster bedraagt 10 bij 1 mm. en de dikte
van het gebruikte messing 1 mm. De afsluitingen zijn van
barnsteen vervaardigd en het geheel is met piceïne dichtge-
kit. De binnenkant van de cylinder werd zorgvuldig van ver-
ontreinigingen ontdaan. De draad werd gepolijst met Parijs-
rood. Het bleek verder van essentieel belang te zijn, dat de
platinadraad goed gespannen wordt gehouden. Daartoe werd
een uiteinde aan een veer bevestigd, die zich boven op de
teller bevindt. Hieroverheen werd een glazen dop gebracht,
die .voor luchtdichte afsluiting zorgt en verhindert, dat ont-
ladingen van de veer naar de omgeving optreden. De cylinder
is door middel van een afgeschermde draad verbonden met
het rooster van de N eher-Harp er lamp (zie ook § 4), ter-
wijl de platinadraad met de plaat van genoemde lamp ver-
bonden is. Op deze draad staat een spanning van 700 ä 1800
Volt, welke afhangt van de grootte van de gasdruk, die in
de teller heerst. De op de teller staande hoogspanning moet
nu overal door gasdichte isolatoren van de ruimte binnen
de klok gescheiden worden gehouden, daar er anders ontla-
dingen in de ruimte buiten de teller optreden voor het geval,
dat geen kleefvacuum aanwezig is. Aan de andere kant is
het belangrijk, dat een teller op snelle en eenvoudige wijze
door een andere kan worden vervangen. Daarom werd een

„vacuumstekkerquot; geconstrueerd. Aan de onderzijde van de
tellerdraad is buiten de teller een stuk koperdraad gesoldeerd,
waaromheen een glazen buisje is aangebracht. Dit past in
een glazen cylindertje, waarin zich kwik bevindt, dat in contact
is met de ingesmolten hoogspanningsdraad. Omdat het kwik
niet in contact mag zijn met het vacuum en om te verhinderen,
dat er aanslag van het kwik binnen de spectrograaf optreedt,
werd op dit kwik een laagje apiezonolie gebracht. Het glazen

buisje, dat met piceïne aan de teller is vastgekit, reikt nu
tot in de vloeistof en de iets langere koperdraad maakt contact
met het kwik. Zo is het contact tussen tellerdraad en hoog-
spanning tot stand gekomen en is het op eenvoudige wijze
mogelijk, dit contact weer te verbreken.

Om de druk in de teller te kunnen variëren, is aan de
onderzijde hiervan een glazen buisje bevestigd. Dit buisje
staat in verbinding met een buffervat buiten de eigenlijke
)S-spectrograaf. De druk in de teller kan dus van buiten af
geregeld worden en eventuele lekkages kunnen gemakkelijk

geconstateerd worden. Om het effect van een eventueel lek
door het folie te verkleinen, werd een groot buffervat ge-
kozen.

Het venster van de teller is voorzien van een 2 fi dik
folie van celluloid, waardoorheen de ^-stralen kunnen binnen-
komen. Dit brengt mede, dat het gebruikte type teller niet
— of althans moeilijk — kan worden ontgast.

De dikte van het folie werd op de volgende wijze bepaald:
Voor de Geig er-Müller teller werd een Poloniumpre-
paraat op een zodanige afstand geplaatst, dat de a-deeltjes
nog juist geen ontladingen veroorzaakten. De afstand tussen
het Polonium en de teller bleek - bij een druk van 76 cm
en een temperatuur van 19° ^ 37 mm te zijn. De dracht
van a-deeltjes van Polonium in lucht bedraagt 38,7 mm
voor 76 cm druk en 15° Celsius; in ons geval is de dracht

het folie voor a-stralen is dus 39,2-37 = 2,2 mm Het
gewicht van deze luchtlaag per cm^ is: 0,22 X 1.29 X 10quot;^ =
2,84 X 10-' gr. Men kan gemakkelijk inzien, dat dit over-

Het gebied van de teller bedroeg .bij een druk van 8 cm
Hg ongeveer 60 Volt. In het algemeen kan men zeggen, dat
door verhoging van de druk het telgebied vergroot wordt Y
Indien de druk kleiner is dan 1 cm Hg, heeft het gebied
een grootte van slechts ongeveer 1 Volt, tengevolge waar-
van de teller niet goed meer werkt.nbsp;, . , c
Het nuleffect van de teller is eveneens van de druk af-
hankelijk. Het liep bij onze metingen van ongeveer zes ont-
ladingen per minuut bij een druk van 1 cm Hg op tot om-
streeks zestien tikken per minuut bij 10 cm Hg.

M r Geiaer MÜ11 erteller. LS = luidspreker. Th = thyratronschakelmg. Li = Neher-
r=4V transformator. S = smoorspoel. G = Oeig er-Mui ler leiier. unbsp;v •nbsp;tvne 59 P, - 2 10« i?, = 10'

de cylinder van de teller verbonden met het rooster van de
kortsluitlamp, Li (volgens het principe vanNeheren Harper
geschakeld ; zie fig. 7). De tellerdraad is met de plaat ver-
bonden. die dus beide op dezelfde hoge positieve spanning

De spanning van twee roosters van deze lamp kan ge-
varieerd worden. Het stuurrooster krijgt een negatieve-, het
schermrooster een positieve spanning, die zodanig wordt in-
gesteld, dat er juist geen stroom door de lamp gaat. Treedt
nu een ontlading in de teller op. dan zal een positieve lading
van de draad op de cylinder en dus op het stuurrooster
overgaan, zodat er wel een plaatstroom gaat lopen. Ten-
gevolge hiervan zal de plaatspanning sterk verminderen, daar
tussen de hoogspanningsbron en de plaat een weerstand
i?i=2.10® ü is geschakeld. Hierdoor zal de ontlading in de
teller worden afgebroken. Deze Neh er-Harp er schakeling
zorgt er dus voor, dat de ontlading in de teller snel wordt
afgebroken, zodat de apparatuur direct daarop weer in zijn
oorspronkelijke toestand is teruggekeerd. De duur van een
ontlading bedraagt ongeveer 10^« secunde. De stroomstoten
in L] worden via een condensator Q van 100 cm overge-
bracht op het rooster van L^. welke lamp ze versterkt. Ver-
volgens worden deze op de beide parallel geschakelde eind-
lampen Ls en L4 overgebracht. Hierachter zijn resp. de luid-
spreker en de thyratrons geschakeld.

