TER VERKRIJGING VAN DE GRAAD VAN DOCTOR
IN DE WIS- EN NATUURKUNDE AAN DE RIJKS-
UNIVERSITEIT TE UTRECHT, OP GEZAG VAN DEN
RECTOR MAGNIFICUS DR. H. R. KRUYT, HOOG-
LERAAR IN DE FACULTEIT DER WIS- EN NATUUR-
KUNDE, VOLGENS BESLUIT VAN DE SENAAT DER
UNIVERSITEIT TEGEN DE BEDENKINGEN VAN DE
FACULTEIT DER WIS- EN NATUURKUNDE TE VER-
DEDIGEN OP MAANDAG 23 SEPTEMBER 1940, DES
NAMIDDAGS TE 4 UUR

Het is mij een genoegen om, bij de voltooiing van dit
proefschrift, mijn dank aan allen, die tot de totstandkoming
ervan bijgedragen hebben, te kunnen uiten.

U, Hoogleraren, Oud-Hoogleraren en Lectoren van de
Faculteit der Wis- en Natuurkunde, betuig ik mijn oprechte
dank voor het genoten onderricht.

In bijzondere mate richt ik deze dank tot U, Hooggeleerde
Ornstein, Hooggeachte Promotor. Steeds sterker ben ik
tot de overtuiging gekomen, dat het in velerlei opzichten een
bijzonder voorrecht is, om onder Uw leiding werkzaam te
mogen zijn.

Hooggeleerde Kramers en Uhlenbeck, het verheugt
mij zeer, dat mijn studietijd in een zodanig tijdvak gevallen
is, dat ik van U beiden zo heldere en den physicus boeiende
colleges heb kunnen volgen.

Jouw voortdurende steun, beste M i 1 a t z, is voor het wel-
slagen van het in dit proefschrift beschreven onderzoek van
grote betekenis geweest. Speciaal dank ik je voor de prettige
wijze, waarop je mij deze altijd verleend hebt.

Beste Brinkman en Ter Horst, ik ben zeer erkentelijk
voor julhe veelzijdige medewerking tot het verkrijgen van een
bruikbare apparatuur.

Het spijt mij, Endt, dat aan je aangename hulp bij de
voorlopige metingen een ontijdig einde komen moest.

»Jgt;ï»isgBOoHTU m Jœ^ssaç- M-^iik^ aläsa t^^sbaoïiil ,...
.M todnbsp;.îQSoaKTî*? sîdbaa^^H jaisîeâi^ài

c.nbsp;Uit de voortplantingssnelheid van geluidsgolven .
§ 3. Meting der temperatuur door middel van

a.nbsp;Met behulp van een berekende radiale temperatuur
verdeling ,....•.........

sterkte, de energieproductie en de druk .
§ 2. De temperatuur als functie van de straal

In een ontlading door een gas van bekende samenstelling
en van bekende druk wordt de toestand van het gas geka-
rakteriseerd door een aantal gegevens van electrische aard
en door de temperatuur van het gas. Evenals de gasdruk zijn
enige electrische grootheden, zoals de stroomsterkte, de spanning
tussen de electroden en in sommige gevallen ook de gradiënt,
in het algemeen eenvoudig te bepalen. De methoden, die
ontwikkeld zijn of zouden kunnen worden voor de meting
der temperatuur zijn echter alle slechts bruikbaar voor ont-
ladingen in een beperkt aantal gassen en veelal slechts in be-
perkte gebieden van druk. Deze methoden zullen in de §§ 2
en 3 van dit hoofdstuk nader besproken worden, en wel in
§ 2 de methoden, die de temperatuur rechtstreeks bepalen
en in § 3 de methoden, die de dichtheid van het gas bepalen,
waaruit bij gegeven druk de temperatuur kan worden be-
rekend. Tot de laatste groep behoort de methode, die ge-
bruik maakt van de absorptie van Röntgenstralen door het gas.

In dit proefschrift zal aangetoond worden, dat deze methode,
die tot dusver slechts was toegepast voor Üchtbogen bij een
druk van 1 atmosfeer, ook bruikbaar is voor ontladingen in
bepaalde gassen bij een druk van slechts enige cm. Hierbij
zullen we ons beperken tot het bepalen van de temperatuur
in de positieve zuil van een niet gestriëerde ontlading, dus
daar, waar de toestand van het gas over een lengte van enige

cm dezelfde blijft. Wel zullen we de meting van de radiale
verdeling van de temperatuur in de zuil behandelen.

In de hoofdstukken IV en V zullen resultaten van deze
methode vergeleken worden met die van een rechtstreekse
optische meting der temperatuur van dezelfde ontlading.

In een gasondading kan de temperatuur met behulp van
de volgende methoden direct bepaald worden:
a. Met behulp van sonden.

In de ontlading wordt een metaaldraadje, de z.g. sonde,
aangebracht; langs bolometrische weg kan de temperatuur,
die dit draadje aanneemt, worden gemeten. De methode kan
in elk gas en bij iedere druk worden toegepast.

Om de ontlading zo weinig mogelijk te beïnvloeden, moet
de metalen sonde natuurlijk in een aequipotentiaalvlak worden
aangebracht. Hierdoor kan de methode slechts bij zeer brede
ontladingen — met een straal, groot t.o.v. de lengte van het
werkzame deel der sonde — worden gebruikt om de radiale
verdeling van de temperatuur te meten; anders wordt slechts
een over de diameter gemiddelde temperatuur bepaald.

Het grootste bezwaar van de methode is echter, dat reeds
de aanwezigheid van de sonde de ontlading in de omgeving
ervan verstoort. Zowel de temperatuur als de snelheid en
de concentratie der electronen en der ionen kan door de sonde
worden beïnvloed.

Volgens Von Fragstein en Arndti) is de invloed op
de temperatuur het sterkst. Rudolph^) heeft deze echter
weten te elimineren. Hij zond dezelfde stroom door de sonde
in de ontlading en door een aan de sonde gelijke platinadraad
in een tweede buis. gelijk aan de ontladingsbuis. doch ledig
gepompt. De straling naar de wand was in beide buizen ge-
lijk; convectie speelde bij de lage, in de ontladingsbuis ge-
bruikte gasdrukken geen rol. Alleen door de warmtegeleiding,
die in de ontladingsbuis wel en in de vacuumbuis niet optrad,
namen beide draadjes verschillende temperaturen aan, wan-

neer de temperatuur der sonde niet gelijk was aan die van
het gas er omheen. Door nu met de stroomsterkte, waarbij
de weerstand — dus ook de temperatuur — van beide draadjes
gehjk was, die weerstand te meten, bepaalde Rudolph de
temperatuur in de ontlading.

Door het toepassen van een hulpstroom door de sonde is
de methode weliswaar verbeterd, doch de storende invloed
van de aanwezigheid der sonde op de electrische eigenschappen
van de ontlading is blijven bestaan. Ook is de met een sonde
gemeten temperatuur altijd te hoog in verband met het feit,
dat warmte op de sonde vrij komen kan door de volgende
oorzaken:

Al deze bezwaren gelden natuurlijk evenzeer bij gebruik
van thermoëlementen i.p.v. bolometerdraadjes

Thans zullen wij enige methoden behandelen, die de be-
zwaren niet vertonen en derhalve de voorkeur verdienen
boven de methoden met sonden.

Bij ontladingen in een groot aantal gassen kan men de
temperatuur bepalen, door intensiteitsverhoudingen in het uit-
gezonden spectrum te meten. De methode kan bij iedere druk
worden toegepast. Een uitvoerige literatuuropgave, alsmede
een overzicht van de toepassingen der methode voor de studie
van de hchtboog, heeft Brinkman gegeven.

Het geschiktst zijn ontladingen in gassen, waarvan de mole-
culen op eenvoudige wijze zijn samengesteld uit twee of even-
tueel meer atomen. Dan kunnen we n.l. de intensiteiten der
rotatielijnen van één band gebruiken om de temperatuur te
bepalen; hoe dit kan geschieden wordt in hoofdstuk IV, § 2
beschreven. De aldus bepaalde temperatuur beschrijft de
B 011 z m a n nse verdeling der moleculen over de rotatieniveau's

van het bovenniveau van de beschouwde band. Zelfs bij ont-
ladingen met aanslag door electronen, zooals die bij lagere
druk steeds optreedt, is, mits de traagheidsmomenten van het
molecule in de aangeslagen toestand en in de grondtoestand
slechts weinig verschillen, deze temperatuur die van het niet
aangeslagen moleculengas. Immers, bij de aanslag wordt dan
wehswaar de electronentoestand, doch niet het rotatie-impuls-
moment veranderd, zodat de concentraties der moleculen in
de rotatieniveau's van de aangeslagen toestand evenredig zijn
met die in de niveau's met gelijke rotatie-energie van de
grondtoestand. Hoewel deze methode in een groot aantal
gevallen voortreffelijke resultaten heeft geleverd, zal in de
hoofdstukken IV en V blijken, dat er bij stikstof, waarbij
het traagheidsmoment van het aangeslagen molecule slechts
% groter is dan dat van het molecule in de grondtoestand,
onjuiste resultaten mee bereikt worden, wanneer de electronen,
die de aanslag bewerkstelligen, daartoe slechts juist voldoende
energie bezitten. Brinkman^) vindt volgens deze methode
in de as van een koolboog uit de CN-banden een temperatuur
van 6500° 250° K, enigszins afhankelijk van de booglengte
(0,3~1,8 cm) en van de stroomsterkte (1 —13 A). De methode
is ook geschikt voor stroboscopische waarneming van boog-
ontladingen met wisselstroom

Ornstein en Brinkman^)«) hebben aangetoond, dat de
concentraties der moleculen in de verschillende trillingstoe'
standen van een electronenniveau bij CN beschreven kunnen
worden met behulp van een Boltzmannse verdeling van
dezelfde temperatuur als uit de intensiteiten der rotatielijnen
gevonden wordt. Door de totale intensiteit van elke trillings-
band te delen door de Boltzmann-factor zijn nu de relatieve
overgangswaarschijnlijkheden van de trillingsbanden in een
bandensysteem te bepalen. Voor verschillende bandensystemen
van CN ®) en van C^ '') is dit geschied. Door de verhouding
der intensiteiten van trillingsbanden uit zo een bandensysteem
te meten, is nu, gebruik makend van deze overgangswaar-
schijnlijkheden, de temperatuur van het gas in de boog te

bepalen, mits het ontladingsmechanisme thermisch is De
onnauwkeurigheid in de resultaten dezer methode is ongeveer
2 maal zo groot als die in de uit rotatielijnen bepaalde tem-
peraturen; men kan echter volstaan met een spectraal-appa-
raat van geringer oplossend vermogen.

Ook uit de verhouding der intensiteiten van trillingsbanden
uit verschillende bandensystemen is de temperatuur te bepalen,
mits men de verhouding der overgangswaarschijnlijkheden kent
en het ontladingsmechanisme wederom thermisch is. Hetzelfde
geldt voor de verhouding der intensiteiten van lijnen uit een
atoomspectrum; deze methode is voor bogen, waarbij een
metaaldamp in het gas aanwezig is, geschikt gebleken. De
onnauwkeurigheid bedroeg bij Ornstein en Sambursky®),
die multipletintensiteiten van Au maten, 400°; bij Key'),
die enige K-lijnen gebruikte, 150°.

aantal verschillende lichtbogen bepaald, door de voortplan-
tingssnelheid van geluidsgolven te meten.

De voortplantingssnelheid, c, hangt met de temperatuur, T,
het gemiddelde moleculairgewicht, M, en de soortelijke warmte
per grammolecule, Cy, van het gasmengsel samen volgens
de formule:

waarin R de gasconstante is. M en C^ zijn functies van T,
daar beide van de dissociatie van het gasmengsel afhangen.
Tussen 3000° en 6000° blijkt c in lucht ongeveer evenredig
met T te zijn.

In flg. 1 is de apparatuur schematisch voorgesteld. De ge-
luidsgolf, afkomstig van een gecondenseerde vonkontlading
A tussen de ene koperelectrode en een wolfraamdraadje,
doorloopt de boog axiaal. De spanning van een tweede ge-

condenseerde vonkontlading B verandert, wanneer het golf-
front daar passeertDe tijd, die het golffront nodig heeft
om zich door de boog voort te planten, wordt met een ka-
thodestraal-oscillograaf bepaald. Dit wordt herhaald bij ver-
schillende booglengten, om aldus c in de zuil van de boog
te bepalen, zonder dat het noodzakelijk is voor de inhomo-
gene gebieden nabij de electroden te corrigeren.

Schema van de bepaling der voortplantingssnelheid van geluidsgolven in
de zuil van een lichtboog.

In een koperboog tussen met water gekoelde electroden
gestabiliseerd door luchtwerveling in een glazen buis, vindt
Suits c=l,39.105 cm/sec. Hierbij is de booglengte 4-14
cm en de stroomsterkte 3-26 A. De temperatuur, die hieruit
volgt. 41000 300° K, moet volgens Brinkman nog ge-
corrigeerd worden voor de verhoging van C„ in het tem-
peratuurgebied. waar de dissociatiegraad sterk van de tem-
peratuur afhangt. Hierdoor wordt het resultaat gewijzigd in
ongeveer 4500° K.

Suitsquot;) heeft ook nog een tweede methode toegepast om
de geluidssnelheid in het gas van lichtbogen te meten. Hierbij
wordt de voortplanting van het geluidsfront, opgewekt door
een gecondenseerde vonk, enige cm terzijde van de boog.

De geluidsgolf is zichtbaar door een toename van de in-
tensiteit van de boog, ten gevolge van de hogere druk in
het zich voortplantende golffront. De draaiende spiegel kan
0,5.10quot;quot;® sec oplossen; hierbij zijn lichtsterke bogen, d.w.z.
grote stroomsterkten (5—100 A) vereist.

Suits vindt over de diameter van de kern van de boog
een constante voortplantingssnelheid, dus een constante tem-
peratuur met een speling van 150°. Dit is in overeen-
stemming met de resultaten van Brinkman^) en van
Righini volgens de methode van § 2 b. Ook de waarden der
gemeten temperatuur komen bij deze beide methoden goed
overeen

Het is denkbaar, dat het principe van de eerste methode
van Suits ook op gasontladingsbuizen kan worden toege-
past. Men zal zich daarbij moeten beperken tot het meten
van de temperatuur in de as van de buis.

Wanneer we het aantal deeltjes per cm®, N, van een gas
meten, terwijl de druk, p, bekend is, volgt daaruit de tem-
peratuur, T, met behulp van de betrekking:

waarin k de constante van Boltzmann is. Dit is de grond-
slag van de volgende methoden, die gebruikt zijn of zouden
kunnen worden om de temperatuur in een gasontlading te
bepalen.

de absorptie door het gas in de ontladingsbuis van Hcht, dat
de golflengte heeft van een spectraallijn naar het grondniveau
van dat gas. De resonnantielijn van kwik zou hiervoor in
aanmerking kunnen komen. Deze methode zal echter in
de practijk bezwaren opleveren wegens de volgende twee
redenen:

1.nbsp;de betreffende spectraallijnen liggen bij de in ontladingen
gebruikelijke gassen in het verre ultraviolet;

2.nbsp;de absorptie zal veelal reeds bij geringe dichtheid van
het gas groot zijn.

Men heeft wel de absorptie in kwikontladingen van hcht,
dat de golflengte heeft van spectraallijnen naar hogere niveau's,
gemeten quot;).

Wanneer men een van de bovengenoemde methoden toe-
past op ontladingen in gassen, die bij de heersende tempe-
ratuur dissociëren, moet men hiervoor corrigeren, door de
gemeten temperatuur te delen door 1 x, waarin x de disso-
ciatiegraad is. Immers, bij de ijking van de als maat voor de
dichtheid te gebruiken grootheid als functie van de dichtheid
wordt bij kamertemperatuur de druk gevariëerd en treedt dus
geen dissociatie op. Wanneer nu dit gas ook een dissociatie-
graad X had gehad en verder uit evenveel atomen had be-
staan, dus — zooals bij studie der te bespreken methoden
duidelijk zal worden — dezelfde waarde van onze maat voor
de dichtheid ten gevolge had gehad, dan was het aantal
deeltjes per cm® 1 x maal zo groot geweest. Ook in de
ontlading is dit aantal dus 1 -f x maal het bedrag, dat ge-
vonden wordt, zonder met de dissociatie rekening te houden.

Zoals Brinkman^) opmerkt, is deze wijze van corrigeren
bij de onder c en e te bespreken bogen, die door Von Engel
en Steenbeck gebruikt zijn, aanvechtbaar, omdat daarbij
waarschijnlijk electronenaanslag boven thermische aanslag over-

heerst. De thermische dissociatievergelijking mag dan niet
worden toegepast, zodat de waarde van x onzeker is.

