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 16 DECEMBER 1940, DES
NAMIDDAGS TE 3 UUR

Beschieten we een gas. dat zich in een buis bevindt, met
electronen van voldoende snelheid, dan zullen die electronen
door hun snelheid in staat zijn de gasatomen in een hogere
energietoestand te brengen. Naar welk energieniveau een be-
paald atoom op een gegeven ogenblik overgaat, hangt af van
de aard der botsing en de snelheid van het botsende electron.
De energieniveaux zijn verschillend van karakter. Het aan-
geslagen atoom kan n.1. óf rechtstreeks terugvallen, onder
uitzending van een lichtquant. óf het kan op dat niveau
blijven, omdat elke overgang, waarbij straling zou worden uit-
gezonden. „verbodenquot; is. Het kan dan alleen door botsing
met andere atomen of moleculen zijn energie afstaan. In dit
laatste geval noemen we de toestand, waarin zich het atoom
bevindt, metastabiel.

Zoals we reeds opmerkten is de kans op aanslag van een
bepaald niveau door het botsende electron o.a. afhankelijk
van de snelheid van dat electron. Het verband, dat er be-
staat tussen het aantal atomen, dat per eenheid van druk,
per sec., per m.A. en per cm van de bundel in een bepaalde
toestand wordt gebracht, en de snelheid van de electronen,
wordt de „absolutequot; aanslagfunctie van het beschouwde
niveau genoemd.

Tot nu toe zijn in hoofdzaak aanslagfuncties bepaald van
niet-metastabiele niveaux. omdat daarbij alleen de straling ge-
meten behoeft te worden, die van dat niveau uitgaat. J. M.
W. Milatz heeft echter reeds de aanslagfunctie van het
metastabiele Sj-niveau van neon bepaald

De methode van het meten der straHng is hier onmogelijk,
omdat de overgang, waarbij straling zou optreden, verboden is.
We moeten derhalve een andere methode zoeken.

Nu is door Paschen aangetoond, dat bij helium resonantie
optreedt voor bepaalde lijnen, als we een helium-glimontlading
bestralen met het licht van een He-emissiebuis

Het is nu deze resonantie, welke we willen gebruiken ter
bepahng van de aanslagfunctie. Nu treedt er in absorptiebuizen
voor resonantielijnen absorptie op, veroorzaakt door de
metastabiele atomen, welke in geringe concentratie voorkomen.
Hun aantal is betrekkelijk gering, daar alleen met zeer lage
drukken gewerkt kan worden.

Met behulp van absorptiemetingen, welke we in de volgende
hoofdstukken zullen beschrijven, hebben we getracht de aan-
slagfunctie der metastabiele toestanden te bepalen.

We bestralen daartoe het gas in een buis met kooi, waarin
de omstandigheden, waaronder de atomen worden aangeslagen,
goed gedefinieerd zijn, met emissielijnen van helium, die op
de metastabiele niveaux uitkomen.

We meten dan de absorptie, die tengevolge der bestraling
optreedt. De grootte der absorptie is een maat voor het
aantal metastabiele atomen, welke zich in de buis bevinden.

Het aantal bruikbare lijnen, welke op de metastabiele
niveaux uitkomen, is gering.

Helium kan in twee toestandsgroepen voorkomen, n.1.
singulet- en triplet-helium.

De voor ons in aanmerking komende lijnen van het singulet-
helium hebben een geringe overgangswaarschijnlijkheid en
daarmede een kleine absorptiekans. Het is daarom alleen
mogelijk gebleken op deze wijze de aanslagfunctie van het
metastabiele 2®S-niveau, dus van het triplet-helium, te meten.

Teneinde aanslagfuncties te meten hebben we een met gas
gevulde buis nodig, waar de omstandigheden, waaronder de
atomen van dit gas worden aangeslagen, 20 goed mogelijk
gedefinieerd zijn. De electronen, welke de atomen, die zich
in de buis bevinden, aanslaan, hebben een snelheid, welke
we scherp moeten kunnen bepalen. Daarvoor is een z.g. buis
met kooi geconstrueerd, waarvan de beschrijving hieronder
volgt.

De buis, die wij gebruiken, is van hard glas vervaardigd.
Hard glas is weliswaar moeilijker te bewerken, maar heeft
het voordeel hogere temperaturen te kunnen verdragen, wat
in verband met het ontgassen van groot belang is.

We onderscheiden een hoofdbuis en twee zich daaraan
bevindende zijbuizen (zie fig. 1). Door de brug B^ van zij-
buis I komen de toevoerdraden voor de gloeidraad G^, waarvan
de electronen voor de hoofdbundel uitgaan. We hebben
hiervoor een afzonderlijke zijbuis geconstrueerd om bij even-
tueel defect raken van de gloeidraad deze gemakkelijker en
sneller te kunnen vervangen, waardoor de buis korter aan de
lucht is blootgesteld en de hoofdbrug A intact kan blijven.

De bundel electronen, die van G^ uitgaat, passeert het
rooster R^, dat op de toevoerdraden door de brug A van
de hoofdbuis gemonteerd is. Vervolgens passeert de bundel
het rooster R2, hetwelk geïsoleerd bevestigd is door middel

van glasstaafjes aan een klem op de brug A. Dit rooster
sluit de buis ter plaatse volledig af om te voorkomen, dat
electronen, anders dan door de openingen in de roosters, de
kooi zouden kunnen bereiken. Zonder deze voorzorgen ontstaat

een fout in de meting van de stroom van electronen. Daarna
treedt de bundel in de kooi K, welke dezelfde potentiaal
heeft als het rooster R^. Om de spanning op de kooi K te
zetten, is in de grote buis een afzonderlijk glazen buisje aan-
gebracht, waarvan het boveneinde een brugje draagt ter hoogte
van de kooi en het ondereinde uitmondt in de grote brug A.

Door dit buisje loopt de toevoerdraad, welke op deze wijze
goed afgeschermd is en geen electronen onderweg kan op-
vangen. In K zijn verder op een vierde van de hoogte
diametraal tegenover elkaar twee openingen H van ongeveer
12 mm doorsnede aangebracht. Deze openingen dienen, om
het licht, afkomstig van de emissiebuis, waarvan de ver-
zwakking in de absorptiebuis zal worden gemeten, door te
laten.

De electronen, die het boveneinde van K bereiken, zouden
echter gereflecteerd kunnen worden en vervolgens opnieuw
een helium-atoom kunnen aanslaan, terwijl deze electronen
niet extra gemeten worden. Bovendien zou een electron, dat
het boveneinde P van K (fig. 1) bereikt, hieruit electronen
kunnen vrij maken, welke secundaire electronen een belangrijk
deel van de teruggaande stroom zouden kunnen uitmaken, vooral
als we met hogere snelheden der primaire electronen werken.
Om nu te verhinderen, dat die electronen K bereiken, is de
plaat Q aangebracht, welke de electronen, die in alle richtingen
vanuit P verstrooid worden, tegenhoudt. Wel zal natuurlijk
nog een zeer klein percentage K bereiken. Daarvoor kan even-
tueel een correctie worden aangebracht.

Vervolgens bevindt zich aan de hoofdbuis nog de zijbuis
II, waarin zich een gloeidraad Gg bevindt, benevens een rooster
in de vorm van een kooitje, waarop een bepaalde spanning
gezet kan worden.

Door dit kooitje wordt ook de zijbuis afgesloten. Is immers
de buis niet afgesloten, dan kunnen electronen ook buiten het
rooster om K bereiken en zou de zijbundel vaag worden. De
genoemde zijbuis nu dient om de juiste snelheid der electronen
ter plaatse H te bepalen. De wijze waarop dit geschiedt zal
in § 5 van dit hoofdstuk nader worden beschreven.

De roosters en de kooi zijn van rood koper vervaardigd,
welk metaal geen aanleiding geeft tot magnetische storingen.
De gloeidraden G^ en G^ zijn oxydkathoden. Van deze oxyd-
kathoden gaan de electronen naar de anode. Teneinde een zo groot
mogelijk rendement te verkrijgen, zijn de gloeidraden vervaardigd

van platinaspiralen, welke verkoperd zijn en waarop Ba- en
Sr-zouten zijn aangebracht. Het geheel wordt daarop met
water aan de lucht gegloeid. Bovendien heeft dit soort oxyd-
kathoden nog het voordeel, dat ze een lange levensduur be-
zitten, wat in verband met het tijdrovende ontgassen, waar-
over we in de volgende paragraaf zullen spreken, van zeer
veel belang is. Na reparatie en opnieuw ontgassen bleek soms
een gloeidraad geen activiteit te bezitten. Om dit bezwaar
op te hefFen, brachten we met behulp van een palladium buisje
waterstof in onze installatie door het buisje met een vlammetje
te verhitten. De druk van het waterstof nodig voor de re-
generatie van de gloeikathode bedroeg dan ongeveer 1 mm-
bij lagere druk kregen we geen resultaat.

De buis staat verder via een kraan F in verbinding met een
vat met actieve kool. De tot nu toe beschreven apparatuur
13 van hard glas vervaardigd. Boven het koolvat bevindt zich
een slijpstuk, omdat de zich daarboven bevindende kraan en
verder de pompinstallatie van zacht glas zijn vervaardigd De
kranen, welke zich direct aan het koolvat en de buis bevinden
zijn met apiezonvet ingesmeerd. We gebruiken apiezon. een
vet met een zeer lage dampspanning, ten einde verontreinigingen
en vreemde gassen in onze buis te vermijden. De piceïne
waarmede de slijpstukken zijn gedicht, bezit ook lage damp-

Daar we de aanslagfunctie willen bepalen, moeten we ver-
schillende spanningen op de roosters en de kooi kunnen zetten
Bovendien moet de spanning op R, gevarieerd kunnen worden
Verder is een schakeling nodig, die dienen kan om de ware
snelheid met behulp van zijbuis II te kunnen bepalen. We
hebben daartoe een schakelschema ontworpen, dat in fig. 2
is voorgesteld en dat we thans zullen bespreken.

Allereerst zien we daarin de weerstanden Wi. W^ en Wg
welke parallel zijn geschakeld en waarover een spanning

van 220 Volt staat, welke afkomstig is, of van een accu-
mulatorenbatterij, óf van het stadsnet.

Het stadsnet is uit de aard der zaak niet constant en dus
ongeschikt om onze metingen uit te voeren. Daarvoor moeten

we een accumulatorenbatterij gebruiken. Bij het ontgassen
kunnen we echter wel gebruik maken van het stadsnet.

Over de weerstand W^ wordt de spanning voor het roos-
ter geleverd, terwijl W^ die voor Rg en K levert; Wg
dient om spanning op Gg en eveneens op Rj, maar dan nog
verhoogd met 60 Volt van een batterij, te brengen.