Met behulp van de luidspreker kan worden gecontroleerd
of de Neher-Har per lamp goed is ingesteld. Indien de
negatieve roosterspanning te klein is. blijkt dit uit een ge-
zoem in de luidspreker. Verder kan hiermede worden nage-
gaan, of de apparatuur, die de tikken automatisch telt, goed
functionneert. De stroomstoten worden van de eindlamp
L4 via de laagfrequenttransformator Tg op de roosters van
het eerste stel thyratrons overgebracht (zie fig. 8). Met een
snelle gesprekkenteller (deze kan maximaal 15 tikken per
secunde, regelmatig verdeeld, tellen) werden de ontladingen
in de teller dan automatisch geregistreerd. Werd de zoge-

naamde „scale of twoquot; gebruikt, dan kon de gesprekken-
teller in 1 (of 2) geplaatst worden, terwijl dan 2 (of 1) kort-
gesloten werd, evenals 3 en 4. Was het aantal tikken per
tijdseenheid zeer groot, dan kon op de „scale of fourquot; worden
overgegaan door het telwerk met 3 (of 4) te verbinden en
4 (of 3) kort te sluiten evenals 1 en 2. In dit laatste geval

verspringt het telwerk na ieder viertal ontladingen één schaal-
deel, zodat ook bij een groot aantal ontladingen per minuut
de gesprekkenteller dit kan volgen. Zo is het mogelijk door
nog meer thyratrons te gebruiken om de snelheid van de
gesprekkenteller nog verder te verkleinen.

Het oplossend vermogen van de apparatuur is voor onze
metingen voldoende groot. Het wordt bepaald door de ge-

sprekkenteller. Bedraagt het aantal tikken 400 per minuut,
dan is de fout circa 1 % als de „scale of fourquot; gebruikt
wordt. Het maximale aantal, dat bij onze metingen werd ge-
registreerd, bedraagt 250 per minuut.

Müller tellers vooral bij lage drukken klein is, is het nood-
zakelijk om een hoogspanningsbron van grote konstantheid
te gebruiken. Deze werd verkregen door een stabilisatielamp
in de keten op te nemen % die de fluctuaties in de hoog-
spanning compenseert (zie fig. 9). Met behulp van de M o 11-
galvanometer G konden veranderingen in de spanning van één

Volt worden afgelezen als de hoogspanning ongeveer 1500 Volt
bedraagt. Bij fluctuaties in de netspanning van 5 % varieerde
de hoogspanning met minder dan 0,1 7o-

De versterker, hoogspanningsbron en thyratrons zijn ieder
in een afzonderlijke kast ingebouwd ¹) en zijn dus gemakkelijk
te verplaatsen.

1nbsp; Op deze plaats wil ik den Heer W. Maas danken voor het ontwerp
en de bouw van de thyratronschakeling.

1nbsp;B. F. ]. Schonland, Proc. Roy. Soc. (A) 113, 87, 1926 en 119, 673, 1928.
]. A. Crowther, Proc. Roy. Soc. (A) 84, 226, 1910.

]. Chadwick en P. M. Mercier, Phil. Mag. 50, 208, 1925.
H. V. Neher, Phys. Rev. 38, 1321, 1931.

In dit hoofdstuk willen wij de vraag discussiëren, of elk
electron, dat de teller binnentreedt, inderdaad wordt geregis-
treerd. In vroegere publicaties heeft men alleen al uit het
feit, dat een teller een gebied heeft, en dat dus het aantal
geregistreerde deeltjes binnen bepaalde grenzen onafhankelijk
is van de aangelegde electrische spanning, ten onrechte de
conclusie getrokken, dat een dergelijke teller quantitatief werkt.

Het is echter mogelijk om langs directe weg metingen te
doen, waaruit volgt, welke fractie van de a- of |ö-deeltjes geteld
wordt¹). RiehP) heeft met een puntteller onderzoekingen
gedaan over de quantitativiteit voor matig homogene ^S-stralen.
Danforth en Ramsey deden dit met Geiger-Müller-
tellers voor kosmische straling in coïncidentie-schakeling,
evenals Cosyns Met behulp van de in hoofdstuk II be-
schreven apparatuur werden enkele voorlopige metingen ge-
daan met homogene /S-stralen ''). De eerste resultaten werden
geheel bevestigd door het onderzoek van de Vries en
Sizoo en door dat van Graf®).

We zullen nu trachten uit het aantal ionen, dat in de teller
geregistreerd wordt, een conclusie te trekken omtrent de kans,
dat het electron inderdaad wordt geteld.

Beschouwen we daartoe een teller met middellijn (inwendig)
met lengte l. De gasdruk in cm Hg in de teller zij p, en het
aantal electronen, dat door het folie per minuut binnenkomt,
N^. Laat N(x) het aantal electronen per minuut zijn, dat
de afstand x bereikt zonder nog één ionenpaar gevormd te
hebben. Over een korte afstand dx is dan het aantal /5-deeltjes,
dat aanleiding zal geven tot een ionenpaar:

Hierin is ß de primaire ionisatiecoëfüciënt, d.i. het aantal
primaire ionen, dat per centimeter ontstaat, als de gasdruk

De konstante is In N^, als N^ het aantal electronen,
dat de teller per minuut binnenkomt, dus voor Z O is.
De oplossing wordt:

We nemen nu voorlopig aan, dat in de teller steeds een
doorslag optreedt als er door een electron één of meer ionen-
paren worden gevormd.
Zij verder:

Dit aantal N wordt dus niet geteld. Het aantal, dat wel
geteld zal worden, is dan:

De telkromme, welke het verband geeft tussen het aantal
tikken N, die in de Geig er-Müller teller worden ver-
oorzaakt, en de gasdruk p, die erin heerst, wordt door deze
formule beschreven. Voor geringe drukken neemt het aantal
tikken ongeveer lineair toe en bereikt bij grote waarden
van p een verzadigingswaarde N^o-

De teller moet volgens bovenstaande theoretische be-
schouwingen steeds gevuld zijn met een gas, waarvan de druk
zo groot is, dat de genoemde verzadigingswaarde zal worden
bereikt en dan werkt de teller dus quantitatief. Uit het volgende
zal blijken, dat deze verzadigingswaarde inderdaad gelijk is
aan het werkelijke aantal electronen, dat de teller binnenkomt.