Elenbaasquot;) heeft de temperatuur bepaald in een boog
in kwikdamp. De boog brandt in een 14,5 cm lange afge-
sloten buis met een binnendiameter van 2 cm. De buis is
met een bekende hoeveelheid kwik gevuld, zodat de ge-
middelde dichtheid bekend is. Omdat het glas van de buis
bij de gebruikte electrische energieontwikkeling van 44 W
per cm juist zacht wordt en toch op zijn plaats blijft, is de
druk juist 1 atm. De temperatuur is nu te berekenen, wan-
neer slechts de vorm der radiale verdeling van de temperatuur
bekend is. Deze verdeling is uit de energievergelijking te
vinden. De energievergelijking gebruikt het feit, dat het ge-
deelte van de door de electrische stroom ontwikkelde energie,
dat als warmte vrij komt, door warmtegeleiding naar de wand
wordt afgevoerd (vgl. hoofdstuk V, § 4). Waren nu de warmte-
geleidingscoëfficiënt als functie van de temperatuur en de
warmteproductie als functie van de straal bekend, dan zou
met behulp van de bekende wandtemperatuur de radiale ver-
deling van de temperatuur volkomen te berekenen zijn. Men
moet zich echter, wat deze beide functies betreft, met onder-
stellingen tevreden stellen, waar tegenover staat, dat ook
slechts de vorm der radiale verdeling van de temperatuur
gevraagd is. Om die te berekenen heeft men ook slechts het
gedrag, en niet de absolute waarden van beide functies nodig.
Met behulp van de bekende dichtheid en druk is dan de ab-
solute waarde van de temperatuur — en tevens die van de
warmtegeleidingscoëfflciënt .— te vinden.

Men meet hier dus slechts de gemiddelde dichtheid, terwijl
de radiale verdeling van de temperatuur door berekeningen
wordt bepaald. Het resultaat der meting van Elenbaas is
6000° 800° K in de as van de buis bij een stroomsterkte
van 5,5 A en een gradiënt van 8,8 V/cm. De onnauwkeurig-

heid is het gevolg van onzekerheid omtrent de onderstellingen
aangaande het gedrag van beide benodigde functies, in het
bijzonder van de warmtegeleidingscoëfHciënt in afhankelijk-
heid van de temperatuur.

Deze indirecte methode ter bepaling van de temperatuur
kan in principe ook op andere ontladingsbuizen worden toe-
gepast, mits men zich daarbij steeds vergewist van de invloed
op het resultaat van wijzigingen in de te maken onderstellingen
en van de aanwezigheid van ruimten nabij de electroden, waar
andere temperaturen heersen dan in de zuil.

De interferometrische methoden zijn nog niet toegepast om
de dichtheid in gasondadingen te meten. Wel heeft P u p p quot;)
op de principiële bruikbaarheid van de interferometer voor
dichtheidsbepalingen in gasontladingen gewezen. We zullen
de grondslagen van twee verschillende methoden bespreken;
een schatting van de te bereiken gevoeligheid leert, dat zij
de aandacht verdienen. Beide zijn het geschiktst bij gassen
met hoge brekingsindex; voor glimontladingen bij zeer lage
druk is er geen resultaat van te verwachten. Zij zijn zeer
geschikt om de radiale verdeling der dichtheid, d.w.z. der
temperatuur te meten. De bedoelde methoden zijn:

De eerste methode berust op het feit, dat een lichtstraal,
die zich voortplant in een medium, waarin de brekingsindex
loodrecht op de voortplantingsrichting een gradiënt vertoont,
wordt afgebogen naar de kant van grotere brekingsindex.
In de zuil van een gasontlading neemt deze van de as naar
de wand van de ontladingsbuis toe. Een hchtstraal, die even-
wijdig met de as door de zuil wordt gezonden, zal dus een
afbuiging ondergaan. De lichtstraal zal een golflengte moeten
hebben, die niet in het spectrum van de ontladingsbuis voor-
komt, zodat we het uit de ontlading afkomstige licht, dat

In het algemeen is de afbuiging zo klein, dat het bezwaar-
lijk wordt deze rechtstreeks te meten. De „lichtstraalquot; moet
natuurlijk een evenwijdige bundel zijn; we kunnen deze nu
achter, de ontladingsbuis begrenzen door een spleet en de
verplaatsing van het Fraunhoferse buigingsbeeld van deze
spleet meten als functie van de straal. Deze verplaatsing is
evenredig met de dichtheidsgradiënt; we kunnen dus de dicht-
heid vinden door integratie. Dit komt de nauwkeurigheid
der meting natuurlijk ten goede; deze methode is de enige,
die dat voordeel biedt. Een nadeel is, dat we, om de inte-
gratieconstante te bepalen, een afzonderlijke meting in de as
moeten doen. Het ligt voor de hand, hiervoor de interfero-
meter van Jam in te gebruiken. Dit is de reden, waarom we
ook deze eerste methode bij de rubriek „Interferometrische
methodenquot; hebben behandeld.

Bij de tweede methode wordt een ontladingsbuis van het-
zelfde type doorlopen door een der interfererende lichtstralen
tussen de twee platen van een interferometer van Jamin.
De andere lichtstraal kan een dergelijke buis, waarin geen
ontlading plaats vindt, doorlopen; door de druk, dus ook de
dichtheid in deze buis te variëren, kan de methode tot een
compensatiemethode worden uitgewerkt. Met behulp van
filters achter de tweede interferometerplaat kunnen we het
uit de ontlading afkomstige licht weer uitschakelen.

Wanneer men zich er rekenschap van geeft, dat ook bij
deze tweede meetmethode straalkromming optreedt, ziet men,
dat in een ontlading in een gegeven gas bij gegeven druk
in een buis van gegeven lengte slechts boven een bepaalde
diameter van de buis de tweede methode kan worden toe-
gepast; bij kleinere diameter kan men juist succes van de
eerste methode verwachten. Bij een xenonbuis van de af-
metingen, zooals die bij de metingen met behulp van de
absorptie van Röntgenstralen worden gebruikt, bevinden we
ons juist in het gebied, waar beide methoden bruikbaar zijn;

we kunnen dan namelijk bij beide methoden een verplaatsing
van het interferentiebeeld verkrijgen, die ongeveer gelijk aan
de afstand tussen twee opeenvolgende interferentiemaxima is.

Omdat van verschillende gassen, zoals kwikdamp, xenon,
stikstof en argon de brekingsindex minder sterk uiteenloopt
dan de absorptiecoëfficiënt voor Röntgenstralen, zijn de inter-
ferometrische methoden voor een groter aantal gassen bruik-
baar, dan de methode met behulp van de absorptie van
Röntgenstralen.

Wanneer a-deeltjes, b.v. van polonium, een gedeelte van
hun baan in het gas, waarin een ontlading plaats vindt, af-
leggen. is de dichtheid van het gas te bepalen door de dracht
te meten. Von Engel en Steenbeck i«) hebben op deze
wijze voor de temperatuur in de as van een lange gelijkstroom-
boog in lucht bij een stroomsterkte van 2,0 A 4500° 400° K
gevonden.

Door metingen bij verschillende booglengten is de invloed
van de gebieden nabij de electroden geëlimineerd. De ioni-
serende werking der a-stralen heeft geen invloed op de boog-
ontlading; daarvoor is de totale ionenproductie per sec veel
te gering. Von Engel en Steenbeck hebben de methode
ook toegepast voor stroboscopische waarneming van wissel-
stroombogen.

In principe is de methode ook bij gasontladingsbuizen bij
lagere druk toe te passen. De a-stralen zullen dan echter
totaal niet meer dan ca 10 mica- of aluminiumfolie mogen
doorlopen, omdat hun dracht daardoor reeds tot op ongeveer
de helft vermindert. Omdat althans één afscheidingsfolie, tussen
ondadingsbuis en detectieapparaat, b.v. een ionisatiekamer,
wel aangebracht moet worden — het Po-preparaat kan in
de ontladingsbuis aangebracht worden — zal de technische
uitvoering van zulk een opstelling moeilijker zijn dan die, welke
bij de methode met behulp van absorptie van Röntgenstralen
vereist zal blijken. Ook het onderzoek naar de radiale ver-

deling van de temperatuur is met behulp van a-stralen be-
zwaarlijk uit te voeren.

Ramsauer^®) heeft de absorptie van een electronenbundel
met een snelheid van 100 kV, die de as van een lichtboog
doorliep, met een ionisatiekamer gemeten en daarmede de
dichtheid van het booggas bepaald. In een 15 cm lange wissel-
stroomboog met een effectieve stroomsterkte van 20 A, ge-
stabiliseerd door luchtwerveling, vond hij temperatuurschom-
melingen tussen 5200° en 4000° K. Deze waarden moeten
nog gecorrigeerd worden wegens de dissociatie van het gas.

Wanneer men deze methode ook voor ontladingsbuizen
bij lage druk zou willen toepassen, zou men de electronen-
bron in de ontladingsbuis kunnen aanbrengen; omdat de te
meten dichtheid van het gas dan zoveel kleiner is dan bij
Ramsauer, zou men met een lagere snelheid der electronen
kunnen volstaan. Ook nu is een folie tussen ontladingsbuis
en detectieapparaat noodzakelijk; men kan de snelheid der
electronen echter zo regelen, dat de invloed hiervan minder
bezwaar oplevert dan bij de methode met behulp van a-stralen
het geval is. Omdat de verhouding tussen de absorptiecoëfH-
ciënten van aluminium of mica, waarvan we de folies kunnen
vervaardigen, en van gassen als xenon, die we in de ontladings-
buis kunnen gebruiken, voor a-stralen en voor electronen-
stralen groter is dan voor Röntgenstralen — bij 1,54 A is dc

X, terwijl hij bij a-stralen en electronenstralen nauwelijks van
het atoomnummer afhangt — kunnen we bij, gebruik van
Röntgenstralen ons nog meer vrijheid veroorloven, wat be-
treft het aanbrengen van folies. Vooral wanneer we de radiale
verdeling van de temperatuur wensen te meten, is dit een
voordeel van belang voor de methode met behulp van Rönt-
genstralen.

Behalve met behulp van a-stralen hebben Von Engel en
S t e e n b e c k ook door middel van de absorptie van Röntgen-
stralen, die een 15 cm lange lichtboog in lucht of in stikstof
van 1 atm druk wederom axiaal doorliepen, de dichtheid
van het gas gemeten. De electroden bestonden uit messing
en werden met water gekoeld; zij waren doorboord. Door de
opening in de ene electrode kwamen de Röntgenstralen in
de boog; de intensiteit ervan werd gemeten met behulp van
een Geiger-teller in de andere holle electrode. Om deze
intensiteit als functie van de dichtheid van het gas te ijken,
werd weer de druk bij kamertemperatuur gevariëerd.

De invloed van de gebieden nabij de electroden is wederom
geëlimineerd door metingen bij verschillende booglengten. De
Röntgenstraling beïnvloedde de aard van de boog niet, om-
dat de intensiteit ervan zeer klein was t.o.v. de energieont-
wikkeling per sec in de boog. Om de meting te beperken
tot de temperatuur in de as van de boog, had de Röntgen-
bundel een diameter van 2 mm, terwijl de diameter der zuil
7 mm bedroeg. De golflengte der Röntgenstralen bedroeg
6 A, zodat een aanzienlijke absorptie optrad. Voor de tem-
peratuur van de gelijkstroomboog bij een stroomsterkte van 2,0 A
en een veldsterkte van 27 V/cm vonden Von Engel en
Steenbecknu 4650° 300° K in lucht en 4720° 300°K
in stikstof. De gemeten waarden, niet gecorrigeerd voor de
dissociatie, waren resp. 5270° 280° K en 5460° ± 320° K.
Het resultaat voor de boog in lucht komt dus zeer goed overeen
met dat van de methode met behulp van a-stralen. De in-
tensiteit van de RöntgenstraÜng was te gering voor strobos-
copische waarneming van wisselstroombogen.

De methode biedt, zoals reeds bij de behandeling van die
met behulp van electronenstralen ter sprake kwam, ook goede
kansen op resultaat bij gasontladingsbuizen bij lagere druk,
zelfs om de radiale verdeling van de temperatuur te meten.
Een en ander zal in dit proefschrift verder ontwikkeld worden.

stralen, die een gas doorlopen, een maat voor de dichtheid.
Ook hiervan zou men gebruik kunnen maken om de tem-
peratuur in een gasontlading te meten. Een voorlopige poging
daartoe wordt in § 4b beschreven.

Wanneer men de radiale temperatuurverdeling in een gas-
ontladingsbuis wenst te meten, komen daartoe blijkens het
in de §§ 2 en 3 besprokene in het bijzonder de volgende
methoden in aanmerking:

Om bij de discussie der meetresultaten complicaties te ver-
mijden, die het gevolg zijn van dissociatie, verdient het aan-
beveling de keuze te laten vallen op een ontlading in een
gas, waarvan de moleculen uit slechts één atoom bestaan.
Daar het ontladingsmechanisme in het algemeen niet thermisch
zal zijn, moeten we dan echter afzien van de eerstgenoemde
meetmethode, die bij dergelijke gasontladingen slechts kans
op succes biedt, wanneer we gebruik kunnen maken van de
rotatielijnen van één band.

Met de beschikbare Röntgenbuis werden verschillende voor-
lopige metingen gedaan, om de definitieve meetmethode te
kunnen kiezen.

Trouw aan de Utrechtse traditie op het gebied van inten-
siteitsmetingen werd allereerst getracht de absorptie van Rönt-
genstralen, die een ontladingsbuis evenwijdig met de as door-
liepen, fotografisch te meten.

Hiervoor werd een 60 cm lange ontladingsbuis gebruikt.
Als gas gebruikten we kwikdamp, welke een grote absorptie-
coëfficiënt heeft. Om de dichtheid, dus de druk, zo groot te

verkrijgen, dat voldoende absorptie plaats vond, was het nood-
zakelijk de gehele ontladingsbuis in een oven te plaatsen. De
druk in de buis was natuurlijk steeds de dampdruk van kwik
bij de laagste temperatuur, die in de buis voorkwam; deze
trad op in die gedeelten, waar geen ontlading plaats vond,
en was dus gelijk aan de temperatuur van de oven. Zo was
bij een temperatuur van de oven van 180° C de druk in de
buis 8,8 mm.

De ontladingsbuis was met de oven geplaatst op een slede,
zodat zij loodrecht op de richting van de Röntgenbundel ver-
schoven konden worden. Zodoende kon ook de absorptie
nabij de wand van de buis bepaald worden.

De zwarting der gebruikte Agfa Laue-Röntgenfilm werd
met een fotometer bepaald. Deze zwarting kon rechtstreeks als
functie van de dichtheid van de kwikdamp geijkt worden,
door enige opnamen te maken bij verschillende temperaturen
van de oven, terwijl de ontladingsbuis uit was. Hierbij ver-
anderde de temperatuur, dus de druk, op bekende wijze; hun
quotiënt bepaalde de dichtheid.

De zwarting bleek echter steeds veel minder van de dicht-
heid afhankelijk te zijn, dan men volgens schattingen zou ver-
wachten. Dit moet geweten worden aan het feit, dat, ondanks
de aanwezigheid van een nikkelfolie, nog een groot deel der
Röntgenstralen niet uit de /«Ta-lijnen van koper, het materiaal
der antikathode, bestond, doch uit het continuum van veel
kleinere golflengten. Door het passeren der glazen vensters
wordt deze fractie nog groter. Daar deze harde stralen nauwe-
lijks door de kwikdamp worden geabsorbeerd — Uber^®)

is de zwarting, die zij veroorzaakten, nauwelijks afhankelijk
van de dichtheid van de kwikdamp.

We hebben gepoogd hierin verbetering te brengen door
de spanning op de Röntgenbuis ongeveer twee maal zo laag
te maken. De hierdoor veroorzaakte vermindering van inten-
siteit vond het sterkst plaats bij de kleine golflengten, zodat

de relatieve absorptie steeg. De voor een opname benodigde
belichtingstijd, die eerst een of enige minuten bedroeg, ver-
anderde echter in meer dan een uur. De duur van een meting
van de radiale verdeling van de temperatuur werd dus zo
lang, dat we er niet zeker van konden zijn, dat de ontladings-
buis en in het bijzonder de Röntgenbuis voldoende constant
bleven branden. Omdat ook bij deze lage spanning de zwar-
ting nog niet voldoende afhankelijk van de dichtheid bleek,
hebben we de fotografische methode moeten verlaten. We
zijn toen overgegaan tot het gebruik van ionisatiekamers,
waarbij de zoeven behandelde bezwaren ondervangen kunnen
worden.

Een grotere absorptie zou ook kunnen worden verkregen,
door bij een hogere dichtheid van de kwikdamp, d.w.z. bij
een hogere temperatuur van de oven, te gaan meten. Dit
was echter onmogelijk in verband met de bevestiging der in-
en uittreedvensters met behulp van moffellak.

Volledigheidshalve zij nog vermeld, dat de ontladingsbuis,
evenals alle later gebruikte, voorzien was van een met be-
hulp van Ba(OH)2 en Sr(N08)ä in een verhouding 10 : 1 ge-
prepareerde gloeikathode en een plaatvormige anode.

Toen het wegens de redenen, die bij de behandeling der
fotografische metingen ter sprake zijn gekomen, wenselijk was
gebleken over te gaan tot het gebruik van ionisatiekamers,
lag de keuze open tussen meting der absorptie en die der
verstrooiing van de Röntgenstralen. Het leek hierbij een
voordeel van verstrooiingsmetingen, dat daarbij de te meten
intensiteit weliswaar klein is, doch — bij benadering — even-
redig met de dichtheid van het gas, terwijl deze bij absorptie-
metingen bepaald moet worden uit kleine veranderingen in
de intensiteit. We zullen echter later bij de behandeling der
absorptiemetingen zien, dat dit bij een geschikte compensatie-
opstelling geen bezwaar behoeft te zijn. Van fotografische
verstrooiingsmetingen konden we geen succes verwachten.

omdat de zwarting daarbij slechts veroorzaakt wordt door
de op één plaats in het gas in één bepaalde richting verstrooide
Röntgenstralen. Een meting van een dergelijke verstrooiing
door kwikdamp vereiste bij Scherrer en Stager een be-
lichtingstijd van 20 uur. Bij gebruik van een ionisatiekamer
kunnen we echter de som van de in alle richtingen verstrooide
stralen meten en dientengevolge op een meetbaar effect hopen.