Alle stromen, die naar de roosters en de kooi gaan,
passeren een m.A. meter en een controlelamp (40 Watt). De
gloeidraad bezit een negatieve spanning ten opzichte van de
roosters.

Daar reparatie en ontgassen der buis veel tijd in beslag
neemt, moeten we zoveel mogelijk beschermd zijn tegen fouten
in de schakeling der verschillende spanningen. Daarom is in
de keten naar de gloeidraad nog een zekering Z opgenomen.
Bovendien bevindt zich in die keten nog een schakelaar S^.

Teneinde een zo constant mogelijke electronenstroom in
de buis te hebben, moet ook de stroom door de gloeidraad
constant zijn. Daarom is deze aangesloten op een 12 Volt
accumulatorenbatterij. De stroom die van K afkomt, passeert
een m.A. meter en bovendien nog een galvanometer, welks
uitslag gebruikt wordt, om de stroom door de kooi foto-
grafisch te kunnen registreren.

De in de vorige paragraaf beschreven schakeling gebruiken
we mede om de buis van de aan het metaal en het glas
geoccludeerde gassen te ontdoen.

Hierbij gebruiken we het stadsnet. Het ontgassen moet
zeer zorgvuldig geschieden, daar elke achtergebleven ver-
ontreiniging de metingen zeer sterk beïnvloedt. De meta-
stabiele atomen toch staan hun energie gemakkelijk aan die
vreemde atomen en moleculen af. Bij het ontgassen blijkt
een bezwaar van de zijbuizen, n.1. dat we de buis niet hoog-
frequent kunnen ontgassen, welke manier van ontgassen veel
minder tijd vergt. Alvorens de buis werd gemonteerd, werden
de metalen onderdelen eerst enige tijd in salpeterzuur van
circa 25 7o gelegd. Hierdoor wordt reeds een belangrijk deel
der verontreinigingen verdreven, wat dus een verkorting van
de tijd, nodig voor het ontgassen, betekende.

Allereerst gaan we het glas alleen ontgassen. Te dien einde
plaatsen we twee ovens, een om de buis en een om het koolvat.

Deze ovens verhitten we tot 350° a 400°. Na ongeveer
twee weken bereikt de buis het kleefvacuum, d.i. minder dan
10^® mm Hg. Daar de ovens rondom in het houtwerk en
brandbaar materiaal staan, kunnen ze vanwege de veihgheid
's nachts niet aan blijven staan.

Daarna gaan we de spanningen op roosters en kooi zetten.
Daar de gassen, die hierbij vrijkomen, weer in het glas zouden
gaan zitten, laten we de ovens om de buis en het koolvat
staan en blijven we deze op 400° verhitten. Onderwijl blijven
we pompen. Er komen nu van tijd tot tijd grote hoeveel-
heden gas los. Deze geven aanleiding tot vrij grote stromen,
waardoor bogen tussen de roosters gevormd worden. Deze
moeten geblust worden, daar anders de roosters te warm
zouden worden en wegsmelten.

We hebben nu in al onze ketens contrólelampen opgenomen.
Zodra dus de stromen in deze ketens te groot worden,
d.w.z. boven 100 m.A. uitkomen, gaan de lampen fel op-
lichten. Hierdoor constateren we dus bijtijds het vormen van
bogen. Door nu de schakelaar S^ om te draaien, worden
alle stromen tegelijk uitgeschakeld. Pompen we dan even,
zo kunnen we de spanningen daarna weer toelaten.

We voeren nu de spanningen geleidelijk tot 440 Volt op.
Als dan na enige tijd geen ontlading meer zichtbaar is, be-
schouwen we de buis als ontgast en kunnen we de metingen
verrichten.

Bij het plaatsen der ovens moeten nog enige voorzorgen
genomen worden. Daar zich de kranen en het slijpstuk dicht
bij de ovens bevinden, moeten deze sterk gekoeld worden,
willen het vet en de piceïne niet weglopen. Daartoe zijn de
slijpstukken en kranen in de nabijheid der ovens met gummi-
slang omwikkeld. De gehele zaak wordt nu met stromend
water gekoeld. Op de grote tussenkraan F pasten we boven-
dien nog luchtkoeling toe door het plaatsen van een föhn.

Ondanks die voorzorgen is het in de zomermaanden toch
nog voorgekomen, dat het vet in de tussenkraan was weg-
gelopen, zodat we weer lucht in de buis moesten toelaten.

Bij het vernieuwen der gloeidraden bleek de buis een
minimaal klein lek te vertonen, dat we echter niet konden
vinden. Met de kwikdifFusiepompen haalden we desondanks
kleefvacuum. Teneinde de kool, die een zeer goede pomp-
werking bleek te bezitten, tussentijds van de geadsorbeerde
gassen te kunnen ontdoen, werd de kraan F tussen absorptie-
buis en koolvat geplaatst. Het bleek, dat de metingen vol-
komen dezelfde resultaten gaven als vroeger, daarom hebben
we het lek verder niet gezocht.

Vroeger kwam het nog al eens voor, dat de brug van
zijbuis I tegen het einde van het ontgassen barstte. Om dat
springen van de brug te voorkomen zijn de mica-plaatjes
D en E daarin aangebracht. Ook werd voor dit doel de
buis III (fig. 1) aangebracht, welke echter hoogst waarschijnlijk
niet essentieel is.

Bij het ontgassen van de metaaldelen komen verontreinigingen
los, welke zich op de glaswand afzetten; dit zou dus ook ge-
beuren op de plaats H voor de opening in de kooi. Ten-
einde dat te voorkomen, worden daar tijdens het ontgassen
micaplaatjes voorgehangen aan een ijzeren ring, welke dan
na het ontgassen met behulp van een magneet omhoog ge-
haald kan worden.

Nadat we aldus onze absorptiebuis ontgast hebben, kunnen
we met de metingen beginnen. Daartoe vullen we de buis
met helium van de gewenste druk. Teneinde de buis van
alle ongewenste atomen en moleculen, die er eventueel binnen-
treden, te zuiveren, wordt het vat met actieve kool omgeven
door vloeibare lucht. Door een lager kookpunt der stikstof
is vloeibare lucht practisch vloeibare zuurstof. Zou dus deze
vloeibare zuurstof bij de actieve kool kunnen komen door
breuk in het glas van het koolvat, dan zou een explosief
mengsel ontstaan. Dit verhinderen we nu door tussen kool-

vat en vloeibare lucht een hardkoperen cylinder te plaatsen.
Deze cylinder maakt het echter nodig, dat we dikwijls vloei-
bare lucht moeten bijvullen. Het Dewar-vat moet steeds goed
gevuld zijn, teneinde verzekerd te zijn van een goede pomp-
werking der kool.

Door nu op de gloeidraad, de roosters en de kooi de ge-
wenste spanningen te zetten, verwekken we een electronen-
stroom, welke de atomen van het heliumgas aanslaat. Op
de plaats van de openingen in de kooi moet zich een mooie
evenwijdige bundel vertonen. Dit bewerkstelligen we door
op een bepaalde spanning te zetten, waardoor het stelsel
R^^—Rg als electronenlens werkt, waarmede een evenwijdige
bundel gevormd kan worden.

Bovendien bereiken we door de spanning op R^, dat de
electronen-stroom in de buis groter wordt. Bij lage snelheden
blijkt deze stroom met een spanning nul op R^, van de orde
van 0,1 m.A. te zijn. Door de spanning op R^ tot 7 Volt
te vergroten, wordt deze verhoogd tot ongeveer 0,3 m.A.,
waardoor dus met de electronen-stroom ook de intensiteit
ongeveer verdrievoudigd wordt.

waarin e= 1,59X10quot;^' coulomb, is dan de werkelijke snel-
heid V (cm/sec) bekend.

Zetten we echter een bepaalde spanning op de kooi,
dan betekent dat echter nog geenszins, dat de electronen een
snelheid bezitten, welke aan die spanning beantwoordt. Theo-
retisch is de kooi een veldvrije ruimte, dus moest de snelheid
zonder meer door de opgelegde spanning zijn gedefinieerd.
Er zijn echter drie oorzaken, waardoor dit niet het geval is:

a. daar er een opening in de kooi moet zijn, om de elec-
tronen door te laten, zullen er ook krachtlijnen in de
kooi binnendringen;

b.nbsp;door hun aanwezigheid zullen de electronen in de kooi
een negatieve ruimtelading veroorzaken;

c.nbsp;de spanningen kunnen boven de ionisatiespanning uit-
gaan. Dan worden er ionen in de kooi gevormd, welk
aantal vrij groot kan worden; in dit geval ontstaat een
positieve ruimtelading.

Door de aanwezigheid van R^ wordt de invloed van de
eerste oorzaak sterk gedrukt.

De invloed van punt b en c zouden we kunnen verlagen
door de kooistroom sterk te verzwakken; in dat geval wordt
ook de ruimtelading sterk gedrukt. Maar dit heeft mede ten-
gevolge. dat de intensiteit naar evenredigheid verminderd
wordt. Om deze vermindering te vermijden moeten we over
een methode beschikken, om die afwijking van de ware snel-
heid te bepalen.

Daar de gloeidraad geen punt is. maar eindige lengte bezit
en daar bovendien de toevoerdraden, waarop de gloeidraad
rust. bij het ontgassen wat scheef gezakt waren, gaat de
bundel electronen niet recht door de buis. Teneinde hem te
richten, zijn buiten de buis twee electromagneten geplaatst.
Bij verschillende snelheden is de afbuiging van de bundel ook
verschillend en moet dus. als we de snelheid veranderen,
tevens de sterkte van het magneetveld geregeld worden.

Om de ware snelheid der electronen te meten is de zijbuis II
aangebracht. We kunnen daarbij tevens de invloed van R^
nagaan (fig. 1). We zorgen voor een goede evenwijdige hoofd-
bundel en tevens voor een fijn bundeltje in de zijbuis. We
leggen daartoe tussen Gg en Rg een spanning van 60 Volt
aan (zie fig. 3). Rg werkt dus weer als lens.

We maken nu gebruik van het feit, dat deze zijbundel
verdwijnt, zodra het potentiaal-verschil tussen G^ en A de
aanslagspanning van het vulgas is. De zijbundel moet daarom
precies door de plaats A. waar wij meten, gaan.

We varieren nu Vg zodanig, dat we de zijbundel zien
verdwijnen. We weten nu, dat zijn snelheid gelijk is aan
de aanslagspanning van helium. Deze aanslagspanning is
bekend en bedraagt 23 Volt.

Als nu Vjj, de potentiaal op de plaats A der meting is,
dus de plaats op de hoogte van de ronde gaten in de kooi,
dan geldt:

Als de hoofdbundel te breed is, is de bundel bij B sneller
verdwenen dan bij C (fig. 3) en treedt er dus een onbepaald-
heid op in de meting der electronensnelheid. Als we steeds
op dezelfde wijze meten, krijgen we een bepaalde afwijking.
Deze zien we in Tabel I.