Om de telkromme te bepalen, werd de druk in de teller
gevarieerd (dus ook de hoogspanning) en werd het aantal
doorslagen per minuut bepaald als een gemiddelde van het
aantal, dat over vier minuten werd geteld. Dit gebeurde
telkens voor één bepaalde snelheid van de electronen. Vóór
en na ieder viertal minuten, waarover gemeten werd, is het
nuleffect van de teller bepaald en wel over telkens twee
minuten. Deze twee waarden werden gemiddeld en het ver-
kregen bedrag werd vervolgens van het gevonden aantal
electronen per minuut afgetrokken ¹). Lag het aantal ont-
ladingen per minuut boven de 50, dan werd steeds de „scale
of fourquot; gebruikt; in het andere geval (dus ook altijd bij het
bepalen van het nuleffect) was de gesprekkenteller aan de
„scale of twoquot; gekoppeld.

1nbsp; In alle grafische voorstellingen is het gemiddeld aantal ontladingen
per minuut uitgezet na aftrek van het nuleflfect.

Volgens deze methode werden de telkrommen voor de
verschillende snelheden bepaald. Voorbeelden zijn gegeven
in fig. 10 en 11. Hieruit werd dan de coëfficiënt a berekend.
Dit gebeurde door, voor telkens twee drukken, die een
factor 2 van elkaar verschillen, de bijbehorende N uit de
kromme af te lezen. Behoort b.v. bij een druk p = pi, een
aantal electronen N = Ni en zij bij p = pi dit aantal N — N^,
dan is:

Op deze wijze werd dit voor iedere kromme ten hoogste
negen maal gedaan, te beginnen bij p = 1 cm cn p = 2 cm Hg.
Uit p = 0,5 en p = 1 cm kon geen waarde voor a worden
bepaald, daar de kromme in deze omgeving niet nauwkeurig
vastligt wegens gebrek aan betrouwbare metingen. (De teller
werkt niet meer goed bij drukken kleiner dan 1 cm Hg.)
Ook moet er een duidelijk verschil tussen N ^n N be-
staan om een nauwkeurige waarde van a te krijgen. Daarom

kon bij kleine snelheden de a uit een gemiddelde van slechts
vijf waarden worden bepaald. Immers hier wordt voor
p = 4 cm de verzadigingswaarde reeds tot op ongeveer 3 7o
bereikt (zie flg. 10) en is dus het verschil voor N bij p = 4 cm
en p = 8 cm Hg te klein om a met enige nauwkeurigheid
te bepalen (voor N-^ — N^ wordt ap

Daar het celluloidfolie. dat op het tellervenster was aan-
gebracht, niet te veel mocht worden belast, werd nooit ge-
meten bij een grotere gasdruk in de teller dan ongeveer
10 cm Hg.

fi is dan volgens de gemaakte onderstelling de coëfficiënt
van de primaire ionisatie. In fig. 12 is /S uitgezet tegen de
snelheid van de electronen. Het blijkt dus, dat de coëfficiënt
van primaire ionisatie bij kleine snelheden afneemt met groter
wordende waarden van Hq, en bij grotere snelheden een
vrijwel konstante waarde bereikt.

In deze paragraaf zullen de foutenbronnen alsmede de uit-
werking hiervan op de resultaten, aan een nadere beschouwing
worden onderworpen.

De fout, die in de meetpunten van de telkromme kan
voorkomen, is grotendeels te wijten aan statistische fluctua-
ties, die in het aantal electronen, dat op de teller valt, voor-
komen. Deze kunnen worden voorgesteld door de formule:

Hierin stelt A N de middelbare waarde van de statistische
fluctuatie voor, die per minuut kan voorkomen in een ge-
middeld aantal electronen per minuut N, gemeten over een
periode van t minuten.

Uit de meetresultaten blijkt, dat grotere afwijkingen voor-
komen dan door formule (1) wordt aangegeven, ook als men
het nuleffect in aanmerking neemt, dat bij p = 2 cm Hg
ongeveer 6, bij p=10 cm Hg ongeveer 16 ontladingen per
minuut bedraagt. De oorzaken hiervan kunnen de volgende zijn:

1. De teller werkt niet in het goede gebied. Om de tel-
kromme te bepalen, moet de druk in de teller gevariëerd
worden en hiermede dus ook de electrische spanning. De
beoordeling, of deze spanning op de juiste wijze is ingesteld,
berustte dikwijls op het gehoor; aan de hoedanigheid van de
tikken is te horen of de teller in het goede gebied werkt.

Het instellen van de spanning geschiedde als volgt:
nadat de gasdruk is geregeld, wordt de tellerdraad eerst

op een zo lage werkspanning gebracht, dat nog geen tikken
in de luidspreker hoorbaar zijn. Vervolgens wordt deze span-
ning langzaam verhoogd en op de galvanometer afgelezen
bij welk spanningsverschil tussen cylinder en draad van de
teller de eerste tikken konden worden waargenomen. Voor
grote drukken kozen we dan een ongeveer 20 Volt hogere
werkspanning, bij kleine drukken verhoogden we deze on-
geveer 10 Volt, daar in dit laatste geval het telgebied zoveel
kleiner is.

2.nbsp;Het lekken van het tellerfolie, waardoor het voor kan
komen, dat de teller na verloop van korte tijd niet meer in
het goede gebied werkt. Dit geldt uiteraard vooral voor
hoge drukken, aangezien dan het drukverschil t.o.v. het
vacuum in de ,0-spectrograaf het grootste is. Deze moeilijk-
heid trad het sterkst op de voorgrond, toen de teller met
waterstof was gevuld (zie § 4 van dit hoofdstuk), daar dit
gas veel sneller door het celluloidfolie diffundeert dan dit
met lucht het geval is. Hieraan is zeker de grotere spreiding
van de meetpunten in fig. 16 (blz. 49) te wijten. Het bleek,
dat gedurende de vier minuten, waarover werd gemeten, de
druk van de waterstof ruim een halve centimeter daalde als
p ^ 10 cm Hg bedroeg. In dat geval werd de hoogspanning
dan ook tijdens het meten een weinig bijgeregeld, terwijl dan
de waarde voor p werd verkregen door de manometer af
te lezen, nadat de helft van de periode, waarover werd ge-
meten, was verstreken. We onderstellen dus, dat over die
korte periode van vier minuten de drukdaling per tijdseenheid
tengevolge van het lek een constante waarde bezit en dat
het verloop van de telkromme bij een drukvariatie van een
halve centimeter is voor te stellen door een rechte lijn.

3.nbsp;Fouten bij de aflezing van de kwikmanometer, die zeker
niet meer dan 0,1 cm zullen bedragen, maar bij lage drukken
een vrij grote rol spelen, omdat de telkromme daar een
grote helling heeft met de horizontale as.

gelegen in het trekken van de telkromme door de meet-
punten heen. Steeds werd ß bepaald uit twee waarden van
N, die uit de kromme werden afgelezen (zie § 2 van dit
hoofdstuk). Door hierin kleine variaties aan te brengen, zo-
danig, dat de kromme blijft passen in de meetpuntenreeks,
is gebleken, dat de nauwkeurigheid in de aldus verkregen
waarde van ß ongeveer 12 7o bedraagt.