Er werd nu een voor dit doel geschikte ontladingsbuis met
ionisatiekamer vervaardigd. De Röntgenstralen moesten nu,
voordat ze de buis binnenkwamen, al tot een nauwe bundel
worden beperkt. Hiertoe plaatsten we op 6 cm afstand van
de uittreedopening van de Röntgenbuis een loden diafragma
met een diameter van 0,5 mm en 5 cm verder een tweede.
Ongeveer 3 cm verder bevond zich het intreedvenster van
de ontladingsbuis; de afmetingen hiervan waren 2 X 10 mm^.
Een doorsnede van de ontladingsbuis met ionisatiekamer is
in fig. 2 weergegeven. De buis was wederom met kwik
gevuld en bevond zich weer in een oven, terwijl buis en

oven weer op een slede waren geplaatst. De ontladings-
buis was over een lengte van 5 cm uitgetrokken totdat de
wanddikte 0,26 mm bedroeg. Alle binnen dit gedeelte ver-
strooide Röntgenstraling kwam terecht in de ionisatiekamer,
die zich onmiddellijk rondom de ontlandingsbuis bevond. De
beide ringvormige electroden waren rondom de ontladings-
buis aan weerszijden van het dunne gedeelte aangebracht. De
ionisatiekamer was gevuld met methyljodide van een druk
van 29 cm, de dampdruk bij kamertemperatuur. Een electrode
had een potentiaal van 200 V; de verandering van de poten-
tiaal der andere electrode, die steeds —1 a 1 V bedroeg,
werd met behulp van een electrometer bepaald als maat voor
de intensiteit der verstrooide Röntgenstralen, d.w.z. voor de
dichtheid van het gas. Deze verandering van potentiaal kwam,
daar de capiciteit van electrometer, verbindingsdraad en elec-
trode practisch constant was, overeen met een verandering
van lading, d.i. een stroom. De sterkte van deze stroom kon
weer rechtstreeks als functie van de dichtheid van de kwik-
damp geijkt worden, door de temperatuur van de oven te
variëren, terwijl de ontladingsbuis uit was. Omdat de diameter
van de Röntgenbundel ter plaatse van het dunne gedeelte
van de ontladingsbuis nog minder dan 2 mm was, leek het
ook mogelijk om, met behulp van de slede, de radiale ver-
deling der dichtheid te bepalen.

Bij de instelling werd een dankbaar gebruik gemaakt van
de doorzichtigheid van het glazen intreedvenster van de ont-
ladingsbuis. Zo moest hcht, afkomstig van de gloeidraad van
de ontladingsbuis, door de loden diafragma's ter plaatse van
de uittreedopening van de Röntgenbuis waarneembaar zijn;
en daar de gloeispiraal met de as horizontaal was aangebracht
en deze 1 cm lang was, moest dit zo blijven, wanneer de
slede over een afstand van 1 cm, de binnendiameter van de
ontladingsbuis, werd verschoven. Voorts was de Röntgenbundel
nog voor het intreedvenster van de ontladingsbuis, dus na het
passeren der diafragma's, waar te nemen met behulp van een
fluorescentieschermpje.

Natuurlijk waren vooraf schattingen gemaakt van de te ver-
wachten intensiteit der verstrooide Röntgenstralen, om er een
indruk van te krijgen, of we op meetbare ionisatiestromen
mochten hopen. De spectrale intensiteitsverdehng en de ab-
solute intensiteit der Röntgenstralen, zoals die uit de Rönt-
genbuis traden, waren echter niet goed bekend. Bij de schatting
moesten we rekening houden zowel met de eigenlijke coherente
verstrooiing, als met dat gedeelte der door de kwikdamp ge-
absorbeerde energie van kortere golflengte dan die der L-
lijnen van kwik (1,25; 1,05 en 0,90 A), dat als incoherent ver-
strooide Hg-L-lijnen in de ionisatiekamer terecht komt.

Ook tot de coherente verstrooiing bleek het continuum
van kleine golflengten naar schatting een grotere bijdrage te
leveren dan de Cu-/^a-lijn. Weliswaar neemt de verstrooiings-
coëfflciënt van kwik aanzienlijk toe met de golflengte, en is ook
de absorptie in het methyljodide van de ionisatiekamer bij
de zachtere stralen vollediger, maar een groot deel (ongeveer
96 ®/o) dezer stralen wordt in het dunne gedeelte der ontla-
dingsbuis geabsorbeerd. En het is niet mogelijk de wand van
dit gedeelte nog dunner te construeren, omdat hij weerstand
moet bieden aan een druk van 30 cm bij een temperatuur,
die, wanneer de ontladingsbuis brandt, enige honderden ° C
bedraagt.

De totale coherente verstrooiing bleek een ionisatiestroom
te leveren, die slechts een tiende van die, veroorzaakt door
de incoherente, bedroeg. Dit is het geval, ondanks het feit,
dat de absorptie van deze Hg-£-lijnen in het dunne gedeelte
van de ontladingsbuis 82% bedraagt.

Het resultaat der schatting was, dat ongeveer 1,4.10~ ergs/sec
in het methyljodide geabsorbeerd zouden worden; d.i. 0,88.10®
eV/sec. Daar voor de vorming van een ionenpaar in lucht
door Röntgenstralen ongeveer 30 eV nodig is en in me-
thyljodide 0,7 hiervan betekent dit een ionisatiestroom van

Een ionisatiestroom van deze orde kan met de gebruikte
electrometer gemeten worden. Toch heeft het ons niet mogen
gelukken de verstrooiing der Röntgenstralen door de kwik-
damp in de buis te constateren; vermoedelijk is dus de emissie
van de gebruikte Röntgenbuis, vooral in het gebied der lage
golflengten, nog kleiner dan bij de schatting is ondersteld.

Toen gebleken was, dat verstrooiingsmetingen met onze
Röntgenbuis niet gelukten, terwijl fotografische absorptie-
metingen evenmin kans op resultaat boden, lag het voor de
hand om te beproeven, absorptiemetingen met ionisatiekamers
te verrichten. Hierbij kon gebruik worden gemaakt van het
feit, dat de Röntgenbuis twee bundels in verschillende richtingen
uitzendt. De ene bundel kon nu achtereenvolgens de weer
op een slede geplaatste ontladingsbuis en een vast loden
diafragma met een diameter van 1 mm doorlopen en daarna
in een met methyljodide gevulde ionisatiekamer terecht komen,
terwijl de andere een op gelijke afstand van de buis geplaatste
ionisatiekamer bereikte, na door een loden scherm zo ver te
zijn afgeschermd, dat de ionisatiestromen, die in beide kamers
ontstonden, ongeveer gelijk waren. Door nu een schakeling
te kiezen, waarbij die stromen tegengestelde veranderingen
in de uitslag van een electrometer veroorzaakten, kon bereikt
worden, dat zo een verloop van de uitslag een rechtstreekse
maat was voor de in de ontladingsbuis optredende absorptie.
Door deze compensatieschakeling werd de invloed van schom-
melingen in de intensteit der Röntgenstralen beperkt. Daar
de absorptie door een gas altijd gering is, zouden deze schom-
melingen een rechtstreekse meting van de verandering in in-
tensiteit, veroorzaakt door absorptie, onmogelijk maken, zoals
reeds bij de poging tot de fotografische meting gebleken is.
Nu ondergingen echter beide elkaar compenserende bundels
ongeveer dezelfde procentuele intensiteitsschommehngen, hun
verschil, dat als maat voor de absorptie dienst doet, onder-
ging dus ook niet meer dan dezelfde procentuele schommeling.

Dit verschil was bij benadering evenredig met de absorptie,
dus met de dichtheid van het gas, die we wensen te bepalen.
Het absolute bedrag der geabsorbeerde intensiteit is veel groter
dan dat der verstrooide, omdat het grootste gedeelte der ab-
sorptie steeds foto-electrisch is. Derhalve was het waarschijnlijk,
dat metingen volgens dit principe wel succes zouden hebben.
Ook het feit, dat Uber^^) de absorptiecoëfficiënt van kwik
heeft kunnen bepalen door absorptiemetingen met een ionisatie-
kamer aan kwikdamp in een verwarmde buis, rechtvaardigde
deze verwachting.

De voorlopige metingen, die deze verwachting bevestigden,
worden, evenals de definitief gebruikte apparatuur, in het
volgende hoofdstuk beschreven.

In het vorige hoofdstuk zijn de overwegingen uiteengezet,
op grond waarvan we ertoe gekomen zijn, de dichtheid in
een gasontlading te bepalen, door met behulp van ionisatie-
kamers de absorptie te meten van Röntgenstralen, welke de
ontladingsbuis evenwijdig met de as doorlopen. De ionisatie-
stroom veroorzaakt een verandering in de uitslag van een
electrometer, welke geregistreerd kan worden; de grootte
daarvan bepaalt de intensiteit van de doorgelaten Röntgen-
stralen, d.w.z. de dichtheid van het gas in de ontlading. We
zullen nu een nadere beschrijving geven van de gebruikte
toestellen, en wel achtereenvolgens van:

Ons stond een Philips Micro Cu Röntgenbuis ter be-
schikking. De benodigde hoogspanning werd door een bij-
behorende transformator geleverd. De met een gloeikathode
uitgeruste Röntgenbuis fungeerde zelve als gelijkrichter. Alle
oorspronkelijk tussen transformator en buis ingebouwde schakel-
apparaten en weerstanden werden weggenomen, zodat beide
slechts door losse hoogspanningskabels verbonden bleven.
Zodoende behoefde bij het herstellen van voorkomende

defecten aan de transformator, die oorspronkelijk nauwelijks
toegankelijk was, de Röntgenbuis niet meer ontsteld te worden.

De noodzakelijkheid tot het wijzigen der oorspronkelijke
constructie kwam het eerst naar voren, toen het gewenst
bleek, ook een lagere hoogspanning te kunnen gebruiken dan
die, waarvoor het apparaat geconstrueerd was. Hierdoor
konden we n.1. bereiken, dat het stralenmengsel zachter, dus
de relatieve absorptie groter werd, hetgeen reeds bij de foto-
grafische metingen in hoofdstuk I, § 4a nuttig bleek. Tevens
konden we hierdoor stoten in de intensiteit der stralen laten
verdwijnen, zoals we later in deze paragraaf zullen zien. De
enige wijze om dit resultaat te bereiken was het verlagen
van de primaire spanning op de transformator. Omdat de
primaire wikkelingen van de transformator, die de gloeistroom
leverde, in serie met die van de hoogspanningstransformator
waren aangebracht, zou hierdoor echter ook de gloeistroom
gedaald zijn. Ten einde dit te verhinderen, moesten we van
een afzonderlijke spanningsbron voor de gloeidraad gebruik
maken. Hiervoor hebben we twee automobiel-accumulatoren
gekozen. Op deze wijze kwamen we tot de in fig. 3 aan-
gegeven schakeling. De tafel, waarop de accu's met de erbij
behorende weerstand Rj, gloeistroommeter Ag en schakelaar
en eveneens de milli-ampèremeter voor de stroom door de
Röntgenbuis waren geplaatst, stond op isolatoren en was
door hoogspanningskabels met de hoogspanningstransformator
en met de gloeikathode van de buis verbonden.

De gloeistroom bedroeg steeds 3,5 A; de stroom door de
Röntgenbuis 4 mA. De maximale waarde van de spanning
op de buis was ongeveer 50 kV, wanneer de weerstand R^
30 ü bedroeg, zoals dit in het oorspronkelijke apparaat het
geval was. De primaire effectieve stroomsterkte en spanning
waren dan resp. 1,6 A en 180 V.

De antikathode van de Röntgenbuis werd steeds met be-
hulp van de reeds oorspronkelijk in het apparaat aanwezige
ventilator, de transformator met behulp van stromend water
gekoeld. Na het inschakelen van de buis was het nodig deze

gedurende ongeveer een uur te laten branden, alvorens de
intensiteit en de spectrale verdeling der geëmitteerde stralen
constant werden; gedurende die periode daalden de aan-
wijzingen der meters Ag, mA en A^ en steeg die van V,
alles ten gevolge van het toenemen van de temperatuur in
de buis.

Natuurlijk volgt de primaire spanning de schommelingen
van het stadsnet. De hoogspanning bleek dezelfde schomme-
lingen te vertonen; daarom was het gewenst om te onder-
zoeken, in welke mate zij ook in de intensiteit der geëmitteerde
straling optraden. Deze intensiteit kon met behulp van ionisatie-
kamer en electrometer, voorzien van een lekweerstand naar
aarde van 10^® ü, worden geregistreerd; op hetzelfde registro-

gram kon de uitslag worden waargenomen van een galvano-
meter, die in serie met 10® ü tussen de gloeikathode cn de
aarde was geschakeld. De stroom hierdoor was ongeveer

dus klein in vergelijking met die door de Röntgenbuis. Deze
stroom was een maat voor dc gemiddelde hoogspanning over
een periode van dc wisselspanning; het gemiddelde over dc
halve periode, waarin de potentiaal van de gloeikathode
negatief was, dus dc Röntgenbuis werkte, was kleiner dan
dat over dc andere halve periode. Het bleek nu, dat er geen
verband tussen dc kleine schommehngen van dc hoogspanning
cn van dc intensiteit met perioden van dc orde van een sec
bestond; het bedrag dezer schommelingen was ongeveer
3 %. Er traden echter ook, met tussenpozen van enige minuten,
stoten in de hoogspanning op, en deze kwamen wel in dc
geproduceerde intensiteit tot uiting. Het bedrag dezer stoten
was 10 % van de totale geëmitteerde intensiteit, resp. van
de gemiddelde hoogspanning. Deze stoten traden niet meer
op, wanneer de primaire spanning door verder inschakelen
van R^ werd verminderd tot 165 V; de primaire stroom-
sterkte bedroeg dan 1,5 A.

Een vermindering van de secundaire stroomsterkte krijgt
namelijk door dc vergroting van R^ niet meer de gelegen-
heid om zich als vermindering der secundaire spanning te
uiten. Deze vermindering van dc stroom, die, omdat bij een
belaste transformator het product van dc stroomsterkte en
het aantal windingen aan primaire en aan secundaire zijde
gelijk is, ook in dc primaire kring optreedt, heeft daar een
kleiner spanningsvcrlics over R^ ten gevolge en dit effect
treedt sterker op bij de vergrote R^. Hierdoor neemt de spanning
op de transformator primair, en dus ook secundair, toe. En
deze toename is bij de gekozen grotere waarde van R^ blijkbaar
juist in staat om de oorspronkelijke secundaire daling der
spanning te compenseren Wel werd, ten gevolge van de

vermindering der spanning op de transformator de intensiteit
1,3 maal kleiner, doch het voordeel van het verdwijnen der
stoten uit de intensiteit woog tegen dit nadeel op.

In fig. 4 zijn de primaire effectieve spanning en de maximale
waarden van de hoogspanning, gedurende beide halve perioden
bepaald met behulp van een kathodestraal-oscillograaf, uit-
gezet als functie van de primaire effectieve stroomsterkte.
Hierbij werd de waarde van R^ veranderd. Aan de oscillo-
graaf werd de spanning toegevoerd, die op een weerstand
van 0,25 .10® ü, welke in serie met de 10® Q tussen gloei-
draad en aarde geschakeld was, ontstond. Het verloop over
beide halve perioden was sinusvormig.

De primaire spanning op de transformator van de Röntgenbuis, Vp, en de
secundaire spanningen, Vi ~ en Vs , gedurende resp. de belaste en de on-
belaste halve periode, als functie van de primaire stroomsterkte, ip.

De Röntgenbuis was geconstrueerd voor structuuronderzoek
met behulp van de daarvoor veelal zeer geschikte golflengte
van de /(Ta-lijnen van koper, 1,54 A. Een fohe nikkel van
20 fj, dikte absorbeerde de rest van het koperspectrum en
het zachte deel van het continuum, ongeveer tussen 0,7 en
1,5 A. Het hardere deel — de kleinste golflengte, die de buis
uitzond, was 0,3 A — werd door het nikkel doorgelaten,
doch de verstrooiing en de fotograflsche werkzaamheid hiervan
zijn zoveel minder dan die bij 1,54 A, dat dit bij structuur-
onderzoek geen bezwaar mocht heten. Bij de door ons ge-
bruikte en in deze paragraaf beschreven compensatie-meet-
methode kon ons ook de aanwezigheid der golflengten van
0,7 tot 1,5 A niet deren, zodat we het folie nikkel konden
verwijderen. Hierdoor neemt de totale intensiteit toe; de in-
tensiteit der ATa-lijnen is nu ongeveer gelijk aan die der kortere
golflengten. Uit de absorptie door folies aluminium bleek, dat
de effectieve^ golflengte van de door ons gebruikte Röntgen-
stralen 0,9 A bedraagt.

Het gebruik van zachtere stralen, zoals ook Von Engel
en Steenbeck^quot;) die gebruikten (zie hoofdstuk I, § 3e), zou
wegens de grotere absorptie van xenon voor die golflengten
voor ons wel voordeliger zijn geweest. Dit geldt echter alleen,
wanneer de absolute intensiteit der geabsorbeerde stralen zou
toenemen; bij behoud van dezelfde Röntgenbuis zou daarom
gebruik van folies nikkel of reflectie tegen een kristal onder
de reflectiehoek van Bragg voor de golflengte van 1,54 A
niet gebaat hebben.