In deze tabel stelt
spanning op Rg, en I/3 de spanning op R3.
Deze getallen zien we in fig. 4 uitgezet.

24
TABEL I.

Ware en gemeten snelheid bij zeer brede
hoofdbundel.

V,	V3
92 Volt	80 Volt	103 Volt
100 „	92	115
111	98	121
37 „	20	«
70 „	55	78
81 „	66	89
150 „	134	157
170 „	153,5 „	176,5 „
190 „	173	196

Als regel hebben we met een smalle bundel gemeten. De
ware spanningen, die in dit geval bij V^ behoren, zijn ge-
geven in tabel II.

In dit geval zijn dus de afwijkingen zeer gering, vergeleken
met die bij brede bundel.

Daar de gloeidraad een zekere lengte heeft, bestaat er een
potentiaal-verval over de gloeidraad. Dientengevolge is er
een zekere onbepaaldheid in de meting der electronensnel-
heid, welke natuurlijk voor de gloeidraden Gi en Gg geldt.
Die onbepaaldheid bedraagt ongeveer 1 Volt.

Zoals we reeds opmerkten, heeft ook de negatieve of
positieve ruimtelading invloed op de snelheid der electronen.
De invloed van zeer grote ruimtelading kunnen we echter
alleen maar bij lagere snelheden nagaan, omdat bij hogere
snelheden naast een grote ruimtelading tevens grotere rooster-
stromen ontstaan, welke de roosters te sterk verwarmen
zouden. Alleen bij 35 Volt trad een grote ruimtelading op.
De gemeten Vg was daarbij 18 Volt.

Als regel konden we er voor zorgen, dat we geen grote
ruimtelading hadden. Trouwens, indien we een mooie even-
wijdige bundel willen hebben, mag V^ niet te hoog zijn.

Alleen bij lagere snelheden werd spanning op R^ gezet. De
gebruikte spanningen zien we in tabel III.

In de keten naar de kooi hebben we behalve een m.A.-
meter ook een galvanometer opgenomen. Teneinde de meting
zo nauwkeurig mogelijk te doen, registreren we de uitslag
fotografisch. De uitslag van de galvanometer moet als functie
van de stroom goed bekend zijn.

We willen nu de absorptie, die in de absorptiebuis optreedt,
gaan meten. Dit doen we volgens de foto-electrische methode.

We beelden daartoe het licht, afkomstig van de emissie-
buis, af op de plaats A van de reeds in hoofdstuk I beschreven
absorptiebuis door middel van een positieve lens L^ (zie fig. 5).
Als emissiebuis gebruikten we öf een lange glazen buis, met
aan het ene einde een gloeikathode en aan de andere kant
de anode en waarin de druk van het helium 0,8 mm be-
droeg, öf een Geislerbuisje met een hehumdruk van 12 mm.

De bundel electronen bevindt zich in het midden van de
absorptiebuis. Daar bevinden zich dus ook de metastabiele
atomen. Derhalve zal de absorptie hoofdzakelijk in het mid-
den optreden. Daartoe moet ook het hcht, afkomstig van
de emissiebuis precies op die plaats worden afgebeeld. De
buis heeft echter een vrij grote doorsnede, n.L 64 mm. Om nu
een scherp beeld op de juiste plaats te krijgen, beelden we eerst
scherp af op de voorkant der buis en daarna op de achter-
kant. Bij beide afbeeldingen behoort dan een zekere stand
der lens L^. Het midden dezer twee standen nemen we aan
als de juiste plaats.

Het licht, dat we afgebeeld hebben, treedt aan de andere
kant weer uit de buis en wordt dan door middel van lens
Lj afgebeeld op een verticaal opgestelde spleet.

Willen we nu over de breedte van de bundel in de absorptie-
buis, welke bundel verticaal staat, integreren, dan zou deze
spleet horizontaal moeten zijn opgesteld. Maar in verband met
de eisen der verdere apparatuur moet ze verticaal staan. Om
nu toch te bereiken, dat de bundel over de breedte op de

spleet wordt afgebeeld, hebben we tussen de lens Lg en de
spleet S een prisma P geplaatst, welke het beeld van de
bundel 90° draait. Voor de metingen met behulp van de lijn
1= 10830 A, werd tussen deze spleet en de foto-electrische
versterker een filter F (Schott, Jena RG 7) geplaatst. Bij de
meting der overige lijnen werd als monochromator een grote
Fuess-spectrograaf gebruikt.

Het monochromatische Hcht, dat we aldus verkregen hebben,
laten we vallen op een fotocel, welke achter het filter of
de spectrograaf staat. Daar de stroom van electronen opge-
wekt in deze cel zeer zwak is — te zwak om direct gemeten
te kunnen worden , moet hij versterkt worden. De aldus
versterkte stroom wordt door de spoel van een galvanometer
gestuurd.

Het licht, dat op de fotocel valt, geeft aanleiding tot gelijk-
stroom. Echter is onze versterker een wisselstroom versterk er;
deze laat dus geen gelijkstroom door. Opdat het licht nu toch
aanleiding tot wisselstroom geeft, onderbreken we het licht
door middel van synchroonmotoren, welke op het draai-
stroomnet lopen. De details der verschillende onderdelen en hun
werking zullen in de volgende paragrafen beschreven worden.

We gebruiken nu een combinatie fotocel-wisselstroom-
versterker, welke door J. M. W. Milatz i) ontworpen is.

We gebruikten de normale typen cellen, zowel hoogvacuum
als met edelgas gevulde cellen. De kathode bestaat uit eèn
alkalimetaal, in casu Caesium op zilveroxyd (Cs—O—Ag).
De gevoeligheid wordt nog groter gemaakt door hierop nog
een laagje zilver aan te brengen. We krijgen dan het type
cel Cs—Ag^—O—Ag, dat als meest gevoehge type geldt
In met gas gevulde cellen vormt een electron door botsingen
meerdere ionen, zodat deze dus gevoeliger zijn dan de hoog-
vacuum-cellen. Toch bleek, dat wij met hoogvacuum-cellen
goede metingen konden verrichten.

De met gas gevulde cellen hebben het nadeel, dat ze lekken
vertonen. Achter onze cel staat een wisselstroom-versterker,
welke geen gelijkstroom doorlaat. Desondanks hadden we
last van storingen; lekstromen n.1. geven aanleiding tot stoten,
welke wel versterkt Worden. Dit type storingen kon sterk

gedrukt worden door een uitwendige metalen ring, de z.g.
schutring aan te brengen en deze te aarden.

Ook worden tegenwoordig cellen in de handel gebracht
met een inwendige schutring, welke het genoemde euvel
nagenoeg geheel opheft.

het opgevallen licht is weergegeven in fig. 6 voor de gas-
gevulde cellen en in flg. 7 voor de Philips-hoogvacuum-cellen.
Deze laatste cellen vertonen voorts een stijging der gevoelig-
heid met de opgelegde spanning tot 75 Volt. Daarboven is
ze onafhankelijk van de spanning.

We moeten de cel tegen te sterke bestraling beschermen,
daar na te sterke belichting de gevoeligheid belangrijk
terugloopt.

De electronenstroom, die door het opvallende licht in de cel
wordt opgewekt, is van de grootte van 10quot;^® totnbsp;Amp.,

terwijl een galvanometer stromen tot 10quot;quot;''' Amp. kan weer-
geven. We moeten derhalve de door de cel opgewekte
stroom versterken.

Laatstgenoemde methode heeft het voordeel boven de eerste,
dat daarbij geen Brownse beweging optreedt.

Aangezien echter een wisselstroomversterker in goede conditie
aanwezig was en de resultaten met hun geringe spreiding
geen hogere nauwkeurigheid eisten, zijn we niet op de tweede
methode ingegaan. We moeten dan echter verschillende
voorzorgen nemen.

Teneinde de stroom te kunnen versterken, wordt in de
keten van de cel een weerstand r^ opgenomen. Over de weer-
stand ontstaat dan een spanning V^ — r^, welke spanning

Schema van de wisselstroomversterker.
Het omlijnde gedeelte, de 3-lamps versterker, is ingebouwd in een plaatijzeren doos.
A = foto-electrische cel.

M = synchroonmotor, welke het licht 50 maal per secunde onderbreekt.
Tl = transformator.
T2 = Volt transformator.
G = galvanometer.

Een eerste eis is nu, dat onze versterker de stroom i-t lineair
versterkt. Hiertoe wordt bij ieder der drie lampen de negatieve
roosterspanning zo ingesteld dat het werkpunt in het midden
van het rechte stuk van de karakteristiek ligt. De lampen zijn
PhiHps-trioden A 415, gekoppeld door weerstanden en con-
densatoren. De gehele schakeling zien we in flg. 8 afgebeeld.

We willen nu weten, hoe groot de versterking is en gaan
daartoe na, hoe groot de waarden van de verschillende effectieve
spanningen zijn, die optreden indien de uitslag van de galvano-
meter 1 cm bedraagt bij een schaalafstand van 1,10 m, terwijl
de shuntweerstand re 500 ü bedraagt. Hiertoe brengen wij
tussen rooster en gloeidraad van de verschillende lampen
bekende wisselspanningen aan (verg. fig. 9) en nemen de
bijbehorende uitslag van de galvanometer waar. De resul-
taten zijn in Tabel IV vervat.

Hieruit blijkt, dat de versterking v van de fotostroom i'i
ongeveer 8 X 10® bedraagt.

Verder moeten we rekening houden met uitwendige storingen.
Tegen storingen, welke via het net binnen komen, is weinig

te doen. Om storingen, bijv. tengevolge van een vonkend
inductorium — dus hoogfrequente storingen — tegen te
houden, is het voldoende het geheel in een plaatijzeren doos
te plaatsen en deze goed te aarden. Tenslotte kan er nog
storing optreden tengevolge van antennewerking door de spleet
of door de spectrograaf op de cel. Om deze te elimineren,
moeten we de rail, waarop de spleet gemonteerd staat, of
de spectrograaf, goed aarden.

Daar de intensiteiten, die we moeten meten, vrij gering
zijn, is de uitslag van de galvanometer ondanks de versterking
nog tamelijk klein. We zouden dus dan nog verder kunnen
versterken. Maar bij het gebruik van een versterker wordt
de meetnauwkeurigheid door de volgende verschijnselen be-
perkt :

accumulatoren, ieder van 10 Volt. tot een totaal van 300 Volt.
De spanningen van deze batterijen zijn niet constant, maar
vertonen fluctuaties.