Een correctie moet worden aangebracht voor de achter-
waartse verstrooiing van electronen door de achterwand
van de teller. Tengevolge hiervan zal de weg, die verstrooide
electronen afleggen, groter zijn dan de inwendige diameter
van de teller bedraagt. Nemen we volgens Schonland'')
aan, dat 29 % van de op koper vallende electronen wordt
gereflecteerd, welk percentage onafhankelijk is van de snel-
heid der electronen, dan mogen we onderstellen, dat deze
fractie voor messing (dat een iets kleiner soortelijk gewicht
heeft) ongeveer Vé zal bedragen'').

fractie, die aangeeft hoeveel electronen worden verstrooid.
We nemen aan, dat de absolute waarde van de snelheid na
de reflectie niet is veranderd. De ware afstand, die de ji-
deeltjes gemiddeld zullen doorlopen en die we dus moeten
beschouwen, zullen we noemen. Deze zal de som zijn
van twee termen: de eerste term betreft de electronen, die
niet worden verstrooid en dus een afstand l afleggen, en een
tweede stuk betreft gereflecteerde (S-deeltjes. Tenslotte wordt
nog ondersteld, dat de electronen na de reflectie gemiddeld
een afstand Vs ' ^ afleggen.

De afstand, die de /S-deeltjes moeten doorlopen, is dus
met 18% toegenomen en /S zal tengevolge hiervan 18%
kleiner worden.

Een tweede correctie moet worden aangebracht voor de
temperatuur. Deze bedroeg tijdens onze metingen ongeveer
20 graden, dus moeten de gevonden waarden voor ^ ver-

De absorptie in het folie zal ook van invloed zijn op de
meetresultaten. Het bleek, dat alleen electronen, die een
grotere snelheid hebben dan Hg = 360 Gauss . cm door het
2 /LI dikke celluloidfolie kunnen heendringen, hetgeen geheel
in overeenstemming is met de metingen van Schonland'').
Voornamelijk bij de lage snelheden zal de vermindering van
de snelheid in het fohe aanzienlijk zijn met als gevolg: een
te grote waarde van /S. In flg. 14 is direct het snelheidsver-
hes tengevolge van de absorptie in het foUe af te lezen uit
een kromme, die geconstrueerd is volgens de gegevens van
Schonland

Electronen van Hq = 400 Gauss.cm zullen een snelheids-
verlies van 30 Gauss.cm ondervinden na door het folie te
zijn heengedrongen. Voor electronen van snelheid van on-

De doorlating van het folie, dat op het tellervenster is aan-
gebracht, speelt een belangrijke rol bij de quantitativiteit
van de teller. De fractie van doorlating is in fig. 15 uitgezet
als functie van de snelheid van de /S-deeltjes. Deze kromme
is geconstrueerd met behulp van de meetresultaten van

Schonland^), die verkregen werden met behulp van een
goudfolie met dikte van 1,87 . 10quot;^ cm (= 3,61 . 10quot;' gr.
cmquot;^). De dikte van dit folie komt overeen met de dracht
van electronen van Hg = 390 Gauss.cm. Daar de dikte van
het door ons gebruikte folie juist gelijk is aan de dracht van
electronen met H g = 360 Gauss.cm, kunnen we dus zeggen

dat de kromme van fig. 15 in grote benadering ook voor
een 2 fi, dik celluloidfolie zal gelden.

In hoofdstuk IV zal nader op deze fig. 15 worden terug-
gekomen. Hetblijkt dus, dat electronen van He=l 100 Gauss.cm
voor 97 % door het folie heengaan. De resterende 3 % wordt
teruggestrooid, terwijl bij lage snelheden (kleiner dan Hq =
700 Gauss. cm) ook de absorptie een factor van betekenis is.

Het bhjkt mogehjk te zijn om de in § 1 gegeven theorie
nader te toetsen, en wel door een ander gas te kiezen als

vulgas voor de teller, in ons geval werd hiervoor waterstof
gekozen. Inderdaad blijkt nu, zoals in fig. 16 is aangegeven,
dat de verzadigingswaarde, die we verkregen, voor beide

gassen dezelfde is, hoewel de primaire ionisatie een zeer
groot verschil vertoont. Voor nog twee andere electronen-
snelheden werden de metingen herhaald, de resultaten waren
hetzelfde. Voor de snelheid van de /S-deeltjes van 1030 Gauss. cm
werd zowel voor vulling van de teller met lucht, als met
waterstof, een verzadigingswaarde van 80 electronen per
minuut bereikt. De gemiddelde primaire ionisatie bedraagt
voor deze gassen dan resp. 24,8 en 7,8. De ionisatiecoëfflciënt
p is voor waterstof bij deze snelheid dus 0,31 maal die van
lucht, terwijl Williams en Ter roux») met behulp van de
Wilsonkamer de waarde 0,29 vonden voor deze verhouding,
een verschil dus van slechts 7 % met onze resultaten.

Uit de drie bepaalde waarden voor de primaire ionisatie
in waterstof blijkt, dat deze kleiner wordt bij toenemende
snelheid der electronen. hetgeen geheel in overeenstemming
is met de meetresultaten van Williams en Ter roux®).

De primaire ionisatiecoëfflciënt /S kan ook bepaald worden
door het aantal druppeltjes te tellen, dat op één centimeter
op de baan van een /3-straal in de Wilson kamer wordt
waargenomen. Dergelijke metingen zijn gedaan door Williams
en Terroux®) voor zuurstof en waterstof, en door
Skramstad en Loughridge») voor stikstof. Vergelijken
we hun resultaten met die van ons, dan blijkt, dat de primaire
ionisatie op analoge wijze met de snelheid van de ^-deeltjes
verandert als in onze metingen het geval is. Terwijl uit onze
experimenten voor Hq = 3500 Gauss.cm, 10 ionenparen per
centimeter volgt, leverden de metingen met de Wilsonkamer
voor zuurstof 26 en voor stikstof 21 ionenparen per centi-
meter (zie fig. 17). Voor kosmische stralen vonden Locherquot;),
Andersonquot;) en Kun ze i^) een gemiddelde waarde van
resp. 36, 31 en 19 ionenparen per centimeter. Er treedt dus
een verschil in absolute waarde op tussen onze metingen en
die, welke met behulp van de W i 1 s o n kamer werden gedaan.