De uitgezonden Röntgenstralen waren zo sterk divergent,
dat de diameter van de op een scherm fluorescerende vlek
ongeveer een tiende van de afstand tot het focus was. Bij
onze metingen gebruikten we echter slechts het gedeelte, dat
een loden diafragma voor de ionisatiekamer. dat 30 cm van het
focus verwijderd was, doorliet. De diameter van dit diafragma
bedroeg 1 mm.

richtingen uit; het doel hiervan is twee verschillende struc-
turen gelijktijdig te kunnen onderzoeken. Bij toepassing van
de Röntgenstralen om de absorptie in een gasontladingsbuis
te meten, kon van de aanwezigheid der beide bundels op
andere wijze gebruik worden gemaakt. De te bepalen ab-
sorpties bedroegen slechts ongeveer 10 %. Een schommeling
van enige procenten in de geëmitteerde intensiteit zou een
ongeveer 10 maal zo grote fout in het resultaat der meting,
de absorptie, ten gevolge hebben. Dat zulke schommeUngen
optraden, is reeds in § la van dit hoofdstuk vermeld. Het
lag daarom voor de hand er toe over te gaan in compensatie
te meten en dus het verschil te bepalen tussen de intensiteit
der stralen, die de ontladingsbuis doorliepen en een ongeveer
daaraan gelijke intensiteit van stralen, die de ontladingsbuis
niet doorliepen. Voor deze laatste stralen konden we nu een
deel van de tweede door de Röntgenbuis uitgezonden bundel ge-
bruiken. Daar de schommelingen in de intensiteit van electrische
oorsprong waren en dus in beide bundels optraden, werd nu
geen vergrote fout meer veroorzaakt in de te meten absorptie.

Deze laatste opmerking is natuurlijk slechts juist, wanneer
de procentuele wijzigingen der intensiteit, veroorzaakt door
een electrische verandering, voor beide bundels gelijk zijn.
Nu ontmoetten deze bundels verschillende absorberende stoffen.
Wel was hieraan tegemoet gekomen, door het glazen intreed-
venster van de ionisatiekamer achter de ontladingsbuis 190
dunner te maken dan dat van de andere kamer, maar de
spectrale samenstelling van beide bundels bleef verschillend
op de plaatsen, waar zij de ionisatiekamers bereikten. Zo
kwam het bij een xenondruk van 4,5 mm in de ontladings-
buis voor, dat een wijziging der primaire spanning met
1 % een verandering in de intensiteit, gemeten door de
ionisatiekamer achter de ontladingsbuis, van 2,5 % ten ge-
volge had, terwijl de intensiteit van de andere bundel 6,5 %
variëerde. Om deze moeilijkheid uit de weg te ruimen, hebben
we een gedeelte van de ionisatiestroom, geleverd door de
tweede kamer, vervangen door een van de primaire spanning

onafhankelijke stroom. Daar zowel de sterkte van deze constante
stroom als de intensiteit van de tweede Röntgenbundel ge-
makkelijk te regelen waren, konden deze, voor een meting,
steeds zo worden ingesteld, dat ze te zamen een stroom-
sterkte leverden, die ten naaste bij gelijk aan de ionisatie-
stroom, geleverd door de kamer achter de buis, was en dat
bij wijziging der primaire spanning ook bleef.

Bij deze redenering is ondersteld, dat de intensiteiten van
beide bundels lineair afhankelijk zijn van de primaire spanning;
zelfs bij veranderingen dier spanning van 10 O/o- d.i. 3 maal
zo groot als de tijdens een meting optredende schommehngen,
bleek dit juist. De aldus tot stand gebrachte compensatie-
opstelling diende, om de invloed der intensiteitsveranderingen,
aan de primaire zijde veroorzaakt — b.v. schommelingen
in het stadsnet — tegen te gaan; de invloed van storingen
door oorzaken aan de secundaire zijde — b.v. kleine ver-
anderingen in de gloeistroom ~ was reeds beperkt door de
keuze van een doelmatige waarde van de voor de primaire
wikkelingen geschakelde weerstand, zoals in § la ter sprake
gekomen is

De benodigde constante stroom, waarvan de sterkte van
de orde vannbsp;A was, werd geleverd door een fotocel.

Deze bevond zich samen met een lampje in een lichtdichte
ruimte. De stroom voor het lampje werd door een accu via
een schuifweerstand geleverd. Van de beide draden voor de
cel was er een bij de doorvoer door het lichtdichte blik zorg-
vuldig met lak geïsoleerd; de lekweerstand was hier van de
orde van 10^'' ü. De voor de cel benodigde spanning van
200 V werd geleverd door dezelfde bron als de spanning
voor de tweede ionisatiekamer.

De Röntgenbundels liepen zoveel mogelijk door aan de
binnenzijde met lood beklede geaarde buizen, om storende
invloeden van aan de lucht verstrooide stralen en van ge-
vormde ionen op de meting der ionisatiestromen tegen te
gaan. Wel werden er ook luchtionen gevormd door sproeiing
van niet afgeschermde delen aan de zijde der gloeikathode

van de Röntgenbuis; deze bevonden zich echter zo ver
mogehjk — ongeveer 1 m — verwijderd van de ionisatie-
kamers, de fotocel, de electrometer en hun onderlinge ver-
bindingsdraden. Voorts waren de laatste zoveel mogelijk door
geaarde messing buizen en platen afgeschermd, evenals de
genoemde instrumenten.

Alvorens over te gaan tot het vervaardigen van een ont-
ladingsbuis, geschikt voor het meten van de gasdichtheid in
de ontlading met behulp van de absorptie van Röntgenstralen,
leek het gewenst de experimentele mogelijkheid van deze
methode van dichtheidsmeting, ook bij de te verwachten
geringe dichtheden, vast te stellen. Hiertoe werd een buis
van hard glas vervaardigd, die later, bij welslagen der voor-
lopige metingen, door het aanbrengen van electroden en het
vullen met een geschikt gas gemakkelijk in een ondadings-
buis zou kunnen worden veranderd.

De buis werd voorlopig gevuld met methyljodide van een
druk van 29 cm, de dampdruk bij kamertemperatuur. Deze
damp werd gekozen om de volgende twee redenen:

1.nbsp;de absorptiecoëfficiënt voor Röntgenstralen is van methyl-
jodide ongeveer gelijk aan die van xenon, dat voor de
latere metingen in de ontlading gekozen werd;

2.nbsp;de druk in de aldus gevulde buis was gemakkelijk te
regelen, door om een zijbuisje een vat met water van een
geschikte temperatuur aan te brengen. Door condensatie
in dit zijbuisje veranderde de dampdruk in de buis tussen
14 en 29 cm bij een wijziging der temperatuur in het zij-
buisje tussen 0° en 17° C, de kamertemperatuur.

De afmetingen van buis en ionisatiekamers komen, evenals
de schakeling van kamers en electrometer, overeen met het-
geen dienaangaande in de §§ 2b en 3 van dit hoofdstuk

beschreven zal worden. Alleen was de intreedzijde van de
ionisatiekamer achter de buis vastgesmolten om het achter-
einde van de buis. Hierdoor behoefden de Röntgenstralen
tussen buis en kamer slechts één venster te doorlopen. Evenals
bij de in hoofdstuk I, § 4 b beschreven verstrooiingsmetingen
werd de Röntgenbundel begrensd door twee loden diafragma's,
op een onderlinge afstand van 5 cm, tussen de Röntgenbuis
en de absorptiebuis geplaatst. De diameters dezer diafragma's
bedroegen resp. 1 en 0,5 mm.

De beide vensters van de buis waren uit Röntgenglas ver-
vaardigd; de dikte van elk bedroeg 130 Een voordeel van
deze glazen vensters was het gemakkelijk instellen met behulp
van een lampje, achter de ionisatiekamer opgesteld; het licht
hiervan moest door de kamer, de buis en de loden diafragma's
ter plaatse van de uittreedopening van de Röntgenbuis kunnen
worden waargenomen. Omdat zij dikker waren dan de
later gebruikte aluminiumfolies, absorbeerden zij echter meer
nuttige Röntgenstralen; deze extra-absorptie, vergeleken met
de toestand bij de voor de definitieve metingen toegepaste
buis, bedroeg 40 Door de grote veranderingen van de
dichtheid in de buis — de dampdruk variëerde bij warmer
worden van het zij buisje tijdens een meting ongeveer 10 cm —,
vergeleken met die in een ontlading in een gas, waarvan
de druk niet meer dan enige cm bedraagt, was deze extra-
absorptie voor het gestelde doel, het vaststellen van de expe-
rimentele mogelijkheid der methode, geen bezwaar. Wegens
dezelfde grote veranderingen der dichtheid was het bij de
voorlopige metingen niet noodzakelijk de verandering in de
uitslag van de electrometer te registreren — vgl. § 3 —,
doch kon worden volstaan met het bepalen van de tijd,
nodig voor het doorlopen van 1 cm op een schaalverdeUng,
met behulp van een arrêteerhorloge. Het omgekeerde van
deze tijd was evenredig met het verschil tussen de in beide
kamers veroorzaakte ionisatiestromen. In fig. 5 is dit verschil,
uitgedrukt in sec~^, uitgezet als functie van de dampdruk.
Deze laatste was als functie van de temperatuur van het

zijbuisje, welke afgelezen werd op een thermometer in het
langzaam warmer wordende water, bekend

Het verschil tussen de ionisatiestromen in beide kamers, i, als functie van
de dampdruk in de buis met methyljodide, p.

Daar de tijd voor het doorlopen van 1 cm ook bepaald
werd voor beide kamers afzonderlijk — hij bedroeg 2,08 sec
voor de enkele kamer en, bij een temperatuur van het zij-
buisje van 0° C, 2,02 sec voor de andere — kan uit de
helling van de rechte uit fig. 5 de relatieve absorptie van
methyljodide voor de gebruikte spectrale samenstelling der
Röntgenstralen bepaald worden.

Methyljodide van 10 cm druk blijkt in onze buis slechts
8,5 % te absorberen. Het verband uit fig. 5 behoeft dus niet
logarithmisch uitgezet te worden.

De gevonden orde van grootte komt overeen met hetgeen
op grond van schattingen werd verwacht; het heeft dus zin
een ontladingsbuis voor de definitieve metingen te vervaardigen.

De definitieve buis kon, met enige wijziging, gelijk aan
de boven vermelde gekozen worden.

Allereerst is de ionisatiekamer, die aan de buis was vast-
gesmolten, van deze gescheiden. Twee verticale zijbuizen,
aan de einden aangebracht, voeren naar bollen, welke onder-
scheidenlijk een gloeikathode en een plaatvormige anode
bevatten. Een der zijbuizen leidt verder naar een manometer;
de andere naar een koelvat en enige slijpstukken — die,
evenals de manometer, in § 2c nader beschreven zullen
worden — en verder langs enige kranen naar een xenon-
reservoir, een tweede koelvat en een kwik-difFusiepomp. De
ontladingsbuis is bevestigd in een bak met stromend koelwater.

De buis is met xenon gevuld, daar dit gas een grote absorptie-
coëfficiënt voor Röntgenstralen heeft. Van kwik is deze
coëfficiënt beneden 1,0 A, waar de L-absorptiekanten liggen,
5 maal groter; boven die L-kanten verschillen beide elementen
echter nauwelijks in absorptiecoëfficiënt. En kwik heeft het
nadeel, dat de gehele buis verhit moet worden.

De lengte van het absorberende deel van de positieve zuil
bedraagt 12 cm. Aan weerszijden hiervan is de afstand van
zijbuis tot venster 5 cm; deze afstand is niet kleiner gekozen
om te bereiken, dat de uiteinden van dc buis, waar de vensters
bevestigd moeten worden, buiten de bak met koelwater uit-
steken. De afstand van Röntgenbuis tot intreedvenster be-
draagt 4 cm; op dezelfde afstand achter het uittreedvenster
bevindt zich een loden diafragma met een diameter van 1 mm.
Voor en achter de ontladingsbuis is dus voldoende ruimte,
om bij het instellen de gang der Röntgenstralen met een
fiuorescentiescherm te kunnen controleren. De Röntgenstralen
worden dus over een lengte van 18 cm tussen focus en
diafragma niet door het gas in de ontlading geabsorbeerd.

Uit het feit, dat de met de ionisatiekamer gemeten intensiteit
wegens de divergentie der Röntgenstralen omgekeerd even-
redig is met het quadraat van de totale afstand tussen focus
en diafragma, terwijl de absorptie in de ontlading ongeveer
evenredig is met de lengte, waarover die absorptie plaats
vindt, volgt nu, dat het bedrag van de gemeten absorptie
zo groot mogelijk zou worden, als ook de lengte, waarover
het gas in de ontlading wel absorbeert, 18 cm was. Doordat
die lengte slechts 12 cm bedraagt, wordt het bedrag der
absorptie 1,04 maal zo klein; we hebben aan deze kleinere
lengte de voorkeur gegeven, omdat de invloed van een fout
in de instelling van de ontladingsbuis hierbij 28 : 22 ~ 1,27 maal
zo klein wordt.

De druk in de buis bedroeg enige cm, terwijl de buis op
enige honderden V gelijkspanning brandde, waarbij de stroom-
sterkte ongeveer 100 mA bedroeg. Het was echter nodig
een gelijkspanning van 1500 V aan de buis toe te voeren,
om deze te kunnen ontsteken. Aan de zijde der anode waren
achter de buis veranderlijke weerstanden van 85000 Q ge-
schakeld. De gloeikathode werd gevoed met 10 V wissel-
spanning, geleverd door een transformator; de gloeistroom
bedroeg 6 A. Om doorslag van de transformator te vermijden,
werd de kathode geaard. De buis moest na het ontsteken
steeds een half uur inbranden, voordat de spanning constant
werd.

De vensters zijn niet meer uit glas, doch uit aluminium ver-
vaardigd. De absorptiecoëfficiënten van beide materialen ver-
schillen weinig. Het bleek nu mogelijk vensters van 35 n
dikte aan te brengen — de dikte der glazen vensters, die
we bij de voorlopige metingen aan methyljodide in § 2a be-
schreven hebben, was 130 fx —; deze absorberen elk 12%
van de intensiteit der Röntgenstralen.

Het had geen zin, om van nog dunnere folies gebruik te
maken, want deze zouden dan — evenals bij K n o 11 en Von

Borries^'), die 7 fi dikke vensters voor electronen ge-
bruikten — door een fijn dradennet ondersteund moeten worden,
om te sterke doorbuiging te voorkomen, waardoor bij hen
64 7o van de intensiteit verloren ging.

Om de vensters te kunnen bevestigen, wordt eerst een
messing cylinder om het uiteinde van de ontladingsbuis ge-
schoven en met piceïne luchtdicht bevestigd. De hoogte van
deze cylinder is 1,6 cm. Hij heeft een bodem, waarin een
spleet van 2X10 mm^ is aangebracht; deze spleet staat
horizontaal. Tegen deze bodem wordt nu het aluminiumfolie
aangebracht; omdat dit groter is dan de bodem van de cylinder,
behoeven we daarbij slechts aan de buitenzijde van de cylinder
piceïne aan te brengen, zodat de spleet open blijft. De hoogte
van de cylinder is voldoende om te voorkomen, dat bij het
bevestigen van het aluminium de piceïne, waarmede aan het
andere uiteinde de cylinder aan de ontladingsbuis was be-
vestigd, gaat vloeien. Bij het ontgassen gebeurde het wel eens,
dat de ontlading, in plaats van naar de anode, rechtuit naar
het uittreedvenster ging; om te voorkomen, dat de cylinder
aldaar zo warm zou worden, dat de piceïne zou gaan vloeien,
werd deze met een ventilator gekoeld.

1.nbsp;een manometer. Een zijbuisje van de ontladingsbuis gaat
over in een gesloten kwikmanometer, waarop de druk in de
buis steeds afgelezen wordt. Op het kwik in het open been
is een laag olie met lage dampdruk aangebracht. Hierdoor
wordt voorkomen, dat het xenon in de buis verontreinigd
wordt door kwikdamp uit de manometer. De afgelezen druk
moet, in verband met het gewicht van de olie, steeds met
een bedrag van ongeveer 1 mm gecorrigeerd worden; dit be-
drag kan worden bepaald, wanneer de buis luchtledig is
gepompt.

2.nbsp;een koelvat. Een zijbuis boven de kathode gaat over in
een koelvat. Met behulp van vloeibare lucht kunnen we hier

al het xenon uit de buis laten stollen; daar de ontsteekspanning
bij afnemende druk daalt, kan hierdoor de buis gemakkelijk
ontstoken worden. En bij gebruik van vast koolzuur en aceton
stollen verontreinigingen als water en kwik, die nog in de
ontladingsbuis aanwezig kunnen zijn; bij al onze metingen
aan xenonontladingen is daarvan profijt getrokken.

3.nbsp;contactplaatsen aan de vensters. Het is van belang om,
bij alle gebruikte waarden van de gasdruk en van de stroom-
sterkte, niet alleen de totale spanning op de ontladingsbuis,
doch ook de gradiënt in de positieve zuil te leren kennen.