De galvanometer meet stromen van de orde van 10~'' Amp.
De variaties zijn al gauw veel te groot en zouden een
sterke schommelende beweging van het galvanometerspoeltje
veroorzaken. Deze fluctuaties zouden dus gedrukt moeten
worden tot waarden, welke zeer klein zijn t.o.v. 10~' Amp.
We maken echter gebruik van een wisselstroomversterker,
welke dit soort fluctuaties niet doorlaat.

Ons stonden oudere batterijen ter beschikking, welke nogal
sterke fluctuaties vertoonden, vooral wanneer ze enige tijd
waren gebruikt, maar nog niet beneden de toelaatbare
spanning waren ontladen. In het bijzonder bleken van tijd
tot tijd snelle spanningsveranderingen op te treden, die wel
door de versterker werden doorgelaten en aan de galvano-
meter dan een schommelende beweging gaven.

De electronen in een keten zijn in voortdurende temperatuur-
beweging. Deze bewegingen zijn, evenals die der moleculen,
van de temperatuur afhankelijk Derhalve zal, b.v. in de
weerstand rj van de keten, die de cel bevat, tussen de uiteinden
een toevallig potentiaalverschil bestaan. In verband hiermede
vertoont het galvanometerbeeld een onregelmatige beweging.

De tijd, waarin de spanning op r^ belangrijk van waarde
verandert (correlatietijd), is van de orde r^C. waarin C de
(parasitaire) capaciteit tussen de uiteinden van r^. Nu zijn
de genoemde spannings-variaties uit de aard der zaak zeer
snel. Deze snelle variaties kan de galvanometer niet volgen,

Om de grootte der variaties in een getal te kunnen uit-
drukken. zou men het gemiddelde kwadraat van de uitslag
kunnen gebruiken.

Dit laatste veld werd door ons gebruikt, zodat de middel-
bare fout iets groter is dan zij geweest zou zijn in het geval
wij van een rechthoekig veld gebruik gemaakt zouden hebben.

Allereerst kunnen we opmerken, dat het in ons geval niet
van nut is de versterking groter te maken, aangezien de on-
regelmatige beweging van het galvanometerbeeld tengevolge
van de Brownse beweging in de eerste keten, bij de door
ons toegepaste versterking reeds zichtbaar was (r« = 500 Q).
Immers bij verdere vergroting der gevoeligheid zou de ver-
houding tussen het te meten effect en de Brownse storing
er niet beter op worden.

Uit de formules lezen we verder af. dat de nuttige ge-
voeligheid wel verhoogd kan worden door rj te vergroten.
We hebben echter r^ niet groter dan 10» Q gekozen, aan-
gezien dit geen nut had in verband met het Schottky-efFect,
dat we in de volgende paragraaf zullen bespreken.

Daar de gevoeligheid evenredig met R is zn R in onze
uitdrukking voorkomt, zouden we dus door vergroting van
R de gevoehgheid kunnen opvoeren.

Er is nog een derde reden, waarom in de ketens de stromen
niet constant zijn. De gloeidraden der lampen zullen niet altijd
evenveel electronen „verdampenquot;. Derhalve is er een spehng
in de plaatstroom.

De fluctuatie tengevolge van de atomaire bouw der elec-
triciteit wordt het Schottky-efFect genoemd

Nemen we nu een tijdje r, waarin we de stroom i, derhalve
het aantal electronen meten, dan zullen we een onzekerheid
(A if krijgen, gegeven door de relatie:

De plaatstromen zijn van de orde 10~® Amp. Deze stromen
geven alle aanleiding tot de genoemde fluctuatie. Vooral
echter het Schottky-efFect der eerste lamp zal van belang zijn,
omdat dit het meest versterkt wordt.

We kunnen nu echter ons toestel zo samenstellen, dat de
beschreven fluctuatie verwaarloosd kan worden ten opzichte
van die tengevolge van de Brownse beweging.

Er is echter nog een tweede efFect, tengevolge van de
corpusculaire structuur, dat wel tot fouten aanleiding geven
kan. Het aantal door de cel waargenomen lichtquanten ver-
toont n.1. ook toevalhge fluctuaties. Deze worden terugge-
vonden in het aantal vrijgemaakte electronen, en veroorzaken
daardoor een schommehng in de fotostroom.

waarin e^ 10e. Elk electron n.1. dat in een met gas gevulde
cel wordt vrijgemaakt, geeft telkens door versterking aanleiding
tot b.v. gemiddeld 10 electronen in de eerste keten van de

versterker. Dit bedrag vertoont weer een spreiding: er zullen
immers niet steeds 10 electronen worden vrijgemaakt. Er
treedt dientengevolge nog een extra geruis in de versterker op.

Het Schottky-efFect is bij grote intensiteit merkbaar en
geeft nog een extra schommeling van de galvanometer.

Om de stroom door een wisselstroomversterker te ver-
sterken, werd het licht, dat de electronen in de fotocel vrij
maakt, 50 maal per secunde onderbroken. De versterkte
stroom is dan een wisselstroom met 50 per./sec. Derhalve
zal het koppel, dat het spoeltje richt, eveneens 50 maal per
secunde van teken omdraaien, wanneer we door de veldketen
een gelijkstroom sturen. Deze snelle wisseling kan het spoeltje
niet volgen en het zou dus vrijwel stil blijven staan. Om nu
toch een uitslag te krijgen zenden we ook wisselstroom door
de wikkehng, die het veld van de galvanometer opwekt
(electrodynamometer beginsel). Het gemiddelde koppel, dat
op het spoeltje met oppervlak O en een aantal windingen N
werkt, is dan gelijk aan:

waarin 95 het phaseverschil tussen stroom i en veld H voorstelt,
waarbij over voldoend lange tijd gemiddeld is. Het koppel
is maximaal voor cos lt;p=l. Dan is dus cp = 0°oi(p= 180°.
Dit komt op hetzelfde neer, alleen slaat de galvanometer in
het tweede geval de tegenovergestelde kant uit als in het
eerste geval.

Tengevolge van het feit dat wisselstroom door de veldketen
wordt gestuurd, wordt de demping nagenoeg opgeheven. Er
bhjft alleen nog enige luchtdemping over. Om nu toch een
behoorlijke demping te krijgen, sturen we tevens een gelijk-
stroom door de veldketen. Men zou dan kunnen menen, dat
de opstelling nu ook gevoelig werd voor gelijkstroom, maar

dit geeft geen moeilijkheid, daar we een wisselstroomversterker
gebruiken, welke geen gelijkstroom doorlaat.

Er gaat nu echter wel een extra-koppel op het spoeltje
werken en wel één, dat evenredig is met sin co t. Daardoor
ontstaat een verbreding van het galvanometerbeeld, welke in
fig. 10 weergegeven wordt. Die verbreding is evenredig met
de uitslag. We zorgen ervoor, dat het galvanometerbeeld in
de nulstand op zijn smalst is.

Bij de gebruikte uitslagen geeft deze verbreding dan niet
tot onnauwkeurigheden aanleiding. Voor de belichting van
het galvanometerspiegeltje gebruikten we een lamp met rechte
draad, welke verschillende voordelen heeft boven de ge-
bruikelijke methode, n.1.:

2.nbsp;de lamp kan gebruikt worden om verschillende galvano-
meters tegelijk te belichten;

We moeten verder rekening houden met de inductieve
koppehng tussen veld- en galvanometerketen. Deze inductieve
koppeling is tweeledig:

1.nbsp;de inductie, die ontstaat, doordat veldwikkeling en toe-
voerleidingen voor de galvanometerketen zich dicht in
elkanders nabijheid bevinden;

2.nbsp;de inductie, die ontstaat, doordat het vlak van het gal-
vanometerspoeltje niet evenwijdig staat aan het magne-
tische veld.

Deze twee inductiespanningen zijn niet in phase, tengevolge
van het aanwezige ijzer in de veldspoelen.

De eerste kan opgeheven worden door in de veldketen
de primaire spoel van een variometer op te nemen, terwijl
in de keten van de galvanometer de secundaire spoel is op-
genomen. De tweede vorm van inductie kan opgeheven
worden, door de torsieknop van de galvanometer in een ge-
schikte stand te draaien. De juiste stand van de variometer
en van de torsieknop moet dan gevonden worden. Dit ge-
schiedt door in de veldketen voor de galvanometer behalve
de weerstand r^ ook nog de weerstand r^ (zie flg. 8) op te
nemen, welke met behulp van een schakelaar S, kan worden
ingeschakeld en wel parallel met r^. We veranderen daardoor
de stroom in de veldketen. Als de stand van torsieknop en
variometer juist is, zal een verandering van het veld tengevolge
der stroomsterktevariatie geen invloed op de stand van het
galvanometerspoeltje hebben. Wanneer dat echter niet het
geval is, zal het indrukken van S, een uitslag van de gal-
vanometer tengevolge hebben. We moeten dan de torsieknop
in de richting van die uitslag draaien en met behulp der
variometer het galvanometerbeeld wederom smal maken. Dit
doen we zo lang, totdat het neerdrukken van S^ geen uitslag
meer tengevolge heeft.

De grootten van wissel- en gelijkstroom in de keten zijn
resp. 0,35 Amp. en 0,9 Amp.

door de stroomsterkte in de veldketen te vergroten, d.w.z.
een sterker wisselveld te nemen, maar daarmede maken we
tevens de aanwijstijd van de galvanometer groter. De gal-
vanometer wordt tenslotte labiel. De afhankelijkheid van de
veldstroom blijkt uit Tabel V, waarvan de uitslagen zijn ge-
nomen veroorzaakt door de heliumlijn 10830 A in emissie.
We kunnen de stroom niet tot 0.38 Amp. opvoeren, daar
hierdoor de aanwijstijd van de galvanometer belangrijk groter
wordt.

Het gebruik van een langzaam instrument is niet wenselijk
in verband met absorptiemetingen. die we doen willen. Deze
absorpties blijken namelijk gering te zijn; het is dus een eerste
eis voor onze galvanometer dat hij alle veranderingen direct
volgt; we moeten nl. scherpe overgangen zien.

We moeten nog opmerken, gelijk fig. 8 toont, dat de
stroom, die onze versterker levert, niet direct door de gal-
vanometer gestuurd wordt, maar dat zij eerst door de trans-
formator T] opgetransformeerd wordt.

We kunnen nu de gevoeligheid variëren door de weerstand
Tg te veranderen van 1—500 ü. De gevoehgheid is practisch
evenredig met de weerstand (verg. § 13). In verband met de
Brownse beweging en het Schottky-effect hebben we r^ nooit
groter dan 500 Q gemaakt.

Voor de meting der lichtintensiteit is een fotocel gecom-
bineerd met een wisselstroomversterker gekozen. Teneinde de

electronenstroom, die in de cel is opgewekt, te kunnen ver-
sterken, moet het licht, dat de cel treft, periodiek zijn.