Dit grote verschil is te begrijpen, indien we onderstellen,
dat bij onze tellers niet elk ion geteld wordt, maar dat elk
ionenpaar een kans I lt; 1 heeft om aanleiding te geven tot
een tik Derhalve moet /S in de formules van blz. 38
vervangen worden door f /S. De fractie f is dus alleen effectief.
De gedaante van de kromme van fig. 12 wordt hierdoor
niet veranderd.

Men kan deze vergelijking ook langs andere weg afleiden
en wel op de volgende wijze:

Zij n het gemiddeld aantal ionenparen, dat binnen de teller
(dus over een afstand /) wordt gemaakt door electronen van
één bepaalde snelheid bij een druk p, dan is de waarschijnlijk-
heid, dat het /3-deeltje k primaire ionenparen vormt over
deze afstand volgens de formule van Poisson:

Is het aantal jS-deeltjes, dat het tellervenster binnenkomt, N^,
dan zal het aantal, dat aanleiding geeft tot k primaire
ionen, zijn:

Aangezien nu de kans, dat een primair ion geen ontlading
veroorzaakt, gelijk is aan (1 —is de kans, dat geen
enkele van de k gevormde ionen dat doen zal gelijk aan

De kans, dat één electron, dat k ionenparen maakte, wel
een ontlading teweegbrengt, is bijgevolg:

Fig. 17.

Vergelijking der metingen van de primaire ionisatie als functie van de snel-
heid der electronen. I is de kromme van flg. 12 (gecorrigeerd), 11 is op
analoge wijze ontstaan uit metingen van Graf«). Ill is de ionisatie in stikstof
volgens SkramstadenLoughridge'), verkregen met de W i Is on kamer-,
IV idem in zuurstof volgens Williams en Ter roux«). V is de theo-
retische kromme volgens Be the«), Möllerquot;) en Williams

In fig. 17 zijn de krommen van de genoemde auteurs
uitgezet, om deze beter te kunnen vergelijken. Hierin is

die Skramstad en Loughridge «) voor stikstof vonden
over een gebied van 3300 tot 8300 Gauss . cm en waaruit
de ionisatiecoëfficiënt voor lagere snelheden werd geëxtra-
poleerd (c is de lichtsnelheid, v de snelheid van het electron).

Curve IV geeft de metingen van Williams en Terroux ®)
weer voor zuurstof. Deze kromme kan over een gebied van
1100 tot 7000 Gauss. cm worden weergegeven door de
formule:

Tenslotte moet hier worden vermeld, dat Möllerquot;) en
Williams^®) op de basis van de berekening van Bethe
voor waterstofatomen, een berekening hebben uitgevoerd voor
relativistisch snelle electronen. Door de uitkomsten hiervan ook
op zuurstof en stikstof toe te passen, wordt een waarde van
21 ionenparen per cm voor electronen van Hg = 4000 Gauss.cm
verkregen. (Kromme V). Deze waarde komt dus vrijwel
overeen met die, welke Skramstad en Loughridge®)
voor stikstof hebben gevonden.

Uit de vergelijking van de door ons verkregen absolute
waarden van de primaire ionisatie met die van de Wilson-
kamer blijkt, dat de kans i, dat een ion wordt geteld,
ongeveer 0,45 bedraagt, terwijl de Vries en Sizoo®) hier-
voor 0,44 hebben gevonden.

De oorzaak van het feit. dat \ is waarschijnlijk ge-
legen in h^t gebruik van niet ontgaste tellers en niet absoluut
zuivere vulgassen. zodat hierin allerlei onzuiverheden voor-
komen, die het electron van het ionenpaar, dat door botsing
van een /S-deeltje met een gasmolecuul is gevormd, kunnen
invangen. Volgens deze hypothese zal in een ontgaste teller,
voorzien van een zeer zuiver vulgas, ieder gevormd ion wel
aanleiding geven tot een ontlading ¹).

Als men een |3-spectrum van het een of andere radioactieve
preparaat wil uitmeten met behulp van een /S-spectrograaf
voorzien van Geiger-Müller teller, zou men volgens de
beschouwingen, zoals deze in dit hoofdstuk zijn gehouden,
de druk in de teller zo groot mogelijk moeten kiezen om er
zeker van te zijn, dat ieder electron wordt geteld. Nu zijn
er aan de grootte van de druk in de teller grenzen gesteld.
Immers men wil in de ;8-spectrograaf zelf bij voorkeur een
zo laag mogelijke druk hebben. En wordt het verschil tussen
druk in de teller en vacuum in de /3-spectrograaf te groot,
dan is het mogelijk, dat het tellerfolie bezwijkt. Bovendien
is het moeilijk om foUes te krijgen, die zeer dun zijn en niet
lekken. Het folie, dat wij gebruikten, was 2 fx dik en lekte
maar weinig. Toch was er bij een druk in de teller boven
5 cm Hg nooit kleefvacuum in de spectrograaf aanwezig.
Door er zorg voor te dragen, dat alle toevoerdraden naar
de teller goed geïsoleerd waren, hadden we geen last van
ontladingen buiten de teller. Tenslotte heeft het gebruik van
een vrij grote druk in de teller nog een voordeel, n.1., dat
het gebied van de teller dan groter is, terwijl als nadeel nog
is aan te merken: de vereiste grote electrische werkspanning.

1nbsp; Inderdaad is dit uit voorlopige metingen met een ontgaste teller, die
te Utrecht gedaan werden door van der Velden, gebleken.

in het verzadigingsgebied van de teller te werken, maar om
een tussendruk te kiezen en doelbewust de kromme van
fig. 12 te gebruiken voor het aanbrengen van de correctie.
Slechts in dat geval heeft men absolute zekerheid, dat het
meetresultaat werkelijk alle electronen bevat, die het teller-
venster zijn binnengekomen.

application à la mesure de l'ionisation spécifique des particules
chargées de grande énergie. Bulletin Technique de l'Association
des Ingénieurs sortis de l'Ecole Polytechnique de Bruxelles.

Reeds in het begin van deze eeuw was het gebleken, dat
de /S-stralen van Radium en andere radioactieve stoffen be-
staan uit een stroom van electronen, die met zeer verschillende
snelheid worden uitgezonden. Aanvankelijk werden alleen de
absorptie en reflectie van de /3-stralen bestudeerd, als deze
materie ontmoeten. Het heeft tot na 1920 geduurd, voordat
men zich er een duidelijke voorstelling van kon maken, hoe
deze electronenstralen ontstaan en hoe deze samenhangen met
radioactieve transmutaties.