De vensters en de cyhnders, waarop ze bevestigd zijn,
kunnen voor deze meting gebruikt worden. Zij zijn electrisch
volkomen geïsoleerd en nemen derhalve de potentiaal aan van
het meest nabijgelegen punt van de ontlading, t.w. waar deze
in de zijbuizen naar de electroden afbuigt. Het potentiaal-
verschil tussen de vensters kan statisch gemeten worden; dit
verschil geeft de spanning tussen twee punten van de positieve
zuil op een afstand van 12 cm, en is dus 12 maal de gradiënt.
Deze gradiënt bedraagt enige V/cm. De meting verstoort de
ontlading niet, omdat de vensters, die als sonden dienst doen,
5 cm buiten de baan van de ontlading gelegen zijn, terwijl
er, dank zij de statische meetmethode, geen stroom tussen de
vensters gaat lopen. Als statisch meetinstrument gebruiken
we de electrometer, die in § 3 beschreven zal worden; deze
behoeft niet op de grootste gevoeligheid gebruikt te worden,
zodat een meting snel verloopt.

Het is gemakkelijker, om niet rechtstreeks de spanning
tussen beide vensters te meten, doch achtereenvolgens de
spanning tussen elk der vensters en aarde. Hierbij wordt tussen
het venster en de electrometer een veranderlijk gedeelte van
een anodebatterij geschakeld, om te bereiken, dat slechts
spanningen, kleiner dan 1,5 V, met de electrometer behoeven
te worden bepaald.

4.nbsp;een slede. De bak met koelwater is bevestigd op een
houten slede. Hierdoor kan de bak en daarmede de gehele
ontladingsbuis loodrecht op de richting van de Röntgenbundel

verschoven worden. Zodoende zijn we in staat de radiale
verdeling van de temperatuur in de positieve zuil te meten.
Om niet gedwongen te zijn, ook de difFusiepomp en het xenon-
reservoir op de slede te monteren, zijn in twee verticale ge-
deelten van de glazen buis daarheen, die in een loodvlak op
de schuifrichting van de slede liggen, draaibare, met apiëzon
afgedichte slijpstukken aangebracht. Doordat de slede slechts
over een afstand van 1 cm ~ de diameter van de ontladings-
buis — verschoven behoeft te worden, is een afstand van
18 cm tussen de verticale slijpstukken voldoende. Hierdoor
is het tevens mogelijk, de ontladingsbuis met slede en al
uit de Röntgenbundel te verwijderen, zonder lucht binnen
te laten.

De Röntgenstralen, die de ontladingsbuis en het loden
diafragma erachter doorlopen hebben, treden 2 cm achter
dat diafragma door een venster in de ionisatiekamer. Dit venster
bestaat uit 80 dik Röntgenglas. De glazen ionisatiekamer
is cylindervormig; diameter en lengte bedragen resp. 5 en
18 cm. De kamer is gevuld met 29 cm methyljodide. Deze
damp is gekozen om de volgende twee redenen:

1.nbsp;voor de vorming van een ionenpaar in methyljodide be-
hoeft slechts ongeveer 21 eV geabsorbeerd te worden
voor lucht is dit bedrag ongeveer 30 eV^®);

2.nbsp;de hoeveelheid in de ionisatiekamer geabsorbeerde energie
is bij gebruik van methyljodide groot in verband met
het hoge atoomnummer van jodium.

Op een afstand van 6 cm achter het intreedvenster komen de
Röntgenstralen tussen twee plaatvormige ijzeren electroden.
Deze staan op een afstand van 2 cm tegenover elkaar; hun
afmetingen zijn 1.5X4 cm^ Zij zijn bevestigd aan de toe-
voerdraden, die door het glas naar buiten leiden. De kamer
is door geaard messing omgeven.

De andere, ter compensatie dienende ionisatiekamer is
gelijk van constructie; alleen is de dikte van het intreed-

venster hier 270 ju, zoals reeds in § Ib bij de behandeling
van de spectrale samenstelling van beide Röntgenbundels ter
sprake is gekomen.

Van beide kamers wordt één electrode met behulp van
een anodebatterij op een constante potentiaal gebracht; deze
bedraagt 200 V bij de kamer achter de ontladingsbuis en
— 200 V bij de compensatie-kamer. De andere electroden
van beide kamers zijn met elkaar verbonden; hun potentiaal
bedraagt steeds ongeveer O V; deze potentiaal kan met een
electrometer nauwkeurig worden bepaald en de verandering
erin is een maat voor het verschil tussen de in beide kamers
optredende ionisatiestromen. Hoewel de sterkte van de ionisatie-
stroom niet merkbaar afhankelijk is van de waarde van de
potentiaal der met de anodebatterij verbonden electrode, moet
deze potentiaal toch constant zijn, omdat schommelingen erin
ook schommelingen in de potentiaal der met de electrometer
verbonden electrode ten gevolge hebben.

Door water van een temperatuur tussen 0° en 17° C om
een zijbuisje van de ionisatiekamer aan te brengen, kan de
druk van het methyljodide in de kamer gevariëerd worden,
zoals dat ook bij de in § 2a beschreven voorlopige buis het
geval was. Het bleek, dat de ionisatiestroom evenredig met
deze druk veranderde.

De ionisatiestroom in een kamer bedroeg gewoonlijk on-
geveer 4.10quot;^^ A; het verschil tussen de stromen in beide
kamers ongeveer 2.10—^® A.

De verbindingsdraden met de electrometer zijn door geaarde
messing buizen afgeschermd en daarin met behulp van door-
boorde schijfjes barnsteen opgehangen. Hun capaciteit is
ongeveer 100 cm; de capaciteit van de electrometer is in
vergelijking hiermede te verwaarlozen. Uit de genoemde
waarden van de capaciteit en van het verschil tussen beide
ionisatiestromen volgt, dat de met de electrometer te bepalen
verandering in potentiaal ongeveer 0,1 V/min bedroeg.

De electrometer is van een door dr. J. M. W. Milatz
voor het meten van ladingen ontworpen type, dat in het

Utrechtse laboratorium voor verschillende doeleinden wordt
gebruikt. Een aan een 2 X 5 cm lange draad opgehangen
aluminium vleugel is op een afstand van ongeveer 0,4 cm
tegenover twee cirkelvormige messing platen aangebracht.
De diameter dezer electrometerplaten bedraagt 2 cm; de
afstand tussen hun middelpunten 4 cm. De ophangdraad is
een bandje uit phosphorbrons met een doorsnede van 70 X 5 ;
voor dit materiaal is het product van richtkracht en lengte
bij deze afmetingen 0,8 dyne cm^/rad. Van boven is de draad
bevestigd aan een torsieknop, van onderen aan een veer.

Het geheel bevindt zich in een messing huis. In dit huis
zijn twee isolatoren uit barnsteen aangebracht, waar door-
heen de messing toevoerstaafjes naar de electrometerplaten
zijn geschroefd. Rondom dit barnsteen zijn messing schutringen
aangebracht, die op een constante potentiaal, ongeveer gelijk
aan die der electrometerplaten, worden gebracht.

Op de vleugel is een spiegeltje bevestigd; een hchtbundel
wordt hierdoor teruggekaatst.

Ons doel was het meten van de verandering in de poten-
tiaal der met elkaar verbonden electroden van de ionisatie-
kamers. Deze potentiaal, x, bleef binnen het gebied tussen
0,5 V. De electroden waren verbonden met één der electro-
meterplaten; de andere was, evenals de schutringen, geaard.
De vleugel, de ophangdraad en het messing huis werden
met behulp van een anodebatterij op een constante potentiaal,
V. gebracht.

Bij toenemende V stijgen de insteltijd en de spannings-
gevoeligheid van het instrument; die gevoeligheid is de ver-
andering in de afbuiging van de gereflecteerde lichtbundel,
uitgedrukt in rad, die door een toename van x van O tot 1 V
wordt teweeggebracht. De Igdingsgevoeligheid is hiermee
evenredig, omdat de totale capaciteit van de electrometer en
de verbindingsdraden met de ionisatiekamers nauwelijks ver-
andert. Wanneer V ten slotte een waarde Vq bereikt, die
bepaald wordt door

wordt de electrometer labiel, d.w.z. dat bij elke uitwendige
stoornis de vleugel tegen een electrometerplaat stuit, terwijl
de potentiaal .r = 0. In bovenstaande formule is:
a = Vsji maal de oppervlakte van elk der electrometerplaten;

= de richtkracht van de opfiangdraad;
d = de afstand van de electrometerplaten tot de vleugel, als
x = 0;

Vo bedroeg bij ons ongeveer 45 V; wij plachten de electro-
meter te gebruiken bij een waarde van V, die ongeveer
3 V lager was. De insteltijd bedroeg dan enige sec en de
gevoeligheid ongeveer 0,02 rad/V. De uitslag van de electro-
meter was bij de gebruikte waarden van x een lineaire
functie van x.

Het zwaartepunt van vleugel en spiegeltje ligt niet precies
in de ophangdraad. De invloed hiervan is slechts die van
een enigszins gewijzigde waarde van de richtkracht. Om te
bereiken, dat bij x = O de afstanden van beide electrometer-
platen tot de vleugel gelijk zijn, is het voldoende, om de
drie stelschroeven — en eventueel de torsieknop — zo in
te stellen, dat de uitslag van de electrometer, terwijl beide
electrometerplaten geaard zijn, onafhankelijk van de waarde
van V is. Een eenvoudige berekening leert namelijk, dat,
wanneer er bij V=r0 en x=0 een verschil tussen de af-
standen van beide electrometerplaten tot de vleugel bestaat,
dit verschil ongeveer even sterk bij toenemende V zal stijgen,
als de gevoehgheid van de electrometer. In de practijk is
het voldoende, wanneer één stelschroef opnieuw wordt in-
gesteld, zodra het blijkt, dat de uitslag voor x = O bij de
gebruikte waarde van V veranderd is. Bij zulk een opnieuw
instellen verandert de gevoeligheid van de electrometer niet.

werden de schommelingen in de uitslag, die het gevolg van
luchtstromingen zijn, beperkt tot een bedrag, dat overeenkomt
met de uitslag voor x = 0,01 V. En stoten in de uitslag,
die veroorzaakt werden door dreuningen van het laboratorium,
verdwenen, toen het instrument geplaatst werd op een zware
stenen plaat, die op een opgepompte binnenband van een
rijwiel rustte.

De uitslag van de electrometer werd geregistreerd; de
afstand van het spiegeltje tot de registreertrommel bedroeg
215 cm.

We zullen in hoofdstuk III, § 5 zien, dat de nauwkeurig-
heid onzer metingen in hoofdzaak begrensd wordt door de
schommelingen in de intensiteit van de Röntgenbuis; het
bedrag van de spreiding in de te meten hellingen, die hiervan
het gevolg is, komt overeen met de helling, veroorzaakt
door een verandering van 0,05 V/min in de potentiaal x.
Wij registreerden de te meten hellingen gedurende ongeveer
1 min; omdat voor een verandering in x van 0,05 V de
uitslag van de lijn op het registrogram ongeveer 0,2 cm be-
droeg, had het geen zin de gevoeligheid met behulp van een
relais te vergroten.

De ontladingsbuis met slede wordt met behulp van de in
het vorige hoofdstuk, § 2c, 4. besproken slijpstukken ter
zijde geplaatst. Vervolgens wordt met een fluorescentiescherm
gecontroleerd, of de door het loden diafragma voor de ionisatie-
kamer doorgelaten Röntgenbundel op het intreedvenster terecht
komt. Omgekeerd kunnen wij verifiëren, of een lichtbundel,
afkomstig van een lampje, dat achter de ionisatiekamer ge-
plaatst is, door de glazen achterwand van die kamer, het
glazen intreedvenster en het loden diafragma, het uittreed-
venster van de Röntgenbuis treft. Vervolgens wordt de ont-
ladingsbuis, die nog niet voorzien is van de aluminium vensters,
met de slede ongeveer op de juiste plaats quot;gebracht en daarna
weer de controles uitgevoerd. Ten einde ervoor te kunnen
zorgen, dat de bundels ongeveer de as van de buis doorlopen,
is het vaste gedeelte van de slede, die op drie stelschroeven
staat, draaibaar om een verticale as.

Hierna kunnen de messing cylinders op de in hoofdstuk II,
§ 2b beschreven wijze aangebracht worden; met behulp van
bovengenoemde controles kan, door tevens de slede te ver-
schuiven, nagegaan worden, of de spleten in de bodem der
cylinders juist staan. De slede moet over een voldoende af-
stand verschuifbaar zijn, zonder dat daarbij de bundels de

zijranden der spleten raken; wanneer dit nog niet het geval
is, moet de slede nog iets om de verticale as draaien. Op
deze wijze blijkt tevens, bij welke stand van de slede de
bundels de as van de buis doorlopen.

Vervolgens kunnen de aluminium vensters aangebracht
worden. De fluorescentie bij het loden diafragma wordt nu
te zwak, zodat de definitieve instelling moet geschieden, door
met behulp van de electrometer de ionisatiestroom, die de
Röntgenstralen in de ionisatiekamer opwekken, waar te nemen.

Het blijkt mogelijk zo in te stellen, dat bij verschuiven
der slede over een afstand van 8 mm de schommeling in de
doorgelaten intensiteit niet meer dan 10quot;/o bedraagt. De
oorzaken van deze schommeling zijn:

1.nbsp;de doorsnede van het werkzame deel van de Röntgen-
bundel bedraagt bij het loden diafragma, dus nabij het
achtervenster van de buis, 1 mm;

3.nbsp;door onvolmaakt instellen raakt de Röntgenbundel de
randen der spleten in de bodem der messing cylinders
eerder dan in het ideale geval noodzakelijk ware;

Nadat de vensters aangebracht waren, werd de ontladings-
buis luchtledig gepompt. Hierbij was rondom het koelvat
nabij de difl'usiepomp vloeibare lucht aangebracht. Met be-
hulp van een tussen koelvat en pomp aanwezige kenometer
kon het bereikte vacuum worden gecontroleerd. Dit pompen
werd voortgezet, terwijl door de gloeidraad een stroom ging,

Vervolgens werd enige mm xenon in de buis gelaten, zodat
deze ontstoken kon worden. We lieten de ondading enige
tijd aan staan, ervoor zorg dragend, dat stroomsterkte en
warmteproductie groter waren, dan later bij de metingen het

geval zou zijn. De buis werd dan weer ledig gepompt, totdat
de ondading uit ging. Dit proces werd enige malen herhaald,
waarna zoveel xenon werd binnen gelaten, dat de gewenste
druk, gewoonlijk enige cm, werd bereikt.

Het ontgassen diende om een reproduceerbare karakteristiek
van de ontlading te verkrijgen. Daar de aanwezige veront-
reinigingen, die niet in het bij elke meting door vast koolzuur
en aceton omgeven koelvat stolden, een veel lager atoom-
nummer hadden dan xenon, hadden zij geen invloed op de
absorptie der Röntgenstralen. Door de aanwezigheid van
piceïne voor de bevestiging der vensters en van de bak met
koelwater was het onmogelijk de gehele ondadingsbuis tijdens
het ontgassen anders dan door een ontlading te verwarmen.

Wanneer de ontladingsbuis met de gewenste hoeveelheid
xenon was gevuld, kon er met behulp van het loden scherm
in de compenserende Röntgenbundel voor worden gezorgd,
dat de in beide ionisatiekamers opgewekte stroomsterkten
ongeveer gelijk waren.

Door de primaire spanning te variëren, kon worden na-
gegaan, of compensatie aanwezig bleef, m.a.w. of gebruik
van de fotocel noodzakelijk was. Dit was met name bij lage
waarden van de druk in de ontladingsbuis het geval; bij hogere
waarden werd het verschil in spectrale samenstelling tussen
beide Röntgenbundels kleiner. We zullen in dit hoofdstuk
de eventuele aanwezigheid van een door de cel geleverde
constante stroom niet steeds weer vermelden, omdat het voor
de nu volgende beschouwingen van generlei belang is, of
die stroom in de cel of in de ionisatiekamer opgewekt is.

We zullen deze achtereenvolgens behandelen en daarna
nog bespreken, hoe elk registrogram van tijdmerken werd
voorzien.

Het doel van de dichtheidsijking is, om de functie te be-
palen, die het verband aangeeft tussen de helling van de
lijn op het registrogram — deze komt overeen met het ver-
schil tussen de in beide ionisatiekamers opgewekte stromen —
en de dichtheid van het xenon, dat de Röntgenstralen in de
ontladingbuis passeren. Hierbij. doorhep de Röntgenbundel
de as van de ontladingsbuis, terwijl de ontlading uitge-
schakeld was.

De helhng op het registrogram moet worden verminderd
met een eventueel aanwezige helling van de lijn, die op het
registrogram zou zijn ontstaan, indien er geen ionisatiestroom
geweest ware. Het verschil tussen beide hellingen kan
rechtstreeks op het registrogram worden gemeten, zoals we
in § 3d zullen zien.

De dichtheid, N, van het xenon kan met behulp van de
betrekking (1) uit hoofdstuk I, § 3 worden berekend, omdat
de temperatuur, T, van het gas in de buis die van het koel-
water was en dus op een thermometer kon worden afgelezen,
terwijl de druk, p, op de in hoofdstuk II, § 2 c, 1. besproken
manometer afgelezen werd. T bedroeg gewoonlijk 283° K.

Om twee punten van de verlangde functie te leren kennen,
registreerden we de helling steeds enige malen, zowel
zonder als met vloeibare lucht rondom het in hoofdstuk II,
§ 2c, 2. besproken koelvat; p bedroeg hierbij resp. enige en
nul cm. Het stollen en het verdampen van het xenon ver-
liep te snel, om ook bij tussengelegen waarden van p de
helling nauwkeurig te kunnen registreren en de daarbij be-
horende druk te kunnen aflezen. Wel zouden zulke waarden
van p bereikt kunnen worden, door de kraan naar de pomp
te openen; het bleek echter, dat hierdoor de instelling van
de ontladingsbuis veelal bedorven werd.