Om dit wisselhcht te verkrijgen gebruiken we de reeds
genoemde synchroonmotoren. In geval we b.v. de intensiteit
van de - constante - emissiebuis willen bepalen, onder-
breken we het licht 50 maal per sec. door middel van een
draaiende schijf. Bij de absorptiemetingen daarentegen onder-
breken we de electronenbundel zelve in de kooi der buis

50 maal per sec. Deze onderbreking vindt plaats met behulp van
een synchroonmotor, op welks as een ebonieten cyhnder is ge-
monteerd. Op deze cylinder loopen 3 roodkoperen banden,
waarvan de middelste voor de helft met de eerste en voor
de andere helft met de derde electrisch verbonden is (zie
fig. 11).nbsp;^

Tegen deze banden drukken roodkoperen staafjes door
middel van veren. De banden en staafjes zijn van roodkoper
vervaardigd, teneinde een zo laag mogelijke contact-potentiaal
te hebben. Nu zijn de banden en staafjes weliswaar aan
sterke slijtage onderhevig en eisen zij een voortdurend smeren,
maar zij zijn toch zeer te verkiezen boven koolborstels, daar

deze met het roodkoper een betrekkehjk groot potentiaal-
verval geven. Daar de motor een geringe energie heeft,
moet deze cylinder goed uitgebalanceerd zijn.

Als we een dergelijke motor te zwaar belastten, raakte hij
uit phase en kon het toerental tot op de helft verminderd
worden. Daarom tevens konden cylinder en halve schijf niet
op de as van één motor gemonteerd worden. De staafjes,
die tegen de cylinder drukken, hebben een doorsnede van
5 mm. Teneinde geen kortsluitingen te doen ontstaan moeten
de ronde isolatiepunten (flg. 11) een middellijn van groter
dan 5 mm bezitten. De eerste band heeft n.1. de potentiaal
Vg en de derde band dezelfde potentiaal als de gloeidraad
van de absorptiebuis. Wanneer de motor draait, is de potentiaal
van de kooi K afwisselend gedurende Vioo sec. gelijk aan V^
resp. gelijk aan die van G^. De bundel is dus telkens Vioo sec.
aan-, resp. afwezig. De tijd, gedurende welke Vg nu op de
middelste band, derhalve op Rg en K staat, is in werkelijkheid
iets kleiner dan Vioo sec., hetgeen samenhangt met de af-
metingen van de isolatiepunten A. De m.A. meter wijst een
stroom aan, die 43 % is van de stroom, welke door de kooi
gaat, wanneer de bundel niet onderbroken wordt. Dit feit
hebben we gecontroleerd met behulp van de kathodestraal-
oscillograaf, welke een volkomen rechthoekig spannings-
verloop te zien gaf, waarbij Vg 43 % van de totale tijd
op Rg staat. Door deze proef blijkt bovendien, dat inderdaad,
althans voor de lagere snelheden, de bundel de onderbreking
der spanning onmiddellijk volgt en de electronenstroom niet
nog gedurende korte tijd doorgaat. Tot een spanning van
ongeveer 200 Volt blijft dit het geval. Daarboven wordt de
stroom, die bij de onderbreking door de kooi gaat, hoger en
komt boven de 50 % uit.

Zoals reeds opgemerkt, maken we voor onze absorptie-
metingen gebruik van de sterkste lijnen, welke op het 2®S-
niveau uitkomen, n.1. 2 = 3888 A en A = 10830 A.

Deze verkrijgen we uit het hcht, afkomstig van de positieve
zuil van een buis, gevuld met helium, met een druk van
ongeveer 0,8 mm Hg. Bij deze druk en met de ons ter be-
schikking staande constante spanning, zijnde 350 Volt, brandt
de buis rustig. Bij hogere drukken ontstaat een periodieke
schommehng in de ontlading.

De gloeikathode en anode zijn in tweevoud uitgevoerd.
Beide kanten der buis bezitten zowel anode als kathode, zodat
we bij defect raken van de gloeidraad eerst de andere kunnen
gebruiken, alvorens de buis vernieuwd behoeft te worden.

Door van te voren de metalen delen in een glazen
buisje te ontgassen, krijgen we bij het ontgassen der emissie-
buis slechts een zeer geringe aanslag in de buis, zodat de
volle intensiteit der gasontlading in de buis kan benut worden.
De buis vertoonde dikwijls het z.g. „clean upquot;-verschijnsel,
waarbij nagenoeg al het gas verdwijnt. Dit verschijnsel
werd voorkomen, althans sterk verminderd, door de buis ge-
durende 40 uur in een hehumatmosfeer te laten branden.

De gloeidraad moet door een accumulatorenbatterij gevoed
worden en niet door een gloeistroomtransformator, daar de
rimpel, die in het tweede geval in de ontlading ontstaat, door
de galvanometer geregistreerd wordt.

Om de lijn l = 3888 A af te zonderen, gebruiken we een
grote spectrograaf van Fuess.

Een zo groot mogelijke gevoeligheid wordt verkregen door
de spleet zo breed mogelijk te kiezen en wel zo, dat de lijn
nog juist van de dichtst nabij gelegen lijnen gescheiden is.

We plaatsen in het spectrum een spleet op de plaats
van l =. 3888 A, waardoor alleen deze lijn naar buiten treedt.

Om de lijn l — 10830 A af te zonderen gebruiken we
een filter Schott Jena RG 7, welke het gebied l gt; 8000 A
dooriaat. In dit gebied bevinden zich nog de zeer zwakke
heliumlijnen l = 12784, 12793, 18684 en 18693 A, benevens

de zeer sterke lijn A = 20582 A. De eersten zijn te zwak om
gemeten te kunnen worden en voor de laatste is de cel totaal
ongevoelig. We hebben dit gecontroleerd door middel van de
filters Schott Jena BG 7 en VG 2, waarbij practisch alleen
de laatst genoemde lijn doorgelaten werd.

De drukken, waarmede we de absorptie-metingen verricht
hebben, variëren van 0,01 tot 0,07 mm Hg. Daar we dus
met lage drukken werken, moeten we een instrument bezitten,
waarmede we de druk zeer nauwkeurig kunnen meten. De
absorptie is meer dan Hneair afhankelijk van de druk; deze
moet dus zeer precies bekend zijn. Aanvankelijk gebruikten
we voor het meten van de druk een kenometer. Deze bleek
echter de druk niet voldoende reproduceerbaar aan te wijzen.

Daar het niet mogelijk bleek met de beschikbare keno-
meters deze drukken met voldoende nauwkeurigheid te meten,
zijn wij overgegaan tot het gebruik van een kleine gesloten
Mac-Leod manometer. Er werd nu een nauwkeurigheid van
5% bereikt.

De bij dit instrument aanwezige gum mi verbindingsslang
tussen manometer en kwikreservoir bleek echter een groot
nadeel te zijn. Deze geeft aanleiding tot inlekken. Er is wel-
iswaar een tweede gummislang om deze slang heen aan-
gebracht, waarna de tussenruimte van de twee slangen leeg-
gepompt werd. Dit verminderde het inlekken wel sterk, maar
daar de druk nog van de orde van 1 mm bleef, kon dat lekken
toch niet geheel worden vermeden. De lucht, die inlekt, stijgt
door het kwik naar boven in de meetruimte. Het was dus nood-
zakelijk voordat we de druk meten, alle luchtbelletjes, die in
de loop van de tijd zijn doorgelekt, te verdrijven.

Daar de buis naar de Mac-Leod manometer vrij lang is
en een grote doorsnede heeft, vergroten we bij het meten van
de druk het volume nogal aanzienlijk en deze vergroting is niet
te verwaarlozen. Willen we dus na de meting de druk nog eens
controleren, dan moeten we weten, wat de werkelijke druk

was. Daartoe hebben we de werkelijke druk uitgezet als functie
van de afgelezen druk. We kunnen zo achteraf de oor-
spronkelijke druk bepalen. De drukverlaging door de meting
blijkt dan ongeveer 18 % te zijn.

Alvorens we nu kunnen gaan meten, moeten we eerst de
gevoeligheid van de galvanometer bepalen. Daar we met twee
motoren werken, moeten eerst beide op maximum uitslag zijn
ingesteld. We moeten n.1. zorgen, dat het phaseverschil tussen

de stator van de motor en het galvanometerveld 0° of 180°
is (zie § 5). We draaien daartoe het motorhuis zodanig, dat
de galvanometer zijn maximum uitslag vertoont. Op analoge
wijze wordt de motor, welke dient voor de onderbreking
van de electronenbundel, ingesteld. We moeten geregeld de
stand van de motoren controleren, wat een nadeel is van het

gebruik van twee motoren. Immers de phaseverschuivingen,
die van tijd tot tijd in het draaistroomnet optreden, hebben
een ongelijke invloed op de twee motoren. In verband hiermede
zou het gebruik van één motor de voorkeur verdiend hebben.

We sluiten nu de primaire wikkeling van de transformator
Tg (fig. 8) tussen O en één der phasen van het draai-
stroomnet aan. Het blijkt nu, dat niet bij alle phasen de
uitslag van de galvanometer lineair is met rg, wat toch een
eerste eis was. We hebben dit gecontroleerd voor de lijn
I = 3888 A, waarbij we bij één der phasen een afwijking
kregen bij een shuntweerstand kleiner dan 10 ö. Fig. 12 ver-
toont dit duidelijk.

Bij een gevoeligheid bij rg =: 500 Q zien wij een onrustige
beweging van het galvanometerbeeld. We moeten nu nagaan
of de grootte van deze fluctuatie in overeenstemming is met
de theorie.

Bij onze absorptie-metingen zien we dus de Brownse be-
weging met daarop het Schottky-efFect gesuperponeerd. De
Brownse beweging voor het Qeval, dat we geen licht op
onze cel laten vallen, zien we in fig. 13a; de Brownse be-
weging met Schottky-efFect gecombineerd in fig. 13b en c,
resp. voor l = 3888 A en A =: 5876 A.

Het Schottky-efFect is afhankelijk van de hoeveelheid
licht, die op de cel valt. Nemen we een sterke lijn, b.v.
l — 5876 A, dan zien we een zeer groot Schottky-efiFect. Dus
zouden we de lichthoeveelheid kunnen verhogen, dan ver-
groten we tevens het Schottky-efFect en dit stelt dus ook
grenzen aan de gevoeligheid van onze opstelling.

Uit tabel IV volgt, dat = 5,5 X IQ-^ Amp., hetgeen over-
eenkomt met een uitslag van de galvanometer van 1,1 mm.
Verder blijkt, dat voor de lijn l = 10830 A het Schottky-efFect
een maximale uitslag van de galvanometer van 2 mm bij
rg = 500 ü tengevolge heeft (fig. 13d).

De figuren bewijzen, dat de onrust zeer goed door de
formules beschreven kan worden.