Radioactiviteit bleek een uiteenvallen van de kern te zijn,
dat bij a-stralen gepaard gaat met het uitzenden van een
heliumkern en bij /S-stralen van een electron. Terwijl a-stralen
steeds bestaan uit deeltjes van één bepaalde snelheid, kan
men bij de ,S-stralen twee groepen onderscheiden:

Men heeft kunnen aantonen, dat de electronen. die deel uit-
maken van het continue spectrum, rechtstreeks van de kern
van het radioactieve atoom komen De ^-deeltjes uit de
eerste groep, die de homogene lijnen vormen (ontdekt door
von Baeyer, Hahn en Meitner^)) komen echter uit de
electronenschil. Zij worden hieruit losgerukt ten gevolge van

In de eerste periode van de onderzoekingen meende men,
dat de j'-stralen het gevolg waren van de ^-desintegratie.
Men onderstelde toen, dat de straling werd veroorzaakt
doordat de kern zich herstelde na de verstoring, die had plaats
gevonden door het vertrek van een desintegratieëlectron. Later
bleek uit een onderzoek waarbij men 7-stralen door materie
liet gaan, dat in dit geval de karakteristieke groepen van
electronen weer verschijnen, zodat hieruit de conclusie kon
worden getrokken, dat de homogene lijnen van secundaire
oorsprong zijn. We kunnen dus zeggen, dat er slechts twee
primaire verschijnselen optreden bij de /3-radioactiviteit:

De verschijnselen wijzen er op, dat in het radioactieve
atoom de kernbestanddelen zich in stabiele quantentoestanden
bevinden. Na het uitzenden van een desintegratieëlectron
kan het gebeuren, dat de nieuwe kern in een aangeslagen
toestand gevormd wordt. Er zal dan een overgang plaats
vinden naar andere toestanden van lagere energie, hetgeen
gepaard gaat met de uitzending van stralen. Deze straling
(y-stralen) vertegenwoordigt de karakteristieke frequenties
van de kern en heeft gewoonlijk zeer korte golflengten door
de grote krachten, die in de kern optreden. De uitzending van
y-straling is dus als een tweede hoofdverschijnsel te beschouwen.

De belangstelling voor het continue /S-spectrum is ge-
durende de laatste jaren sterk toegenomen door de ontdekking
van de kunstmatige radioactiviteit en door de moeilijkheid,
om de problemen, die de waargenomen verschijnselen aan
de theorie steüen, te leren begrijpen. De aandacht is voor-
namelijk gericht op twee punten:

2. op de energieverdeling in het spectrum, waaraan de
juistheid van de theoriën betreffende het /S-emissieproces kan
worden getoetst.

Hieronder laten we de gehele Radiumreeks volgen, die
een onderdeel van de Uraniumreeks is. Bij ieder lid is aan-
gegeven het atoomnummer, de halfwaardetijd en de soort
van de straling, die het uitzendt.

Het is mogelijk om uitgaande van het gas Radium Ema-
natie (Radon) een RaE preparaat te verkrijgen, want uit boven-
staand schema volgt, dat na verloop van tijd het Radon (Rn) is
overgegaan in RaD. RaE, RaF en het eindproduct lood. Men
heeft dus hierdoor een methode, om het RaE afzonderlijk te
meten, want RaD zendt geen electronen uit boven 800 Gauss.cm,
Polonium emitteert a-deeltjes en RaE heeft een continu spec-
trum, waarin veel grotere snelheden dan die van de electronen
van RaD voorkomen.

Het door ons gebruikte preparaat was verkregen als een
kathode-neerslag van RaD op een platinadraad bij electrolyse
van een zoutzuuroplossing. ¹) Het RaD zendt electronen uit van
lage energie, n.1. een continu spectrum met een bovenste grens
van ongeveer 350 Gauss.cm en verder vijf karakteristieke
lijnen, waarvan de grootste snelheid 738 Gauss.cm bedraagt.

Het gaat daarbij over in RaE, dat alleen een continu spec-
trum uitzendt, waarvan de bovenste grens zeker boven 5000
Gaussxm is gelegen. Een belangrijke eigenschap van RaD
en de verdere vervalproducten is, dat deze bijna geen y-straling
emitteren.

De eerste onderzoeker, die de /5-stralen van RaE heeft be-
studeerd, is Schmidt^) geweest. Zijn experimenten waren
voornamelijk gericht op de absorptie. Met behulp van
magnetische methoden verkreeg hij als gemiddelde snelheid
2,49.101quot; cm.sec-i (2530 Gauss.cm). Sedertdien hebben een groot
aantal onderzoekers zich met het spectrum van RaE bezig
gehouden met zeer uiteenlopende resultaten. De gevonden
waarden voor de bovenste grens van het spectrum beslaan
een gebied van Hg = 4500^) tot Hg = 11200 Gauss.cm.«)
Hier laten we alleen die onderzoekingen over het spectrum
van RaE volgen, welke met behulp van tellers zijn verricht *).
Andere methoden, om het spectrum van een radioactief pre-
paraat te meten, zijn:
de absorptiemethode,
de fotografische methode''),
de nevelkamer,
de ionisatiekamer.

Kovarik en Mc. Keehan») gebruikten het eerst de
teller (toen nog de puntteller) en vonden als bovenste grens
een waarde van ongeveer 7000 Gauss. cm, terwijl het maxi-
mum van de spectraalkromme bij ongeveer 2000 Gauss.cm
werd gevonden.

Het merendeel der onderzoekingen dateert van de laatste
vijf jaar. In tabel I zijn de resultaten samengevat.

Het blijkt dus, dat de meeste onderzoekers als bovenste
grens van het RaE spectrum een waarde vonden, gelegen
tussen Hg = 5300 en Hg = 5400 Gauss.cm. Het maximum
van de spectraalkromme is experimenteel niet scherp bepaald.
De oorzaken hiervan kunnen de volgende zijn:

1.nbsp;Het niet quantitatief werken van de teller. Het maximum
verschuift verder naar lagere energieën, naarmate de druk van
het gas in de teller kleiner is.

3.nbsp;Ten gevolge van de dikte van het preparaat ondergaan
de electronen, die uit de onderlaag komen, een snelheids-
verlies, dat kleiner is naarmate men de laag dunner maakt.