Dank zij de volgende beschouwing is het toch mogelijk,
om het gedrag van de verlangde functie te leren kennen.
De bij een meetserie optredende hellingen lopen zo weinig
uiteen, dat in het daarbij benodigde gebied de verlangde
functie niet merkbaar van een rechte lijn afwijkt. Het verschil
tussen de uiterste waarden van p in dit gebied bedraagt
slechts enige mm. Een punt van dit rechtlijnige gedeelte is
steeds bekend, n.l. het punt, dat bepaald wordt door helling
en dichtheid zonder dat vloeibare lucht om het koelvat is
aangebracht; we moeten dus nog alleen de helling van de
rechte leren kennen. Hiertoe maken we gebruik van de bij
elke meetserie geregistreerde hellingen, die door beide ionisatie-
kamers afzonderlijk worden veroorzaakt. Deze verschaffen
ons het bedrag, dat bij de beide hellingen, die bij twee ge-
meten punten der verlangde functie behoren, moet worden
opgeteld, om te verkrijgen, dat hun verhouding de niet door
het xenon geabsorbeerde fractie van de intensiteit der Röntgen-
stralen aangeeft. Voor de verschillende meetseries is de loga-
rithme van de zo juist genoemde fractie dus bekend, evenals
de druk, of de daarmede evenredige dichtheid van het xenon,
aanwezig als er geen vloeibare lucht is aangebracht; de punten.

De relatieve doorlating van Röntgenstralen, ƒ, door xenon in een 22 cm
lange buis, als functie van de druk, p.

die het verband hiertussen aangeven, zijn in flg. 6 in een
grafische voorstelhng verenigd. Het bhjkt, dat zij op een
kromme hjn hggen. Wanneer de Röntgenbundel monochro-
matisch zou zijn, zou deze lijn recht moeten zijn. Uit deze
lijn kan nu voor elke meetreeks tussen de uiterste daarbij
voorkomende waarden der dichtheid de verlangde functie
worden bepaald; zoals reeds opgemerkt is, wijkt deze daar-
tussen niet merkbaar van een rechte lijn af.

Het feit, dat de punten in fig. 6 op een kromme liggen,
rechtvaardigt de bij de zo juist gegeven beschouwing stil-
zwijgend gemaakte onderstellingen aangaande de lineariteit
van de werking van ionisatiekamers en electrometer.

Om bij ongeveer gelijk blijvende druk de temperatuur in
de as van de positieve zuil als functie van de stroomsterkte
te meten, werd bij een aantal waarden van de stroomsterkte
telkens enige malen de daarbij behorende helling op het
registrogram bepaald — evenals in § 3a verminderd met de
helling, die zonder ionisatiestroom eventueel zou zijn ontstaan ^—
en tevens de druk op de manometer afgelezen. Deze laatste
stijgt ongeveer 1 mm, wanneer de stroomsterkte in onze af-
gesloten buis met 100 mA toeneemt. Uit de geregistreerde
helhng volgt met behulp van de dichtheidsijking de dichtheid
van het gas; het quotiënt van druk en dichtheid levert de
temperatuur.

Het bleek, dat bij toenemende stroomsterkte de tijd, be-
nodigd voor het inbranden, korter was, dan bij afnemende;
we hebben derhalve meestal de eerste methode verkozen.
We variëerden de stroomsterkte ongeveer van 12 tot 120
mA; bij hogere waarden zou kans op verontreiniging van
het gas bestaan. Na afloop van elke meetserie werd op de
in hoofdstuk II, § 2c, 3. besproken wijze bij de gebruikte
waarden van de stroomsterkte de gradiënt bepaald. Het pro-
duct van beide grootheden levert de energieproductie per
eenheid van lengte in de positieve zuil.

In § 3a is beschreven, hoe de dichtheidsijking bepaald
kan worden uit registraties bij twee waarden van de druk.
De tijd, nodig voor die registraties bedroeg totaal ongeveer
40 min; dit gold ook voor de metingen als functie van de
stroomsterkte. Om tijdverlies voor het inbranden te voor-
komen, werd tussen deze beide veelal een meting als functie
van de straal gedaan; hierdoor verliep dan tussen de meting
als functie van de stroomsterkte en de dichtheidsijking ongeveer
IV2 uur. We hebben in § 3a gezien, dat het van de dicht-
heidsijking gebruikte deel een rechte lijn is; de helling daarvan
kon met groote nauwkeurigheid met behulp van fig. 6 worden
bepaald. De rechte moest getrokken worden door een punt,
bepaald door een bekende helling op het registrogram en
een bekende druk. Het bleek verstandiger, om, in verband
met de mogelijkheid van geringe veranderingen van mechanische
aard gedurende het tijdsverloop tussen meting en ijking,
hiervoor niet de helling en de druk, die bij de dichtheids-
ijking, zonder dat vloeibare lucht was aangebracht, optraden,
te nemen, doch de helling en de druk, die we vinden, door
de voor deze grootheden als functie van de stroomsterkte
bepaalde krommen naar de stroomsterkte nul te extrapoleren.
Deze waarde van de druk komt overeen met de druk, die
in de buis heerst, wanneer de gloeidraad wel, doch de ont-
lading niet ontstoken is. Om lange wachttijden voor inbranden
tijdens het registreren te voorkomen, moet aan extrapolatie
de voorkeur boven rechtstreekse registratie worden gegeven.
Omdat het gedeelte van de buis, dat de Röntgenstralen door-
liepen, omgeven is met koelwater, bedraagt de bij het door
extrapolatie verkregen punt behorende temperatuur 283° K.

Om in een ontlading, bij bekende druk en stroomsterkte,
de radiale verdeling van de temperatuur te meten, werd bij
verschillende standen van de in hoofdstuk II, § 2c, 4. be-
schreven slede de helling op het registrogram bepaald _

stroom eventueel zou zijn ontstaan. Hieruit volgt weer met
behulp van de dichtheidsijking de dichtheid, dus de temperatuur
van het gas.

De afstand tussen de gebruikte standen van de slede be-
droeg 0,5 mm; om een systematische invloed van een eventuele
mechanische stoornis tijdens de registraties te ontgaan, werden
zij in een willekeurige volgorde afgewerkt. Wel werd steeds
na ongeveer vier standen naar de as van de buis terug-
gekeerd, om voor een eventuele verandering van de helling
in die stand te kunnen corrigeren. In een grafische voorstelling
werden de aldus gevonden hellingen als functie van de stand
der slede aangegeven; door deze punten werd een kromme
getrokken.

Om dezelfde redenen als in § 3b bij de metingen als
functie van de stroomsterkte, treedt ook nu de moeilijkheid
op, dat we van het benodigde rechtlijnige gedeelte van de
dichtheidsijking wel, met behulp van fig. 6, nauwkeurig de
helling kennen, doch niet een punt, waardoor de rechte ge-
trokken worden moet. We hebben nu gebruik gemaakt van
het feit, dat uit de metingen als functie van de stroomsterkte
de temperatuur in de as van de ontlading al bekend is. Uit
deze temperatuur en de bekende druk volgt de dichtheid
aldaar en deze levert, te zamen met de op het registrogram
voor de as van de buis gevonden helling, een punt, waardoor
de rechte getrokken worden kan.

Zoals we in § 1 reeds gezien hebben, zijn, ook als de ont-
lading uitgeschakeld is, de hellingen op het registrogram,
wanneer de slede verschoven wordt, niet constant. Deze
hellingen zijn daarom bij elke meting als functie van de
straal mede geregistreerd. Door ze te vermeerderen met het
bedrag, dat we vinden uit de registratie der hellingen, ver-
oorzaakt door beide ionisatiekamers afzonderlijk — van het-
zelfde bedrag maakten we in § 3a gebruik om tot de juiste
gedaante van de dichtheidsijking te komen —, kunnen we
voor elke stand der slede de verhouding vinden tussen de
doorlating voor Röntgenstralen in deze stand en die in de

centrale stand. Door nu de hellingen, gevonden bij ontstoken
ontlading, eerst eveneens met hetzelfde bedrag te vermeerderen,
vervolgens door de gevonden verhouding te delen en ten
slotte weer met hetzelfde bedrag te verminderen, is de in-
vloed van de in § 1 genoemde geometrische oorzaken, waaraan
het verloop van de helling bij verschuiven der slede te wijten
is, in rekening gebracht; we behoeven daarna slechts op de
in het begin van deze paragraaf geschetste wijze met de in
de centrale stand bepaalde dichtheidsijking verder te werken.

Zoals reeds in § 3 a, b en c ter sprake is gekomen, moeten
we steeds het verschil meten tussen de helling van de ge-
registreerde lijn en de helling van de lijn, die zonder ionisatie-
stroom eventueel zou zijn ontstaan; deze laatste nullijn is
bekend, doordat voor en na elke registratie beide electro-
meterplaten geaard werden en we de daarbij geregistreerde
nullijnen kunnen verbinden. Om dit verschil gemakkelijk te
kunnen meten, is op enige afstand van de spleet van de
trommel een lampje geplaatst, dat met regelmatige tussen-
pozen van 24 sec opflikkerde. Hierdoor ontstaan op onder-
linge afstanden van 3,5 mm evenwijdige rechte lijnen dwars
over het registrogram. Op twee zulke lijnen, 10,5 mm uiteen
gelegen, wordt nu de afstand tussen de snijpunten van de
geregistreerde lijn en van de op het registrogram getrokken
nullijn met de dwarslijn gemeten; het verschil tussen deze
afstanden is evenredig met het te bepalen verschil tussen
beide hellingen. We drukken dit verschil uit in hellingseen-
heden (h.e.) en noemen het 1 h.e., wanneer de afstanden op
beide dwarslijnen 1 cm verschillen.

Om te verkrijgen dat het lampje regelmatig flikkerde, is
gebruik gemaakt van een neonlamp en van een condensator
van 4 jup. Deze werd door een anodebatterij van 200 V
over een weerstand van 5 MQ opgeladen; telkens wanneer
de spanning op de condensator 120 V was geworden, kon
hij zich over de neonlamp en een daarachter geschakeld relais

ontladen. Het relais sloot hierbij even de stroomkring, waarin
het flikkerende lampje was opgenomen. De schommeling in
de tijd tussen twee opeenvolgende flikkeringen bedroeg 2,5 %;
de hierdoor veroorzaakte onnauwkeurigheid in de gemeten
hellingen heeft geen invloed op de resultaten der metingen.

Bij de bepaling der temperatuur in de ontladingsbuis volgens
de methode, die in § 3 b en c is aangegeven, is nog ver-
zuimd om rekening te houden met het feit, dat de ontlading
slechts tussen beide zijbuizen aanwezig is, terwijl bij de dicht-
heidsijking de druk in de gehele buis gevariëerd wordt.

De beide uiteinden tussen zijbuis en venster zijn grotendeels
door het koelwater omgeven, zodat de temperatuur van de
wand daar 283° K bedraagt. Om nu een indruk over het
verloop van de temperatuur in deze uiteinden te krijgen, is
allereerst de temperatuur, 0, berekend in een holle cylinder
met een straal van 0,5 cm en een hoogte van 5 cm, wanneer
gegeven is, dat de temperatuur van mantel en grondvlak nul
is, terwijl die van het bovenvlak

bedraagt, waarin r de straal voorstelt. Dit parabolische ver-
loop van de temperatuur in het bovenvlak wordt gerecht-
vaardigd door de resultaten onzer metingen van de temperatuur
in de ontlading als functie van de straal. De berekening van
© geschiedt met behulp van Besselse functies Het
resultaat is, dat de daling der temperatuur tot het bedrag
0 = 0,1 van het centrum van het bovenvlak uit langs de as
van de cylinder enige malen sneller verloopt dan langs de
straal. Hieruit volgt, dat het verloop van de temperatuur
van het gas, dat de Röntgenbundel doorloopt, in de voor-
naamste plaats bepaald wordt door radiale structuur van de
ontlading ter plaatse van de zijbuizen. Deze structuur is uit
de resultaten van onze, nog niet definitief gecorrigeerde,

metingen in voldoende mate bekend, om te kunnen vaststellen,
dat juiste resultaten te verwachten zijn, wanneer we onder-
stellen, dat het gas over een lengte van 12,35 cm de in de
ontlading heersende temperatuur heeft, en dat de temperatuur
over de overblijvende lengte van 9,65 cm 283° K bedraagt.
De onzekerheid in deze lengten is 0,15 cm. Bij de in
§ 3 b en c aangegeven methode, om de temperatuur in de
ontlading te bepalen, hebben we voor deze lengten ten on-
rechte waarden van resp. 22 en O cm genomen. Om van de
aldus bepaalde waarden der temperatuur, T', over te gaan
op de juiste, T, hebben we steeds gebruik gemaakt van de
betrekking:

Door enige malen achtereen de gebruikelijke hoeveelheid
Röntgenstralen op beide ionisatiekamers te laten vallen en
het verschil tussen de opgewekte ionisatiestromen te registreren,
bleek, dat de gemiddelde afwijking der aldus geregistreerde
heUingen van hun gemiddelde 0,25 h.e. bedroeg. Dit bedrag
klopt met de in hoofdstuk II, § la vermelde schommelingen
van 3 7o io de intensiteit der Röntgenstralen. Wanneer we
de ionisatiekamers niet met de Röntgenbuis, doch met een
radioactief thorium-preparaat bestraalden, bedroeg de ge-
middelde afwijking in overigens gelijke omstandigheden slechts
0,08 h.e. Bij onze metingen is de onnauwkeurigheid in de
geregistreerde hellingen dus niet aan de ionisatiekamers en de
electrometer, doch aan de Röntgenbuis te wijten.

Bij de in § 3b beschreven metingen als functie van de
stroomsterkte werd de kromme, die het verband tussen de
geregistreerde helling en de stroomsterkte aangaf, door ongeveer
17 gemeten punten getrokken; hierdoor werd de onnauw-
keurigheid in de punten dezer kromme 0,062 h.e.

Bij de dichtheidsijking werden bij beide drukken ongeveer
10 helhngen geregistreerd. Hierdoor lag, mede dank zij het
trekken der kromme in fig. 6, de helling van het gebruikte
rechtlijnige gedeelte van de dichtheidsijking zo nauwkeurig
vast, dat de onzekerheid daarin geen invloed had in ver-
gelijking met de onnauwkeurigheid in het punt, waardoor dit
rechte gedeelte getrokken was. Dit was bij de metingen als
functie van de stroomsterkte een geëxtrapoleerd punt van de
kromme, die het verband tussen de geregistreerde heUing en
de stroomsterkte aangaf; de onnauwkeurigheid daarin bedroeg
dus 0,062 h.e. en die in het gebruikte deel der dichtheids-
ijking eveneens.

Om de temperatuur te vinden werden dus twee lijnen ge-
bruikt, die beide een onnauwkeurigheid van 0,062 h.e. ver-
toonden ; de totale hierdoor veroorzaakte onzekerheid bedroeg
0,088 h.e. In hoofdstuk V, § 1 zullen zes dergelijke metingen
als functie van de stroomsterkte op elkaar betrokken worden
(zie de figg. 11 en 12). De veranderingen, die de rechtstreeks
gemeten waarden der temperatuur daarbij ondergaan, liggen
binnen het bedrag, dat overeenkomt met 0,088 h.e. Door
die metingen met elkaar in verband te brengen, daalt de
onnauwkeurigheid tot 0,039 h.e. In de volgende tabel is in
kolom (a) de daarmede overeenkomende onnauwkeurigheid
in de temperatuur, T, voor verschillende waarden van de
druk, p, en van de stroomsterkte, i, aangegeven.

Hierbij komt nog wegens 0,1 mm onzekerheid in de op
de manometer afgelezen druk het in kolom (b) aangegeven

bedrag en wegens de in § 4 vermelde onzekerheid van
0,15 cm in de, bij de correctie voor de uiteinden gebruikte,
werkzame lengte der ontlading het bedrag in kolom (c). De
totale onnauwkeurigheid, AT, is hieruit berekend en in de
laatste kolom van de tabel vermeld.

Op overeenkomstige wijze blijkt, dat bij de in § 3c be-
schreven metingen als functie van de straal de onnauwkeurig-
heid 2,5 X zo groot is als die bij de metingen als functie
van de stroomsterkte; dit komt, doordat we daarbij ook van
een gemeten kromme bij uitgeschakelde buis gebruik moeten
maken en doordat geen metingen bij verschillende druk op
elkaar betrokken kunnen worden.

Een schatting van de fout, veroorzaakt door het feit, dat
het loden diafragma achter de ontladingsbuis een diameter
van 1 mm heeft, terwijl de standen der slede, waarbij ge-
meten werd, 0,5 mm uiteen liggen, leert, dat die fout steeds
kleiner dan 0,3 % van T is en dus geen invloed op de resul-
taten der metingen heeft.

We hebben bij onze metingen de druk slechts gevariëerd
tussen 13 en 40 mm. Bij lagere druk zouden de te meten
wijzigingen der absorptie bij verandering van stroomsterkte
of straal de meetfout van 0,25 h.e. nauwelijks meer over-
schrijden, terwijl bij hogere druk de helling van het te ge-
bruiken rechtlijnige gedeelte der dichtheidsijking zo gering
zou worden, dat de onnauwkeurigheid van 0,039 h.e. een te
grote onzekerheid in de met behulp dier ijking bepaalde
dichtheid en temperatuur zou veroorzaken. Dit laatste is een
gevolg van het feit, dat bij hoge druk slechts de harde Rönt-
genstralen, waarvan de intensiteit nauwelijks van de dichtheid
afhangt, de ionisatiekamer bereiken; dit effect kwam reeds
tot uiting in de kromming der lijn in fig. 6.