De versterker moet op zijn lineariteit gecontroleerd worden:
als de lichtstroom twee maal zo hoog wordt, moet ook de
uitslag vertweevoudigd zijn. Het blijkt dan, dat tot een totale
uitslag van 3,5 meter bij r^ = 500 Ü de uitslag van de galvano-
meter evenredig is met de totale hoeveelheid licht, die op
de cel valt.

In de absorptiebuis bevindt zich helium van bepaalde druk.
Na eerst de kool goed gekoeld te hebben met vloeibare lucht,
gaan we de gloeidraad verhitten. Vervolgens zetten we een
bepaalde spanning op Rg en K (fig. 1), waardoor nu elec-
tronen in het heUumgas worden geschoten. Wanneer de snel-
heid, welke ze tengevolge van die spanning krijgen, zeer laag
is. zal er geen zichtbaar effect zijn. Immers, dan is de kinetische
energie der electronen nog te gering om heliumatomen aan te
slaan. We gaan dan de spanning op Rg en K geleidelijk verhogen.
Met die verhoging der snelheid zal eerst de electronenstroom
monotoon veranderen. Bij een bepaalde snelheid zien we het
gas in de buis plotseling oplichten. De electronen zullen nu
behalve elastische ook onelastische botsingen met de helium-
atomen uitvoeren. Bij de elastische behouden ze hun energie
practisch volkomen. Bij de onelastische daarentegen zullen ze
zoveel energie verhezen, als nodig is om de heliumatomen
in een bepaalde hogere energietoestand te brengen. Eerst zullen
er alleen atomen in de lagere aangeslagen toestanden gebracht
worden. Maken we de snelheid van de electronen groter,
dan zullen ook atomen in hogere energietoestanden geraken.
De vorming van de metastabiele toestand kan op tweeërlei
wijze geschieden:

2.nbsp;Aanslag van hogere niveaux, b.v. met daarop vol-
gende spontane overgang naar het 2®S-niveau.

In tegenstelling tot de andere niveaux kan vanuit een me-
tastabiel niveau geen spontane overgang plaats vinden,
waarbij licht wordt uitgezonden. De metastabiele atomen
zullen dus als zodanig door hun thermische beweging zich
door de gehele kooi verspreiden, en tenslotte bij hun botsing
met de wand van de kooi hun energie daaraan afgeven.

We zullen dus de metastabiele atomen overal in de meet-
ruimte aantreffen, in tegenstelling tot de overige aangeslagen
atomen, die. in verband met de korte levensduur der toestanden,
niet ver buiten de bundel kunnen komen.

Terwijl we ons bij gewone aanslagfunctie-metingen kunnen
beperken tot integratie van de Uchtemissie over de breedte
van de bundel, dient bij metastabiele toestanden ook het
gebied buiten de bundel in de meting betrokken te worden.
Bij onze absorptiemetingen hebben we daarom gebruik ge-
maakt van een emissiebundel, welke aanzienlijk breder was
dan de electronenbundel.

Alvorens nu die absorptiemetingen te verrichten, moeten
we allereerst nagaan, wat of we eigenlijk meten. Behalve
het in de absorptiebuis door de metastabiele atomen verzwakte
licht der emissiebuis. valt er n.1. ook licht van de bundel in
de kooi op de cel. Want in de absorptiebuis zullen even-
eens die energieniveaux worden aangeslagen, welke bij terug-
vallen de betrokken lijnen, n.1. A = 3888 A en A = 10830 A
uitzenden.

Aangezien we de bundel door de synchroonmoter 50 maal
per secunde laten onderbreken, zou dat van de bundel af-
komstige emissielicht aanleiding kunnen geven tot het opwekken
van een wisselstroom in de cel. indien dat licht voldoende
intensief is. We zullen dus eerst zien of de galvanometer op
dat emissielicht een uitslag geeft.

De galvanometer blijkt op het emissielicht een meetbare uitslag
te geven als de kooistroom groter is dan 1 m.A. We zouden
deze uitslag ten onrechte voor absorptie kunnen aanzien en

zo tot foutieve resultaten kunnen komen. Bij nog grotere stromen
wordt die uitslag ook groter; zij blijkt zelfs volkomen lineair
te zijn met de stroomsterkte in de absorptiebuis. Deze uitslagen
zijn dan behoorlijk goed te meten.

Het is zodoende mogelijk de aanslagfuncties van de ver-
schillende niet-metastabiele energieniveaux foto-electrisch te
bepalen. In fig. 14 zien we de lineariteit van de uitslag, uit-
gezet bij metingen aan de lijn A = 5876 A, welke op het
2®S-niveau uitkomt.

Lineariteit van de uitslag van de galvanometer op het emissielicht van de
bundel voor A = 5876 A.

Daar aanvankelijk alleen bij hoge kooistromen een goede
bundel te krijgen was, zouden de absorptiemetingen hierdoor
bemoeilijkt worden. Het was n.1. niet mogelijk de Hchtsterkte
van de emissiebuis verder op te voeren. Maar na een kleine
geometrische wijziging in de buis konden we ook bij lagere
kooistromen een goede bundel verkrijgen en bleek, dat hierbij
geen uitslag op het emissielicht te bespeuren viel, althans
niet wat de spectraallijn l— 10830 A betreft. De uitslag ver-
oorzaakt door de emissiebuis was onder dezelfde omstandig-
heden ruimschoots voldoende. We kunnen nog opmerken
dat de uitslag voor de lijn l = 5876 A in het emissiehcht
van de electronenbundel veel groter was dan voor de lijn
A= 10830 A.

De foto-electrische bepaling van de aanslagfunctie van de
lijn 1 = 5876 A is dus zeer goed mogelijk.

Ten overvloede hebben we nog getracht de absorptie te
meten voor een lijn, welke niet op het metastabiele niveau
uitkomt. In overeenstemming met de verwachting werd hierbij
alleen emissie en geen absorptie gevonden.

In ons geval zijn de emissie- en de absorptiebuis op dezelfde
batterijen van constante spanning aangesloten. We moeten nu
de galvanometeruitslag beschouwen, veroorzaakt door emissie-
buis en absorptiebuis tesamen, of door de emissiebuis alleen.
Gedurende de perioden, dat de absorptiebuis uitgeschakeld
is, worden de batterijen minder belast, waardoor een ver-
groting van de spanning op de emissiebuis zou kunnen op-
treden. De hierdoor veroorzaakte toename van het emissie-
licht zou een systematische fout in onze metingen kunnen
teweeg brengen.

We konden echter aantonen, dat deze foutenbron niet van
belang was, door de batterij extra te belasten zonder de buis
in bedrijf te stellen. De uitslag op de emissielijn bleek on-
veranderd te blijven.

We laten nu het licht der emissiebuis op de bundel in de
absorptiebuis vallen. De nu te beschrijven absorptiemetingen
zijn verricht met behulp der lijn X = 10830 A. Deze lijn
zonderen we met behulp van het filter af (hoofdstuk II. § 10).
Deze spectraallijn is door Doppler-efFect. Stark-efFect, enz.
verbreed. Bovendien blijkt de zelfabsorptie voor deze lijn
vrij groot te zijn. We onderstellen, dat de temperatuur in
de absorptiebuis gelijk aan die in de kamer is. en dat de
breedte van de absorptielijn ongeveer gelijk aan de Doppler-
breedte bij die temperatuur is. De spectraallijnen hierin zijn
dus veel smaller dan die der emissiebuis.

De absorptie zal dus alleen in het midden van de spectraal-
lijn van de emissiebuis plaats vinden.

Aangezien blijkt, dat de lichtintensiteit evenredig is met het
gebruikte oppervlak van de spleet, kiezen we deze zo groot
mogelijk om een zo groot mogelijke uitslag te bereiken.

De metingen werden verricht bij een shuntweerstand in
de galvanometer-keten van 400 ü.

We zouden nu door aflezen van de galvanometer de absorptie
kunnen bepalen. Bij deze gevoeligheid treden echter zoals
we gezien hebben, Brownse beweging en Schottky-efFect op.

welke een onrustig galvanometerbeeld veroorzaken. Daar
bovendien de absorpties klein blijken te zijn, is het visueel af-
lezen bijna niet doenlijk, aangezien we dan op het oog moeten
middelen. Vooral bij kleine absorpties lezen we altijd aan
de lage kant af, zoals de ervaring leert. Daarom gaan we
de absorptieuitslagen, alsmede de totaaluitslagen op de emissie-
lijn, fotografisch registreren. Behalve de absorpties nemen we
dan ook de uitslag van de galvanometer, waar de kooistroom
doorheen loopt, op. Dit laatste heeft een tweeledig doel:

1. We kunnen de stroom, welke soms tijdens de metingen
verloopt, achteraf goed middelen, als we de galvanometer
van te voren geijkt hebben.

2. We kunnen precies zien, wanneer de absorptie begonnen
of afgelopen is; want vooral bij kleine absorpties is die
overgang niet duidelijk te zien.

We registreren nu aldus, dat we 15 sec. de absorptie op-
nemen, vervolgens 15 sec. alleen het emissiehcht, en dit
herhalen we enige malen. Een voorbeeld van een dergelijke
registratie zien we in fig. 15. Door nu te middelen kunnen
we de juiste absorptie bepalen.

De metastabiele atomen worden in de bundel gevormd.
Om de relatieve verdeling van de metastabiele atomen in
de meetruimte constant te houden bij variatie van de snel-
heid van de electronen, moet er voor zorg gedragen worden
dat de bundel steeds dezelfde vorm heeft. We nemen daarom
altijd een zo goed mogelijke evenwijdige bundel, wat we
kunnen bereiken door V^ en de stand der magneten te variëren.

Het registreren van de totale uitslag op het emissielicht dient,
om de grootte der absorptie in procenten te kunnen uitdrukken.
Om de totale uitslag te verkrijgen, gebruiken we de synchroon-
motor, waarop dc halve schijf is gemonteerd. De uitslag is
te groot en we bevinden ons dus niet meer in het hneaire
stuk van onze opsteUing. We moeten dus voor de spleet nog
een verzwakker plaatsen. De door ons gebruikte platina-
verzwakker had een doorlating van 29,5 »/q voor de golf-
lengte 10830 A.

Indien de bij deze metingen gemaakte ondersteüingen juist
zijn, moet de totale absorptie evenredig zijn met de stroom-
sterkte in de electronenbundel. Door nu experimenteel na te
gaan of deze evenredigheid bestaat, kunnen we de juistheid
van de onderstellingen en het goed functioneren van de ap-
paratuur toetsen.