4.nbsp;Secundaire electronen uit het materiaal, waarop het
preparaat is aangebracht, doen ook hun invloed gelden op
de vorm van de spectraalkromme. Het verdient dientenge-
volge aanbeveling, om hiervoor licht materiaal te kiezen.

voor langzame electronen, terwijl ook de electronen, genoemd
onder 4 geen grote snelheden hebben. Volgens Flammers-
feldquot;) oefenen de drie laatstgenoemde feiten geen invloed
meer uit op het spectrum voor snelheden groter dan 2500
Gauss. cm. Voor kleinere snelheden kan de invloed zeer
aanzienlijk zijn en hierin is de verklaring te zoeken voor de
verschillende waarden, die men gevonden heeft voor het
maximum van het RaE-spectrum.

Met behulp van de in hoofdstuk II beschreven apparatuur
werd het spectrum van RaE gemeten. De druk van het gas
(lucht) in de teller bedroeg steeds 8 cm Hg. Bij één be-
paalde snelheid van de electronen (dus bij één bepaalde
stroomsterkte in de magneetspoel) werd het aantal ontladingen
in de teller gemeten. In fig. 18 geeft ieder meetpunt het
gemiddeld aantal ontladingen van de teller per minuut aan,
verminderd met het nulefFect van de teller (ongeveer 16 ont-
ladingen per minuut). Telkens werd dit aantal ontladingen
gemeten over een periode van vier minuten. Voor en na
iedere meting werd het nulefFect bepaald; deze twee waarden
werden gemiddeld en het verkregen bedrag werd vervolgens
van het gevonden aantal electronen per minuut afgetrokken.
Op deze wijze ontstond kromme I (fig. 18). Om de inten-
siteit in het spectrum te krijgen moet de waarde van ieder
punt van deze kromme door de waarde van het bijbehorende
veld worden gedeeld. Dit is als volgt in te zien:

blijkt, dat het aantal electronen, dat de teller per tijdseenheid
ontvangt, niet alleen met Ipj^ ^ — de grootheid, die we wen-
sen te bepalen — evenredig is, maar ook met v.

Fig. 18. Het spectrum van RaE.
1 is de experimentele kromme; de waarde van ieder punt moet gedeeld worden door de waarde van het bijtehoren^
veld (kromme II). De gestippelde lijn geeft de correctie aan voor de achterwaartse verstroonng « ^/f
Kromme 11 moet tenslotte gecorrigeerd worden, daar de teller niet quantitatief werkt, en kromme 111 stelt dus het ware

Hieruit blijkt dus, dat we steeds door de bijbehorende waarde
van de veldsterkte moeten delen om Ipj^^ te verkrijgen.

De zo ontstane kromme II moet gecorrigeerd worden voor
absorptie en achterwaartse verstrooiing in het folie van de
teller, hetgeen werd gedaan met behulp van fig. 15 (blz. 48).
In fig. 18 is deze correctie door een stippellijn aangegeven.
Tenslotte moet kromme II nog voor de quantitativiteit van
de teller gecorrigeerd worden. Dit is geschied door uit de
experimenteel gevonden waarden voor p = 8 cm Hg de waarden
voor p -gt;■ M te berekenen met behulp van de experimentele
kromme van fig. 12 (blz. 42). Deze correctie voor de quan-
titativiteit heeft o.a. tot gevolg, dat het maximum van het
spectrum over een afstand van Hq= 100 Gauss.cm naar hogere
energieën verschuift. Daar voor grote snelheden van de elec-
tronen de ionisatie een vrijwel constante waarde bereikt, werd
de kromme van fig. 12 (blz. 42) buiten de meetpunten ge-
extrapoleerd tot aan het einde van het gebied, waarover het
spectrum zich uitstrekt.

Kromme III stelt dan het ware spectrum van RaE voor. Het
blijkt dus, dat het eindpunt van dit spectrum volgens onze
metingen bij 5390 40 Gauss.cm ligt, terwijl het maximum
ongeveer bij een waarde van Hq = 1750 Gauss.cm wordt
aangetroffen.

We moeten nog opmerken, dat dit spectrum niet is ge-
corrigeerd voor de achterwaartse verstrooiing van de onder-
grond (in dit geval platina), waarop het Ra(D -f E) is neer-
geslagen, en evenmin voor de laagdikte van het preparaat.

Om een bevredigende verklaring te vinden voor de ^-radio-
activiteit, is men van twee onderstellingen uitgegaan:

1.nbsp;De kern bestaat (volgens Heisenberg alleen uit
zware deeltjes, protonen en neutronen. Electronen komen
er niet in voor. Deze worden bij het radioactieve proces
gecreëerd.

2.nbsp;Om te voldoen aan de wet van behoud van energie moet
men volgens Pauli aannemen, dat niet alleen een electron,
maar ook een ander — hypothetisch — deeltje, het zoge-
naamde „neutrinoquot; wordt uitgezonden. Dit neutrino bezit
geen electrische lading, terwijl de massa tussen nul en die
van het electron is gelegen. De totale vrijkomende energie
zou dan verdeeld worden over het electron en het neutrino.

Permi verkrijgt een quantitatieve theorie van de /S-
spectra door te onderstellen, dat de uitzending van lichte
deeltjes uit een kern op analoge wijze geschiedt als de emissie
van lichtquanta vanuit een aangeslagen atoom bij het gewone
stralingsproces. Lichtquanten ontstaan als ze door een atoom
worden uitgezonden en verdwijnen, als ze worden geabsor-
beerd. In analogie hiermede onderstelde Permi dat ook
electronen (en neutrino's) ontstaan (of verdwijnen) als de
kern van het ene energieniveau overgaat naar het andere.
Het totale aantal electronen (of neutrino's), dat in de wereld-
ruimte aanwezig is, behoeft niet constant te zijn, evenmin als
dat bij de lichtquanta het geval is. In deze gedachtengang
voortredenerende komt Permi tot de conclusie, dat neutro-
nen en protonen twee quantentoestanden van één zwaar
deeltje zijn. Bij iedere overgang van de neutron- naar de
protontoestand ontstaat tegelijk een electron en een neutrino.

Radioactiviteit is dus een ingewikkelder proces dan de licht-
emissie, omdat bij het eerste proces twee deeltjes (electron
en neutrino) ontstaan en bij het laatste één deeltje (lichtquant)
gecreëerd wordt. Het omgekeerde proces, n.1. de omzetting
van een proton in een neutron, moet samengaan met het uit-
zenden van een positron en een anti-neutrino. Hierdoor is
tevens aan de wet van behoud van lading voldaan.