Bij de gebruikte golflengte der Röntgenstralen, 1,54 A, zijn
kwik en xenon de enige gassen, waarvoor resultaten der
methode verwacht kunnen worden, zoals al in hoofdstuk II,
§ 2b ter sprake kwam. Voor krypton en argon is de absorptie-
coëfüciënt resp. 7 en 11 maal zo klein als voor xenon. Men

zou, om voor deze gassen een goed meetbare absorptie te
verkrijgen, van Röntgenstralen van ongeveer 3,5 A gebruik
kunnen maken. Ook de vensters zouden dan een grotere
fractie der intensiteit absorberen; dit kan gecompenseerd worden
door een Röntgenbuis, die een hogere intensiteit levert, te
gebruiken. Voor lichtere gassen is de absorptiecoëfüciënt zo
klein, dat geen resultaat van de methode te verwachten is.

Bij voorlopige metingen is gebruik gemaakt van xenon,
dat met stikstof verontreinigd was. Wanneer we met behulp
van vloeibare lucht het xenon in het koelvat lieten stollen,
bleek dit uit de kleur der ontlading en doordat de druk slechts
tot 1,8 mm daalde. Het lag voor de hand, om van de aan-
wezigheid van stikstof gebruik te maken, door te trachten
de temperatuur in de ontlading te bepalen uit metingen der
intensiteit van het uitgezonden stikstofspectrum. Hierbij kon
gebruik gemaakt worden van rotatielijnen in één band, zoals
in hoofdstuk I, § 2b aangegeven is. Een gelijktijdige meting
der absorptie van Röntgenstralen door het in de ontlading
aanwezige xenon zou een rechtstreekse vergelijking van beide
methoden mogelijk maken. We hebben de totale druk in de
buis hierbij niet hoger dan 7,1 mm genomen, omdat dan de
intensiteit der voor de meting geschikte tweede positieve
groep van het stikstofspectrum te gering werd.

Omdat de uiteinden van de ontladingsbuis met aluminium
vensters afgesloten waren, konden we het spectrum van de
positieve zuil slechts van terzijde bekijken, en wel alleen van
boven, in verband met de aanwezigheid van de metalen bak
met koelwater rondom de buis. Met behulp van een spiegel
boven de buis en een lens, werd de zuil nu op de spleet

van een grote Fuess-spectrograaf met glazen prisma afge-
beeld. Door de kromming van de wand van de buis — de
dikte van de wand was 1 mm en de diameter van de buis
10 mm — en door het kabbelen van het koelwater was dit
beeld niet zo scherp, dat een optische meting van de radiale
verdeling van de temperatuur mogelijk was. Omdat de emissie
van het hcht in het centrum van de buis het sterkst was,
behoorde de optisch bepaalde temperatuur slechts weinig
lager te zijn dan de temperatuur van het gas aldaar.

We hebben de relatieve intensiteiten der lijnen met rotatie-
quantumgetal ;= 17 t/m 29 van de R-tak van de band bij
4059 A gemeten. Deze lijnen waren voldoende opgelost en
ze werden niet door xenonlijnen gestoord. We hebben steeds
de oppervlakte-intensiteiten der rotatielijnen met behulp van
het toestel van Wouda quot;) gemeten; de tripletstructuur der
lijnen was niet opgelost. We gebruikten Ilford Special Rapid
Plates; zwartingsmerken werden met behulp van een geijkte
trapverzwakker gefotografeerd. Druk, stroomsterkte en spanning
bedroegen resp. 7,1 mm, 155 mA en 900 V; de belichtings-
tijd was ongeveer 4 uur.

Bij de berekening der temperatuur, T, pleegt men de ge-
meten intensiteiten der rotatielijnen, Ij, gedeeld door;, loga-
rithmisch uit te zetten tegen 7 (/ 1); hierbij ontstaan dan
rechten, waarvan de helling omgekeerd evenredig met Tis quot;) ®
De evenredigheidsfactor bevat het traagheidsmoment van het
molecule. Hiervoor moet bij gasontladingen bij lage druk
de waarde voor de grondtoestand genomen worden, omdat
het aantal botsingen tussen de moleculen slechts in deze toe-
stand groot genoeg is om te kunnen verwachten, dat een
Boltzmannse verdeling over de rotatieniveau's tot stand
komt. Zoals reeds in hoofdstuk I, § 2b uiteengezet is, blijft
deze verdeling bij de aanslag naar het bovenniveau van de
beschouwde band gehandhaafd, onafhankelijk van de aard
van de aanslag. We hebben de waarde van het traagheids-
moment ontleend aan Jevons

bij ons enigszins gekromd. Een schatting der temperatuur
leverde een waarde van ongeveer 3000° K. Bij een zo hoge
temperatuur moet rekening gehouden worden met het feit,
dat met elke i^-lijn de P-lijn, waarvan ƒ 14 hoger is, samen-
valt. Ook Haringhuizen heeft hiervoor moeten corrigeren,
hoewel bij hem de temperatuur nog niet zo hoog was, dat
gekromde lijnen ontstonden. We hebben nu met behulp der
theoretische formules bij verschillende temperaturen de som
der intensiteiten van de i?-lijnen en de hiermede samenvallende
P-lijnen, Ij, als functie van het quantumgetal j van de
/^-lijnen berekend. Hierbij blijkt, dat bij de gebruikte rotatie-
lijnen ongeveer 45 % der intensiteit van de P-tak afkomstig

is. Wanpeer we nu log -j- als functie van y (7 1) uitzetten,
ontstaan weer gekromde lijnen.

De som, Ij, van de relatieve intensiteiten van de i?-lijn met rotatie-quantum-
getal j en van de daarmee samenvallende P-lijn, gedeeld door j 6, als
functie van (j 6) {j 7).

uitzetten, worden deze lijnen recht, wanneer T tussen 1500°
en 4000° K ligt. Het bedrag der verhoging van j, zes, is

in overeenstemming met de vermelde bijdrage der P-lijnen
tot de totale intensiteit gekozen. De helling van de rechten,
die we aldus verkrijgen, is nu een bekende maat voor de
temperatuur.

Uit flg. 7 blijkt, dat ook de gemeten intensiteiten bij deze
manier van uitzetten bevredigende rechten leveren. Uit de
helling ervan volgt bij twee metingen resp. T = 3190° en
r=3250° K.

In § 3 zullen we zien, dat metingen met behulp van Röntgen-
stralen in dezelfde ontlading tot een resultaat van slechts
690° ± 130° K leiden.

Om ook gegevens over de verdehng der intensiteit in de
kop van de band te krijgen, werden enige opnamen gemaakt
bij een zo brede spleet van de spectrograaf, dat de breedte
van het spleetbeeld op de plaat, volgens de dispersiekromme
bij 4000 A, overeenkwam met 40 cm^Op elk punt van
de plaat kwamen dus stralen uit verschillende delen van de
spleet samen, die een 40 cm~^ breed frequentiegebied vulden.
Voor een aantal punten werd nu de som der intensiteiten
uit dit frequentiegebied als functie van T berekend. Hiervoor
kozen we vanaf de kop resp. de punten a) bij 24650 cm^^,
b) bij 24685 cm-i, c) bij 24752 cm^i en d) bij 24820 cm-\

Een meting van de verhouding der intensiteiten in twee
van deze punten leverde nu een bepaling der temperatuur.
De metingen gaven voor deze verhoudingen de volgende
resultaten:

wijkt dus sterker af van het bedrag, dat berekend werd bij
de met behulp van Röntgenstralen bepaalde temperatuur, naar-
mate we ons verder van de kop verwijderen. De experimen-
tele verhouding voor c : d levert een temperatuur van 3020° K.
Deze waarde is nog iets lager dan de 3220° uit de opgeloste
rotatielijnen, die dan ook van nog hogere rotatieniveau's uit-
gingen. Bij zo hoge experimentele temperaturen worden de
punten a) en b) door de vorige band gestoord. Toch vinden
we ook daar reeds de te zwak afnemende bezetting der hogere
niveau's.

Ook Langstroth®'') vond deze relatief te sterke bezetting
der hoge niveau's, wanneer de electronen, die de stikstof banden
aansloegen, slechts weinig meer dan de daartoe nodige energie
hadden. In onze ontlading met de vrij hoge xenondruk is dit
laatste zeker het geval. Onze afwijkingen zijn echter nog
groter dan die bij Langstroth.

In hoofdstuk V, § 3 zullen we zien, dat optische metingen
der temperatuur aan de wand van een stikstofontlading ook
tot te hoge resultaten leidden.

De te sterke bezetting der hogere rotatieniveau's kan ook
een rol gespeeld hebben bij de metingen van van Wijk®^)
aan stikstof tussen twee wanden van ongelijke temperatuur.
Ook hij vond bij grotere j een hogere temperatuur dan bij
kleinere j; hij onderstelde daarom, dat de accommodatiecoëffi-
ciënt bij toenemende j daalt.

We hebben gepoogd de van de Boltzmannse verdeling
afwijkende bezetting der rotatieniveau's te verklaren met be-
hulp van aanslag uit een ander niveau dan het grondniveau,
b.v. uit bij het grondniveau behorende vibratieniveau's. Deze
aanslag zou dan bij ons ook door de metastabiele xenonatomen
plaats kunnen vinden. Omdat de bezetting van zo'n tussen-
niveau ongeveer evenredig met de stroomsterkte in de buis
is, zou, wanneer dit effect een belangrijke rol speelde, de
intensiteit van de stikstof band zich anders dan evenredig met
de stroomsterkte moeten gedragen, n.l. ongeveer evenredig
met een tussen 1 en 2 gelegen macht ervan. We vonden

echter bij stroomsterkten van 135 en 55 mA een verhouding
der intensiteit tussen 24825 en 24865 cm-i van 2,52, terwijl
de verhouding der stroomsterkten 2,48 bedroeg. Aanslag
uit een tussenniveau was dus niet merkbaar.

Om een indruk over de bezetting der metastabiele xenon-
niveau's te krijgen, hebben we de intensiteiten der xenonlijnen
bij 4501, 4525, 4691 en 4697 A bij stroomsterkten van 150
en 64 mA gemeten. Uit verschillende opnamen vonden we
een gemiddelde verhouding der intensiteit van 2,14 0,15,
terwijl de verhouding der stroomsterkten 2,34 bedroeg. Aan-
slag uit metastabiele niveau's was dus niet merkbaar; hun
bezetting was gering in vergelijking met die van het grond-
niveau. We kunnen dus niet zeggen, dat de afwijkende be-
zetting der stikstof-rotatieniveau's aan metastabiel xenon te
wijten is.

In de ontlading, die voor de in § 2 beschreven optische
metingen der temperatuur is gebruikt, hebben we ook met
behulp van de absorptie van Röntgenstralen door het xenon
de temperatuur bepaald. Hierbij konden we ons tot het centrum
van de zuil beperken, omdat de optische meting ook alleen
daar mogelijk was. Deze meting kon enige malen herhaald
plaats vinden binnen de tijd, die een meting als functie van
de straal anders zou kosten. Toch was de onnauwkeurigheid
dezer metingen groter dan bij die uit hoofdstuk III. De be-
langrijkste oorzaak hiervan was, dat we het benodigde ge-
deelte van de dichtsheidsijking nu niet door een reeds bekend
punt konden trekken. We moesten er dus op vertrouwen,
dat er gedurende de tijd tussen de registraties bij ontstoken
ontlading en de dichtheidsijking geen veranderingen van me-
chanische aard optraden. Nu was deze tussentijd zo kort, dat
dit vertrouwen gerechtvaardigd was; dit bleek uit de resul-
taten van herhaalde metingen.

Wanneer de ontlading uitgeschakeld was, bedroeg de druk
5,2 mm; door het aanbrengen van vloeibare lucht rondom

het koelvat daalde deze tot 1,8 mm. Hierdoor kenden we
de fractie van het gasmengsel, die niet tot de absorptie van
Röntgenstralen bijdroeg; bij het berekenen van de temperatuur
moest daarmede rekening gehouden worden. De correctie
voor dit effect bedroeg bij onze meting 5 ^/q. Het resultaat
van 3 metingen, die elk uit 3 registraties bij ontstoken ont-
lading en 6 bij beide drukken voor de dichtheidsijking be-
stonden, was 690° 130° K; de onnauwkeurigheden, ver-
oorzaakt door elk der drie oorzaken (a), (6) en (c) uit de
tabel in hoofdstuk III, § 5 bedroegen resp. 120° — berekend
uit de onzekerheid van 0,25 h.e. in elke registratie —50°
en 13°.

§ 1. De temperatuur als functie van de stroomsterkte,
de energieproductie en de druk.

We liebben in hoofdstuk III, § 3b uiteengezet, hoe een
meting der temperatuur in het centrum van de ontlading als
functie van de stroomsterkte geschiedde.

In flg. 8 zijn de punten, die aangeven, hoe de op het
registrogram gemeten helling bij toenemende stroomsterkte
verliep, alsmede de door die punten getrokken kromme, in
een grafische voorstelling verenigd. De druk nam hierbij van
28,3 tot 29,1 mm toe. Door extrapolatie der kromme naar
de stroomsterkte nul vinden we, dat de bij deze meting be-
horende dichtheidsijking getrokken worden moet door het
punt, waarvan de coördinaten, druk en helling, resp. 28,1 mm
en 0,36 h.e. bedragen. De met behulp van fig. 6 bepaalde
helling van die rechte bedraagt bij deze meting — 0,134 h.e./mm.
De registratie der dichtheidsijking, na afloop van de meting
als functie van de stroomsterkte, levert het punt bij 25,5 mm
in fig. 6.

In fig. 9 zijn de uit fig. 8 en vijf analoge krommen bij
andere druk berekende temperaturen, T, uitgezet als functie
van stroomsterkte, i. De waarde van de druk bij 30 mA is
bij de krommen aangegeven. Dezelfde temperaturen zijn in
fig. 10 uitgezet als functie van de energieproductie per eenheid
van lengte in de positieve zuil, W.

Uit de krommen in de figg. 9 en 10 kan, bij enige constante
waarden resp. van i en van W, de temperatuur als functie

van de druk worden bepaald. Deze functies zijn in de figg. 11
en 12 uitgezet. Zoals reeds in hoofdstuk III, § 5 uiteengezet
werd, ligt de afwijking der punten in deze grafieken van de
erdoor getrokken krommen binnen de onnauwkeurigheid van
het experiment.

De geregistreerde helling, h, als functie van de stroomsterkte, i, bij een druk
van ongeveer 28,5 mm.

Wanneer we de berekening, die van fig. 8 naar fig. 9
leidde, in omgekeerde richting uitvoeren en daarbij uitgaan
van de waarden van T bij de druk van 28,5 mm uit fig. 11,
dan vinden we de gestreepte kromme in fig. 8. De afwijking
tussen de krommen, welke we aldus berekenen, en die, welke
we oorspronkelijk, o.a. in fig. 8, door de gemeten punten
trokken, bedraagt, gemiddeld over alle metingen als functie
van de stroomsterkte, 0,07 h.e. en komt dus overeen met
de onnauwkeurigheid in de punten dezer krommen (vgl.
hoofdstuk III, § 5). De gemiddelde afwijking der gemeten
punten tot de berekende kromme bedraagt 18 0/q meer dan
die tot de oorspronkelijk getrokken kromme.

De in het centrum der ontlading gemeten temperatuur, T, als functie van
de energieproductie per eenheid van lengte, W. bij verschillende waarden

—J		/
—		j.'39mm /
-	/	/
1--—_	/	33^
	/ /
/	/ ^
		__'Ismm

		-

De temperatuur in het centrum der ontlading, T, als functie van de druk, p,
bij verschillende waarden van de stroomsterkte.

De temperatuur in het centrum der ontlading, T, als functie van de druk, p,
bij verschillende waarden van de energieproductie.

We hebben in hoofdstuk III. § 3c uiteengezet, hoe bij
constante stroomsterkte en druk een meting der temperatuur
in de ontlading als functie van de straal geschiedde. In fig.
13 zijn, zowel bij ontstoken als bij uitgeschakelde ontlading,
de op het registrogram gemeten hellingen als functie van
de stand der slede aangegeven. Druk, stroomsterkte en energie-

productie per eenheid van lengte bedroegen hierbij resp.
p = 22,6 mm, i = 59 mA en W = 0,094 W/cm. Hieruit volgde,
in verband met de figuren in § 1, dat de temperatuur, T,
in het centrum der ontlading 435° K bedroeg. Dezelfde ab-
sorptie van Röntgenstralen zou ontstaan, wanneer de tempe-
ratuur, T', over de gehele lengte tussen beide vensters van
de buis bij dezelfde druk 351° K was (vgl. hoofdstuk III,
§ 4). De dichtheid bij deze temperatuur en 22,6 mm druk is
dezelfde als bij 283° K en 18,2 mm. De dichtheidsijking
moet dus worden getrokken door het punt, waarvan de coör-
dinaten 18,2 mm en 0,78 h.e., het op het registrogram bij
ontstoken ontlading in het centrum gemeten bedraQ, zijn. De
met behulp van fig. 6 bepaalde helling van die rechte is bij

deze meting —0,161 h.e./mm. De registratie der dichtheids-
ijking bij deze meting als functie van de straal levert het
punt bij 19,4 mm in fig. 6.