Hiertoe hebben wij bij bepaalde snelheid der electronen de
absorptie als functie van de grootte van de electronenstroom
gemeten. Wij hebben dit voor verschillende waarden van
de kooispanning gedaan. In fig. 16 zien we voorbeelden van

een dergelijke controle der lineariteit. Zij tonen duidelijk dat
de absorptie evenredig is met de kooistroom. Tevens zien
we, dat voor Vg — 200 Volt de lijn voor hogere kooistromen
neiging heeft naar boven om te buigen. Bij snelheden tot
180 Volt is de lineariteit nog volledig. In verband met het
feit, dat de metingen gedaan zijn bij constante kooispanning
en niet bij een constante werkelijke snelheid, kan de ge-
noemde afwijking door de optredende ruimtelading veroor-
zaakt zijn.

Bij onze metingen der aanslagfunctie hebben we nooit der-
gelijke grote stroomsterkten gebruikt.

Bij iedere snelheid van de electronen bepalen wij de ab-
sorptie, die in de kooi optreedt. De reproduceerbaarheid van
deze absorptie bij gegeven sterkte van de electronenbundel
is van verschillende factoren afhankelijk, n.1.:

De invloed van V^, die we steeds zeer laag hielden, is blijkens
tabel III, blz, 26, zeer gering. Bij onze latere metingen
bleek het onmogelijk de bundel mooi evenwijdig te krijgen;

zij bleef steeds enigszins waaiervormig. We stelden toen zoveel
mogelijk de bundel zodanig in, dat hij ter weerszijden nog
ongeveer 3 mm van de rand der opening van de kooi ver-
wijderd bleef. Zoals uit de reproduceerbaarheid der absorptie-
metingen bleek, was dit een voldoende maatstaf voor het
instellen van de bundel. De afwijkingen bleven n.1. binnen
de foutengrens, veroorzaakt door Brownse beweging en
Schottky-efFect.

Alleen punt 3, de ruimtelading bleek van grote invloed te
zijn. We hielden haar altijd zo laag mogelijk, wat te bereiken
was door de kooistroom niet te hoog te kiezen. Bij de meting
van de aanslagfunctie hebben we voor elke snelheid der
electronen een rechte volgens fig, 16 opgenomen. Uit de
helling van deze rechte bepaalden we de absorptie per m.A.
Enige resultaten zien we in fig. 17.

Onze eerste metingen verrichten wij bij een druk van
0,052 mm Hg. van het helium in de absorptiebuis. De ab-
sorpties bij de verschillende snelheden zetten we grafisch uit.
Aldus ontstaat dan de z.g. relatieve aanslagfunctie. Deze
zegt alleen iets omtrent de verhouding van de aanslag bij
twee verschillende snelheden, niets echter omtrent de absolute
waarde van de aanslag, dus van het totaal aantal per m.A.,
per eenheid van druk, per sec., per cm bundellengte gevormde
metastabiele atomen.

In fig. 17, kromme a, zien we de aanslagfunctie bij
0,052 mm Hg voor de snelheden van O tot 250 Volt. Hierbij
zijn de correcties voor de snelheden aangebracht van tabel II,
blz. 25, zodat we daarin met de ware snelheden te maken
hebben.

Alle punten zijn uit zes hellingen bepaald. De spreiding is
daardoor klein geworden. De spreiding kan echter nooit
geheel verdwijnen, vooral niet bij lage snelheden, omdat de
kooistroomen daarbij zeer laag zijn, waardoor dus gemakke-
lijk een grote afwijking ontstaat. Toch hebben we ook bij
die lage snelheden de aanslagfunctie goed reproduceerbaar
kunnen vastleggen.

De overblijvende spreiding kan, behalve door de in § 5 ge-
noemde punten, worden veroorzaakt door de Brownse be-
weging en het Schottky-efFect. De toevallige fout in één
meetpunt van fig. 16 is zo groot als men verwachten kan
op grond van de Brownse beweging en het Schottky-efFect.

Als de druk verhoogd wordt, neemt de vrije weglengte
der metastabiele atomen af. Bij lage drukken zullen die atomen
de wand der kooi direct bereiken. Bij hoge daarentegen niet
meer. Die vrije weglengte van neutrale atomen bedraagt bij
een druk van 0,01 mm Hg 1,5 cm en bij 0,06 mm Hg dan
nog maar 2 mm. Dit is veel kleiner dan de straal der kooi,

dus veel kleiner dan de weg, die de metastabiele atomen
naar de wand der kooi moeten afleggen. We kunnen dus
niet verwachten, dat de absorptie hier recht evenredig is met
de druk. Daarom zijn in fig. 17 de aanslagkrommen bij twee
verschillende drukken opgenomen. Vooral bij grotere snel-
heden blijkt het relatieve verloop van de krommen a en b
te verschillen, wat we in hoofdstuk IV, § 3 zullen verklaren.

In verband hiermede hebben we metingen bij verschillende
drukken uitgevoerd. Zetten we vervolgens de absorptie als
functie van de druk uit, dan krijgen we de krommen van fig. 18.

Ze moeten bij alle snelheden dezelfde vorm vertonen. Dat is
inderdaad bij benadering het geval, gelijk kromme b van
fig. 18 bij 100 Volt toont, welke ongeveer dezelfde vorm
heeft als kromme a bij 60 Volt.

Het blijkt, dat we de kromme kunnen beschrijven door een
vergelijking van de vorm:

door O gaan, n.1. absorptie nul bij druk nul. Daar b a,
is de vergelijking practisch zuiver kwadratisch.

Gaan we nu na of we dit resultaat ook met een diffusie-
beschouwing kunnen beschrijven.

Voor de lagere drukken mogen we de absorptie als lineair
met de druk aannemen, d.w.z. het aantal aanwezige metastabiele
atomen is overal recht evenredig met de druk.

Voor hogere drukken gaat deze evenredigheid teloor.
Wij kunnen dus verwachten, dat een kromme van fig. 18
bestaat uit de volgende delen:

3.nbsp;Een kromme voor hoge drukken, welke door een diffusie-
beschouwing kan worden beschreven.

We schematiseren de situatie aldus: de lengte van de
bundel zij groot t.o.v. de straal der kooi, zodat het probleem
cyhndersymmetrisch wordt.

Aangezien onze metingen hoofdzakelijk binnen het door 3
genoemde gebied vallen, willen we dit thans nader beschouwen.

diffunderen dan naar de wand toe. De concentratie c van
deze atomen is afhankelijk van de afstand tot de lijn, die
door het midden der kooi loopt. Stel de straal van de bundel
O en die van de kooi q. Het aantal per cm van de bundel
en per sec. gevormde metastabiele atomen zij n; dan geldt
de difFusievergelijking:

waarin r de afstand tot het midden van de bundel en D de
difFusiecoëfficiënt is.

waarin we onderstellen, dat de concentratie van de meta-
stabiele atomen aan de wand O is.

Het totale aantal metastabiele atomen A, dat zich bevindt
op de als lijn geschematiseerde meetlichtbundel is dus even-
redig met

Daar n evenredig is met de druk, staat dus liier een
zuiver kwadratische vergelijking in p, derhalve van de vorm :

hetgeen dus overeenkomt met de vergelijking, die we uit
onze metingen bepaald hebben.

Tenslotte zij nog opgemerkt, dat we een zuiver kwadratische
vergelijking ook verkrijgen, indien we rekening houden met
de eindige doorsneden van electronen- en lichtbundel.

We hebben reeds opgemerkt, dat op het 2®S-niveau de
lijnen met golflengten A = 3888 a en ;i= 10830 a uitkomen.
De tot nu toe beschreven metingen zijn echter alleen met
behulp van de lijn 10830 a uitgevoerd. De metastabiele
atomen in de absorptiebuis resoneren ook op de lijn van
3888 a. We hebben daarom getracht de absorptie met be-
hulp van deze lijn te meten.

Daarvoor gebruikten we de opstelling met de spectrograaf,
zoals deze in hoofdstuk II § 10 is beschreven.

Aanvankelijk gebruikten we de emissiebuis, die ook voor
de metingen met behulp der lijn A= 10830 a is gebruikt. De
intensiteit van het door de emissiebuis uitgezonden licht voor
X = 3888 a bleek echter gering te zijn. Alhoewel de foto-
electrische cel voor deze golflengte, blijkens fig. 6, behoorlijk
gevoelig is, was de uitslag van de galvanometer gering. Bij
de experimenten trad in het geheel geen meetbare absorptie
op. Hiervoor zijn twee mogelijke oorzaken aan te geven, n.1.;

De grote moeilijkheid was nu de intensiteit der emissielijn
belangrijk op te voeren. De stroom door de emissiebuis
konden we niet meer vergroten, daar deze reeds ongeveer
1,5 Amp. bedroeg en verhoging van de stroom de temperatuur
van de buis zo hoog zou doen stijgen, dat gevaar zou ont-
staan, dat het glas zou smelten.

We zijn toen overgegaan tot het gebruik van een Geisler-
buisje met een nauwe capillair als emissiebuis. Allereerst ge-
bruikten we buisjes van hard glas, bedreven met een stroom
van ongeveer 100 m.A. bij een spanning van 4000 Volt. Daar bij
deze stroomsterkte een zeer grote warmteontwikkeling plaats
vindt, moest het buisje gekoeld worden. Daartoe plaatsten
we het gehele buisje in een grote buis en koelden het met
stromend water. Het bezwaar van deze buisjes was, dat ze
aluminium-electroden bevatten. Nu heeft aluminium een laag
smeltpunt. Bij de zeer grote stroom, die we gebruikten, smolten
deze electroden af en vielen op het glas, waardoor dit
knapte. Daarom lieten we tenslotte een buisje van kwarts
vervaardigen, van nikkel-electroden voorzien. Dit buisje ver-
droeg een stroom van 100 m.A.

De uitslag van de galvanometer op de emissielijn van dit
buisje was belangrijk groter geworden. Maar toch trad er
geen meetbare absorptie op. We konden nu de stroom nog
meer opvoeren, maar daarbij kregen we typische bijverschijn-
selen. Het licht in het Geislerbuisje vertoonde n.1. een trilling,
die sterker werd, naarmate we de stroom opvoerden. Nu is
dit op zichzelf niet erg, daar we hetzelfde verschijnsel ook
bij de grote emmissiebuis konden waarnemen. Maar daarbij
was echter door een kleine verandering van de gloeistroom en
de voorweerstand de trilling weg te krijgen. De intensiteit
is daarbij niet zo sterk afhankelijk van de doorgestuurde stroom.
Bij het Geislerbuisje echter is juist het opvoeren van de stroom
noodzakelijk. De trillingen, die in het Geislerbuisje optreden.

worden door de wisselstroom-versterker doorgegeven. Deze
maken, dat de versterker voor alle andere signalen ongevoelig
wordt.

In verband hiermede hebben we van absorptiemetingen met
behulp van de lijn l — 3888 A afgezien.

In het vorige hoofdstuk hebben we metingen beschreven,
die ons in staat stellen de aanslagfunctie van het metastabiele
2®S-niveau te bepalen.