Op deze basis berekende Permi de waarschijnlijkheid
van desintegratie, waarbij een electron wordt uitgezonden

met impuls tussen ?? en »?. Indien we alle hierin voor-
komende konstanten samenvatten onder één letter K, en N
het aantal electronen is, dat per tijdseenheid wordt geregistreerd
— een grootheid, die dus evenredig met de waarschijnlijkheid
van de desintegratie is — dan kunnen we het resultaat van
F er mi aldus schrijven:

Het verband tussen de impuls jj en de kinetische energie m
in eenheden m c^ kan als volgt worden uitgedrukt:

Het spectrum van RaE volgens Fermi (B), volgens Konopinski en Uhlenbeck (A) en volgens van der Held (C).
Alleen de rechte lijnen zijn getrokken; de getekende punten geven het verloop aan van kromme III van flg. 18 volgens

rechte hjn moet ontstaan. Konopinski en Uhlenbeck^i)
brachten een wijziging aan in de theorie van Fermi. Nu

son en Paxton hebben het eerst deze methode van uit-
zetten gebruikt om een spectrum te discussiëren aan de hand
van de genoemde theoriën.

In fig. 19 hebben wij dit gedaan met onze meetresultaten.
Zet men deze volgens de theorie van Fermi uit (5). dan
ontstaat in de omgeving van de bovenste grens een vrijwel
rechte lijn, terwijl het uitzetten volgens Konopinski en
Uhlenbeckquot;)- (A) voor een zeer groot gedeelte van het
spectrum een rechte lijn geeft; deze gaat echter niet door het
experimenteel bepaalde eindpunt van het spectrum. Het ver-
schil tussen de waarde van de bovenste grens, verkregen
door het uitzetten volgens Konopinski en Uhlenbeck
(3,78 mo c^) en de experimenteel gevonden waarde (3,32 mg c®)
bedraagt 0,46 mo cl Volgens van der Held 2«) bestaat het
spectrum uit een combinatie van twee gedeelten, waarvan het
ene voldoet aan de theorie van F e r m i en het andere aan die
van Konopinski en Uhlenbeckquot;). Deze theorie van van
der Held geeft over een zeer aanzienlijk gebied een rechte
lijn (C), maar gaat evenmin als dc rechte volgens Konopinski

Gegevens betrefEende de bovenste grens van RaE. Voor de betekenis
van de letters (a), (b) en (c) verwijzen we naar blz. 68.

0,07
0,01

0,17
0,00

0,06
0,08
0,08

3.22

3.23
3,30
3,30

3.29

3.32

3.33

3.30
3,32

en Uhlenbeck door het experimenteel bepaalde eindpunt.
Het verschil is echter veel kleiner (0,08 /Hq c®).

In tabel II hebben we de door ons en andere onderzoekers
experimenteel gevonden waarden voor de bovenste grens (a)
en de verschillen tussen deze waarden met de geëxtrapoleerde
waarden volgens Konopinski en Uhlenbeck (b) en vol-
gens van der Held (c) samengevat.

Bij het vergelijken van de experimentele resultaten met
de theorie moet men echter wel bedenken, dat de theorien
van Permi en van Konopinski-Uhlenbeck niet zonder
meer mogen worden toegepast, daar de overgang bij RaE
verboden is.

O. von Baeyer, O. Hahn en L. Meitner, Physik. Zeitschr. 12,
273, 1911; 12, 378, 1911 en 13, 264, 1912.

By means of a /S-spectrograph the quantitativity of the
Geiger-Müller counter was tested by projecting a beam
of electrons of a given velocity into the counter and then
determining the number of kicks per unit of time as a function
of the pressure of the gas in the counter. In this way the
curve, which we call counting carve, was obtained. This curve
can be described by a formula, which could be deduced
theoretically. In this formula the coefficient of primary ioni-
sation enters, which could hence be determined from the
counting curve. The theory is based on the assumption that
the counter always gives a kick when the electron has for-
med one ion at least. A comparison with the results of the
cloudchamber shows that every pair of ions has a chance of
about 0,45 to be counted. It further appeared from the said
curve that for low pressures the number of kicks shows a
fairly linear increase with the pressure. In the case of higher
pressures the number of discharges in the counter reaches a
saturation-value ; in that case the indication of the counter is
quantitative, which follows both from theoretical considerations
and from experimental evidence. So it is possible to correct the
results of a counter if it does not indicate quantitatively.

The method was applied to the spectrum of RaE. The
use of high pressures in the counter giving rise to difficul-
ties, a pressure of 8 cm Hg was chosen. The counter, in that
case, does not indicate quantitatively ; therefore the described
correction was applied for the first time to the results obtained.

The spectrum was discussed according to the various theories
of /î-radioactivity.

Het feit, dat Martin en Townsend bij hun metingen
van het spectrum van RaE het maximum bij de onwaarschijnlijk
lage waarde van ongeveer 1200 Gauss.cm constateren, vindt
zijn oorzaak in het niet quantitatief werken van de teller.

Het onderzoek naar de onstabiliteit van tropische lucht,
dat door Mironovitch en Vi aut is verricht, is onvolledig
en van weinig waarde voor theorie en praktijk. De door
genoemde auteurs beschreven onweerssituatie had o.a. op de
convectieve onstabiliteit onderzocht moeten worden.

In een anticyclogenetisch snel bewegend hogedrukgebied
(of rug van hoge drukking) is de subsidentie veel sterker dan
in een stationnair hogedrukgebied.

De uitkomsten, die een onderzoek van Regula over de
verdehng van de windsnelheid in warme en koude lucht-

massa's boven zee opleverde, worden op fraaie wijze be-
vestigd door de vergelijking van de windsnelheden der stations
VHssingen en Noord-Hinder.

De resultaten van het onderzoek van Levin over het op-
lichten van meteoren vinden geen afdoende bevestiging in
hetgeen langs andere weg over de structuur van de hoge
dampkringslagen bekend is geworden.

Wanneer een volksstam van normale intelligentie gedwongen
is zich te ontwikkelen in een ruimte van eindige afmetingen,
zal zich in deze gemeenschap toch het meetkundige begrip on-
eindig kunnen ontwikkelen.

Met het oog op een betere verhouding tussen geruis en
signaal verdient het bij televisieversterkers, waarbij in de
eerste keten een lage ingangsweerstand wordt gekozen om
een naar de frequentie hneaire versterking te bereiken, de
voorkeur een andere schakeling toe te passen.

	Maximum
	van de	Bovenste
	spectraal-	grens
	kromme
	He	He
Scott»)..........	2480	6600
Alichanow e.a. quot;).....	1150	5400
Alichanian en Zavelsky .	—	5150
Lyman .........	1750	5280
Langer en Wliitaker. . .	—	5330
O'Conor»)........	1650	5350
Flammersfeld i®)......	1750	5350
Alichanian e.a. .....	—	5375
Martin en Townsend quot;) . .	1210	5395
Neary .........	1800	5365