Om uit fig. 13 de temperatuur als functie van de straal
te vinden moeten we nog gebruik maken van het bedrag
der helhng, die alleen door de Röntgenbundel, welke de

De temperatuur, T, als functie van de straal, r, bij verschillende waarden
van druk en energieproductie, gemeten (-) en berekend (---).

ontladingsbuis niet doorliep, teweeggebracht werd; dit bedrag
was bij deze meting — 5,91 h.e. Het resultaat is voor vijf
verschillende metingen in fig. H aangegeven; door de gevonden
punten zijn symmetrische krommen getrokken. De karak-
teristieke grootheden voor deze metingen zijn in de volgende
tabel vermeld:

Uit fig. 14 blijkt, dat aan de wand van de ontladingsbuis.
0,5 cm van het centrum, de temperatuur steeds de waarde
283° K. de temperatuur van het koelwater, bereikt. Dit klopt
met het feit. dat een berekening van het verschil in temperatuur
tussen de binnen- en de buitenzijde van de 1 mm dikke wand
leert, dat dit. zelfs bij de hoogste gebruikte waarden der
energieproductie, kleiner dan 1° is.

Hamada s») heeft end-on metingen der intensiteit van
het bandenspectrum van een stikstofontlading verricht in
ongeveer dezelfde omstandigheden als de onze. Daaruit wordt
ook de temperatuur als functie van de straal bepaald. Bij
drukken van 3 mm en hoger vindt hij. ook nabij de wand.
een temperatuur van ongeveer 800° K. Uit de tevens gemeten
energieproductie per eenheid van lengte — 1 a 10 W/cm —
volgt echter, dat de temperatuur aan de binnenzijde van de
wand ten hoogste enige tientallen graden hoger kan zijn, dan
die van het koelwater, dus ongeveer 300° K. De sprong in
de temperatuur aan de wand, waarover Ter Heerdt in
zijn samenvattend werk gegevens verstrekt, kan bij deze
drukken nog geen merkbare invloed hebben. Deze is bovendien

evenredig met de vrije weglengte der moleculen, terwijl
Hamada juist bij een druk van ongeveer 0,01 mm de sprong
niet vindt. Daar meet hij namelijk temperaturen van 300° a
380° K, dus wel in overeenstemming met de energieproductie.
Nu treden bij deze lage druk grotere snelheden der electronen
op. Evenals bij onze in hoofdstuk IV behandelde gelijktijdige
metingen der temperatuur uit het bandenspectrum van stik-
stof en uit de absorptie van Röntgenstralen, komen we dus
tot de conclusie, dat de volgens eerstgenoemde methode
bepaalde temperatuur bij hoog rotatie-quantumgetal slechts
juist is, wanneer de energie der electronen enige volts groter
is dan de aanslagenergie. De optische bepaling der tempera-
tuur mag dus in stikstofontladingen slechts bij lage druk toe-
gepast worden. De absorptie van Röntgenstralen wordt dan
echter te klein, om beide methoden aan elkaar te kunnen
toetsen.

Wanneer de afstand tot het centrum van de ontladings-
buis r cm bedraagt, de temperatuur T (r) ° K, dc energie-
productie per eenheid van volume Q (r) W/cm® en dc coëfficiënt
van de warmtegeleiding X (T) W/cm°K, dan luidt de energie-
vergelijking, die aangeeft, dat dc energieproductie dient
om het energieverlies door de radiale warmtegeleiding te
compenseren:

Hierbij is ondersteld, dat de gehele energieproductie als
warmte vrij komt, d.w.z. dat dc fracties, die voor emissie van
straling en voor ionisatie gebruikt worden, gering zijn. Een
schatting van de ionisatiegraad in onze ontladingen leert, dat
deze kleiner dan 0,1 % is. In verband daarmede hebben we
in bovenstaande vergelijking ook het radiale transport van
energie door de ionen verwaarloosd. Integratie levert:

Voor de totale energieproductie per eenheid van lengte in
de positieve zuil, W W/cm, geldt:

Om nogmaals te kunnen integreren, moeten we eerst de
gedaante van X(T) voor xenon kennen. Hierover zijn geen
metingen gepubhceerd. Door extrapolatie van de metingen aan
andere edelgassen vinden we X (273) 0,0000133 cal/cm
sec = 55,5.10-« W/cm We zullen nu onderstellen,
dat de gedaante van A (T) weergegeven worden kan door
de formule van Sutherland:

Voor de constante C heeft Rankine s») de waarde 252
bepaald uit metingen der inwendige wrijving; hieruit volgt
in verband met de bekende waarde van X (273). dat de con-
stante = 4,4.10-« W/cm quot;K. Bij de tweede integratie der
energievergelijking treedt op:

Voor constante Q (r) wordt xp \T {r)\ evenredig met r®;
omdat Q niet zal stijgen, zal xp nooit sterker dan evenredig met
r® toenemen. Wanneer buiten een bepaalde straal, Tq, Q (r) = O
is, wordt yj daar een lineaire functie van log r.

getrokken krommen kunnen verbinden. De gestreepte rechten in
deze figuur hebben de helhng 2; de helling der getrokken krom-
men is zelden groter, in overeenstemming met de verwachting.
Wanneer we het verband tussen yjenr enkellogarithmisch uit-

2000

lOOO
800
600

400
200
lOO

1					1
					1
1
I		/ '	xquot;?—
	/	// ! / /	X'	f:	r 'é
	//			/A
1	/ / gt; / /			7-
	/ / / /		► /	/ /
	/ / ! / // //	/f,	u /	/
	/	^ 'f '' // 0// Iß'	/ /
	I/li,	i/			r

schillende onderstellingen maken. Wanneer Q daar een con-
stante waarde, Qq, heeft, dan wordt:

De waarde van W is bij iedere meting bepaald en in de
tabel in § 2 vermeld. De helling van de rechte gedeelten
der krommen in flg. 17 kan daaruit worden berekend; het
resultaat is door de gestreepte lijnen in de figuur aangegeven.

Om de waarde van fo te vinden, gaan we gebruik maken
van fig. 12. Deze geeft de bij verschillende druk en energie-
productie gemeten waarden van T(0); met behulp van fig. 15
is dan ook a){T(0)\ bekend. In § 3 hebben we gezien, dat
steeds r(0,5) = 283° K is. In de betrekking:

zijn nu alle grootheden, behalve v^, bekend. We kunnen Tq
dus bij elke druk en energieproductie berekenen. Het resultaat
is in cm in de volgende tabel aangegeven:

Bij toenemende druk of energieproductie, d.i. blijkens fig. 12
bij toenemende temperatuur, daalt r^ dus. Dit betekent, dat
een groter deel der energieproductie nabij het centrum der
buis plaats vindt; de ionisatie, dus de dichtheid der electronen
aldaar neemt sterk toe, wanneer het verschil in temperatuur.

dus in dichtheid, tussen wand en centrum stijgt. Deze contractie
der stroomdichtheid bij stijgende stroomsterkte, in 't bijzonder
bij hoge druk, is een bekend verschijnsel in de positieve zuil

Bij de metingen A t/m E uit § 2 vinden we voor Tq resp.
0,429; 0,402; 0,454; 0,328 en 0,152 cm. De vergelijking van
de rechte gedeelten der krommen in fig. 17 is nu volledig
bepaald: dank zij de zo juist berekende rp lopen zij, met de
reeds te voren bekende helling, door het punt ip (283) bij
r = 0,5 cm. De gestreepte lijnen in fig. 17 zijn aldus getrokken.
Brengen we deze rechten over op de dubbellogarithmische
flg. 16, dan krijgen de krommen, die daar ontstaan, juist bij
r = ro de helling 2; voor r lt; r,, moet deze helling behouden
blijven. Dit is door de gestreepte lijnen in die figuur aan-
gegeven.

Men kan opmerken, dat de afwijking tussen deze gestreepte
en de tevoren getrokken, gemeten lijnen een systematisch
bij alle metingen terugkerend karakter vertoont. Om de be-
tekenis dezer afwijking te overzien, gaan we van die ge-
streepte krommen weer met behulp van fig. 15, in omgekeerde
richting over op fig. 14. Aldus ontstaan de gestreepte krommen
voor T(r) in die figuur. De afwijking tussen deze krommen
en de resultaten der metingen, weergegeven door de getrokken
krommen, is niet groter dan het bedrag der onnauwkeurig-
heid, die volgens hoofdstuk III, § 5 te verwachten is. Het
systematisch eenzijdige karakter dezer afwijking valt echter
niet te ontkennen. De oorsprong van dit karakter ligt in het
feit, dat alle gemeten krommen de waarde r= 283° K reeds
ongeveer bij r= 0,4 cm bereiken; de raaklijn aan de kromme
bij r = 0,5 cm, d.i. aan de wand, wordt hierdoor horizontaal.
Dit zal door een op de warmtegeleiding gebaseerde theorie
van de radiale structuur der positieve zuil nooit verklaard
kunnen worden; de helling van die raaklijn moet steeds
evenredig met de totale warmteproductie per eenheid van
lengte zijn, en de evenredigheidsfactor is te berekenen, on-
afhankelijk van onderstellingen, aangaande de gedaante van
de warmteproductie per eenheid van volume als functie van

de straal en van de warmtegeleidingscoëfBciënt als functie
van de temperatuur. Wanneer de lijnen in fig. 17 nabij de
wand een recht gedeelte vertonen, geldt voor de helling
daarvan hetzelfde; het bedrag der hellingen blijkt uit de
gestreepte lijnen in de figg. 14 en 17.

De afwijking tussen de getrokken en de gestreepte krommen
in de figg. 14, 16 en 17 vermindert wel, wanneer we een
andere keuze voor de gedaante van Q (r) voor r lt; rg of
van X{T) doen; dit is ook het geval, wanneer we slechts
een fractie, b.v. 50 van de energieproductie Win rekening
brengen, om de helling van de gestreepte rechten in fig. 17
te berekenen. Deze vermindering der afwijking is echter niet
belangrijk, omdat het eenzijdige karakter ervan bij de meeste
metingen aanwezig blijft en het bedrag der afwijking valt
reeds bij de oorspronkelijke onderstellingen binnen de on-
nauwkeurigheid van het experiment. Over de keuze van Q (r)
voor r lt; ro zij nog opgemerkt, dat het bedrag van r^
bij iedere keuze opnieuw uit fig. 12 berekend moet worden;
de vrijheid der keuze wordt nu beperkt door de eis, dat
voor alle waarden van druk en energieproductie r^ lt; 0,5 cm
blijven moet. Aldus blijkt, dat Q (r) niet steiler dan evenredig
met dalen kan; bij deze keuze zou in flg. 16 de helling
der gestreepte rechten 1,7 bedragen.

De oorzaak van de gevonden lage temperatuur in de om-
geving van r = 0,4 cm kan schuilen in de recombinatie, die
in deze zone nabij de wand plaats vindt. We zouden n.l. een
en ander kunnen verklaren met behulp van de onderstelling,
dat een gedeelte van de energie, die binnen deze zone in
radiale richting door de ionen getransporteerd wordt, bij de
recombinatie in straling omgezet wordt en aldus naar buiten
treedt.

Wanneer we van deze zone nabij de wand afzien, kunnen
we opmerken, dat met behulp van de waarden van r^, die
we uit de metingen als functie van de stroomsterkte gevonden
hebben en die het gedrag van de contractie der positieve
zuil beschrijven, de energievergelijking in de twee maal

geïntegreerde vorm het resultaat der metingen als functie van
de straal binnen de onnauwkeurigheid dier metingen beschrijft.
Een toetsing der energievergelijking in de een maal geïnte-
greerde vorm is niet mogelijk omdat het, in verband met de
afwijking tussen de getrokken en de gestreepte krommen in
flg. H, duidelijk is, dat de nauwkeurigheid van onze metingen

The radial distribution of the temperature in the positive
column of a xenon discharge-tube is determined as a function
of the current (12^ 120 mA) and of the pressure (13—40 mm),
by measuring the absorption of Röntgen rays, passing through
the tube parallel to the direction of the axis. The intensity
of the Röntgen rays is measured with the aid of an ioniza-
tion chamber. Accurate measurement of the small absorbed
quantities is only possible with the help of a method, in
which two chambers are used in compensation. The difference
between the ionization currents is recorded by means of
an electrometer.

The result of the experiments on the decrease of the tem-
perature along the radius (fig. 14) shows a remarkably low
temperature near the wall of the tube, which may be caused
by the recombination in this region. The rise of the tempe-
rature, when the current or the pressure increases (figg. 9
and 11), is explained with the help of the well-known con-
traction of the positive column. Intensity-measurements of
the band-spectrum of nitrogen in the same discharge lead
to higher values of the temperature; it is shown, that the
optical method may only be applied for much lower pres-
sures than those present in the absorption-tube for Röntgen
rays.

25.nbsp;H. Kuhlenkarapff, Ann. d. Phys. (4) 79, 97, 1926.
W. Rump, Zs. f. Phys. 43, 254, 1927; 44, 396, 1927.

M. Steenbeck en W. Rossel, Zs. f. Phys. 42, 832, 1927.
M. Steenbeck, dissertatie Kiel 1927; Ann. d. Phys. (4) 87, 911, 1928.

32.nbsp;L. S. Ornstein en W. R. van Wijk, Zs. f. Phys. 49, 315, 1928.
W. R. van Wijk, dissertatie Utrecht 1930; Zs. f. Phys. 59, 313, 1930.

34.nbsp;L. S. Ornstein en G. O. Langstroth, Proc. Amsterdam 26, 384, 1933.
G. O. Langstroth, Canad. Journ. Res. 12, 6, 1935.

Berlijn 1934, blz. 138.
B. Klarfeld, Journ. techn. Phys. 8, 410, 1938.
W. Uyterhoeven, Philips techn. T. 3, 201, 1938.

•SSÇt s BtoA^.ïvaW vbH .TSgSja .fi m tsitsiijg ^fS
•dSÇf .te M (1 AYrf^ b .aoA JîqBBiastiiuJî .H
. .nbsp;jàfii M sm .Ht M js^fdq j .«s .qtsos.w

•OEPI .Ui .lyrfg Mtfosi X jiS. .ïtritToS mov .a 09 HQa:S .M .ÇS
. flöftoa ^sinonnafi ffloii:^® b^ ïaçsg »'whiKs'î .jrNsva .3 .W OC

De bewering van Scherrer en Stäger, dat zij bij hun
waarnemingen der verstrooiing van Röntgenstralen door kwik-
damp slechts de coherente verstrooiing meten, is niet ge-
rechtvaardigd.

Masing houdt bij zijn meting van de verdeling van de
energie der electronen, afkomstig van RaE, geen rekening
met de invloed van het geruis van zijn versterker.

De theorie leidt tot de verwachting, dat er geen elemen-
taire deeltjes met een spin, groter dan één, bestaan.

Wanneer een rechte zo beweegt, dat vier gegeven punten
der rechte in vier gegeven vlakken bewegen, dan beschrijft
een vijfde punt der rechte een ellips.

Deze stelling kan langs stereometrische weg bewezen worden,
uitgaande van de overeenkomstige stelling over een rechte,
waarvan twee gegeven punten op twee gegeven, elkaar
snijdende rechten bewegen.

Groepen van gedetailleerde uitslagen van lawn-tenniswed-
strijden kunnen met behulp der waarschijnlijkheidsrekening

beschreven worden; de daarbij gebruikte methode van be-
rekening levert resultaten, die van belang zijn voor de leiders
van wedstrijden met handicap.

De meting der temperatuur in een gestriëerde gasondading
stuit af op bezwaren van experimentele aard.

De mechanische houtzaag kan veelal vervangen worden
door een electrothermisch werktuig, dat men nemakkelijk kan
verplaatsen.


f		/			Vs	Al
I		/ /			X y /	' Vp
/	/ -1- f			/ X /	O /
-r-		X /		O / r\
y	/		O /	/
		/	O /
✓	O	/				-ip


- „_	tx_
	1 y
	V	-^p


J j 6
				T-	3I90°K
	gt;	-----
					3250°K
			- 1	:j 6)(j 7)	X

Verhouding	Behchtingstijd in min 20 10 5			gemiddeld	theoretische verhouding bij 690° K	theor. verh. exper.
a : b		1,41	1,48	1,45	1,98	1,36
a : c		1,88	1,96	1,92	4,08	2,1
a : d		2,66	2,59	2,62	11,1	4,2
c ; d	1,34	1,41	1,32	1,36	2,71	2,0




		H	h

1 1
——■—®	K	X	—JW
X	X	X	op7 'cm
			-^P

p .	i	T	(a)	ib)	(c)	A T
mm	mA	°K	±	±		±
13,0	12	321	8	5	0	9
13,4	136	449	15	10	0	18
22,4	12	.325	7	2	0	7
23,0	101	508	20	8	3	22
38,6	18	368	12	3	0	12
40,2	124	901	87	17	27	93

Meting	P	i	W	T
Meting	mm	mA	W/cm	°K
A	38,6	18	0,065	368
B	22,6	59	0.094	435
C	13,3	123	0,128	444
D	28,9	72	0,100	489
E	33,6	126	0,164	723

mm	39,0	33,0	28,5	22,5	19,0	13,0
0,15 0,11 0,07	0,139 0,209 0,403	0,184 0,262 0,463	0,225 0,296 0,435	0,296 0,368 0,454	0,350 0,407 0,472	0,442 0,467 0,486

	sï

•V




			lt;
			--P

w(T)
			/
		/
	/
	/		—^T