Deze aanslagkromme hebben we verkregen door de absorptie
te meten, veroorzaakt door de metastabiele atomen in de
absorptiebuis. Deze absorptie is als functie der snelheid van
de botsende electronen, afgebeeld in fig. 17. Daar nu echter
de absorptie recht evenredig is met het aantal metastabiele
atomen — immers we hebben steeds met kleine absorpties
gewerkt —, kunnen we dus uit deze figuur aflezen, hoe de
verhouding van de aantallen aangeslagen metastabiele atomen
bij de verschillende snelheden van de electronen is.

Zoals dat voor alle aanslagfuncties van het tripletsysteem
geldt, vinden we dus ook hier een steil oplopen en dalen
van de kromme en een scherp maximum. We vinden echter
ook bij hogere snelheden nog relatief veel aanslag, terwijl
we zouden verwachten, dat daar bijna geen aanslag meer
plaats vindt.

We hebben reeds opgemerkt, dat de secundaire electronen
een belangrijke rol zouden kunnen gaan spelen. Deze secun-
daire electronen hebben sterk uiteenlopende snelheden. Aan-
gezien nu de bundel in de absorptiebuis waaiervormig is. zal
reeds uit de plaat Q (fig. 1) een belangrijk aantal electronen
vrijgemaakt worden, welke electronen dan aanleiding geven tot

een extra aanslag van metastabiele atomen. De snelheidsver-
deling hiervan kennen we niet en we kunnen dus ook geen
correctie aanbrengen. Dat er veel aanslag door secundaire
electronen optreedt kunnen we controleren door de bundel bij
hogere snelheden breder te kiezen. In dit geval botsen er
naar verhouding meer electronen met de plaat Q. Het grotere
aantal secundaire electronen, dat ontstaat, doet ook weer een
groter aantal metastabiele atomen ontstaan. We krijgen nu
een grotere absorptie dan bij die bepaalde snelheid der elec-
tronen behoort. De afwijkingen zijn maximaal 30

Fig. 17 toont, dat vooral bij hoge gasdruk bij de grotere
electronensnelheden relatief veel atomen in de metastabiele
toestand gebracht worden.

Deze invloed van de gasdruk vindt waarschijnlijk zijn
verklaring in het feit, dat er botsingen van de tweede soort
tussen aangeslagen atomen en atomen in de grondtoestand
optreden. Door Skinner en Lees®) is aangetoond dat
b.v. in een electronenbundel in helium reeds bij een druk
van 0,05 mm het aantal atomen, dat door directe aanslag
in de ®D-toestanden geraakt, overtroffen kan worden door
het aantal botsingen van het type

Dit soort reactie kan ook van belang zijn bij de vorming
van atomen in de 2®S-toestand. Omdat dit afhangt van de
aantallen atomen, is dit effect afhankelijk van de druk. Bij
zeer lage drukken zullen we er dus nagenoeg niets van bemerken.

Bij een aantal drukken hebben we nu een aanslagkromme
voor het metastabiele 2®S-niveau gemeten.

Het metastabiele 2^S-niveau van helium kan zowel direct
vanuit het grondniveau (directe aanslag) als via hogere niveaux
(indirecte aanslag) gevoed worden.

een atoom, dat door een electron in een hogere toestand is aan-
geslagen, rechtstreeks naar een lager niveau kunnen terug-
vallen. Het atoom zal dan bij dat terugvallen een lichtquant
uitzenden. Als dat atoom echter via een aantal tussengelegen
trappen terugvalt, dan zal telkens een lichtquant, behorende
bij die verschillende overgangen, worden uitgezonden.

Bij niet-metastabiele niveaux bepalen we de aanslagfunctie
uit het geëmitteerde licht, bij de overgang van dat niveau
naar lager gelegen niveaux. De kromme, die we op deze
manier vinden, is de optische aanslagfunctie. Onder optische
aanslagfunctie zullen we nu verstaan het verband, dat bestaat
tussen het aantal niveaux, dat onder de bekende genormaliseerde
omstandigheden wordt gevormd, en de snelheid der exciterende
electronen. Hierin zijn zowel de directe als de indirecte
aanslag vervat. In deze vorm kan de definitie ook op meta-
stabiele niveaux worden toegepast, hoewel hierbij geen straling
wordt uitgezonden.

De electrische aanslagfunctie heeft alleen betrekking op de
rechtstreekse aanslag vanuit het grondniveau i®).

Nu kunnen we ons dus afvragen, of er tussen de electrische
en optische aanslagfunctie enig verschil bestaat, m.a.w. of het
aantal via hogere trappen gevormde metastabiele atomen be-
langrijk is. Is dit laatste aantal gering, dan kunnen we zeggen,
dat de optische en electrische aanslagfunctie identiek zijn.

In andere gevallen kunnen we door aftrekken de electrische
aanslagfunctie vinden.

Volgens de rekenmethode van Born is de kans op aan-
slag van een niveau bij hogere snelheden evenredig met de

waarschijnlijkheid van de spontane overgang in tegengestelde
zin. Bij hoge snelheden zullen metastabiele niveaux derhalve
niet aangeslagen worden. Volgens deze redenering zouden
echter ook de triplet-niveaux van helium niet aangeslagen
kunnen worden vanuit het grondniveau.

De experimentele aanslagfunctie (O) p = 0,029 mm en de berekende aanslag-
functie volgens Massey en Mohr (4-).

Wigner'') zegt, dat aanslag vanuit singulet naar triplet
slechts mogelijk is bij uitwisseling van het botsende electron
met het electron van het atoom. Uit het optreden van de

lijnen l — 5876 A en 1 = 3888 A door electronenexcitatie
blijkt, dat de niveaux en ^D wel degelijk vanuit de grond-
toestand worden aangeslagen. Wij komen dus tot de conclusie,
dat er electronenuitwisseling plaats vindt. Er is dus ook geen
reden meer om aan te nemen, dat de metastabiele 2®S-toestand
niet direct uit de grondtoestand zou kunnen ontstaan.

Deze electronenuitwisseling hebben Massey en Mohr®)
in rekening gebracht bij de berekening der aanslagfuncties

voor helium. Deze berekening is uitgevoerd door bij de Bornse
benaderingsmethode bovenvermelde electronenuitwisseling
in acht te nemen.

De kromme, die ze krijgen heeft een maximum bij ongeveer
25 Volt en valt dan steil af omgekeerd evenredig met de
kinetische energie.

We hebben de theoretische kromme van Massey en
Möhr in fig. 19 uitgezet. Tevens hebben we nogmaals onze
experimentele kromme in de figuur opgenomen. De beide
krommen hebben we bij 60 Volt aangesloten. We zien dan
duidelijk de afwijking bij hogere snelheden. Wij vinden relatief
veel meer aanslag. Bovendien ligt het maximum van onze
kromme bij 34 Volt.

Ook voor andere niveaux hebben Massey en Möhr be-
rekeningen uitgevoerd. In overeenstemming met de theorie van
Massey en Möhr vindt Michels een kromme voor de
lijn l _ 3888 A, welke een scherp maximum bij 28 Volt heeft.
Dit scherpe maximum en het steile verloop worden ook door
de theorie voorspeld bij de overgang van het singulet naar
het tripletsysteem voor lage snelheden. Michels merkt echter
op. dat de plaats van het maximum door kontaktpotentialen en
andere oorzaken aan twijfel onderhevig is.

In overeenstemming met onze metingen vindt Otto
Thiemequot;) dezelfde verschuiving van het maximum en ver-
groting van de aanslag bij andere niveaux. Ook hij verwacht
dat bij grotere snelheden waarschijnlijk een groot aantal
secundaire electronen gevorm^d wordt. Dit verschijnsel wordt in
ons geval nog geaccentueerd, doordat de bundel waaier-
vormig is en de electronen reeds met de plaat Q (fig. ])
botsen. Evenmin als Thieme kunnen we hiervoor een
correctie aangeven.

Han 1 e vindt een kromme voor de lijn l — 3888 Ä, waarvan
het maximum bij 35 Volt ligt, terwijl dit volgens de theorie
bij 28 Volt ligt. Ook hij vindt bij grotere snelheden relatief
meer aanslag.

tussen theorie en experiment tevens verklaard kunnen worden
door botsingen van de tweede soort. (Verg. § 1).

Teneinde een gedetailleerd inzicht te verkrijgen in de ver-
schillende manieren van aanslag, is het derhalve van belang
naast de totale productie de indirecte productie te kennen.
Zouden deze twee grootheden gelijk zijn, dan zouden wij
kunnen concluderen, dat de aanslag van het 2^S-niveau plaats
vindt onder electronenuitwisseling. In de volgende paragraaf
zullen wij de metingen bespreken betreffende de indirecte
productie.

Het is mogelijk de totale productie uit de absorptie te be-
rekenen, indien de vorm van de emissielijn benevens de bij-
behorende overgangswaarschijnlijkheid bekend zijn. Aan-
gezien de fotografische platen, welke gevoelig zijn voor de
golflengten groter dan 10000 A, ons niet ter beschikking
stonden, moesten wij van deze bepaling afzien.

Teneinde de indirecte productie te kunnen bepalen, moeten
we de absolute intensiteit kennen van de lijnen, welke op het
metastabiele 2®S-niveau uitkomen. Er zijn twee sterke lijnen,
die daarop eindigen, nl. de lijnen 1 — 3888 A en A = 10830 A. De
intensiteit der overige is in vergelijking met die van deze
twee te verwaarlozen.

Door het werk van Thieme Hanle i®). Lees, Elen-
baas en Razek kennen we reeds de relatieve aanslag-
krommen van de lijn 1 — 3888 A. We behoeven dus hun
krommen maar één punt absoluut aan te sluiten.

De intensiteit van de lijn l — 3888 A hebben we fotografisch
bepaald. We nemen het spectrum op, dat in de absorptiebuis
ontstaat door aanslag van heliumatomen door de botsende
electronen. Vervolgens nemen we een continu spectrum op
dezelfde plaat op. Dit licht is afkomstig van een wit vlak,
dat bestraald wordt door een wolfraam-bandlamp. Teneinde
de z.g. zwartingskromme der plaat te krijgen, d.i. de kromme,
die de zwarting als functie der opvallende intensiteit voor een

bepaalde golflengte aangeeft, plaatsen we voor de spleet der
spectrograaf een platina-trapverzwakker. Door interpolatie
der zwartingskromme vinden we nu de absolute intensiteit
van het uitgestraalde licht van golflengte 3888 A

Deze metingen hebben we verricht bij een electronensnel-
heid van 120 Volt en een druk van het heliumgas in de
absorptiebuis van 0,050 mm.

Voor het^ meten van de absolute intensiteit van de lijn
10830 A hebben we de fotoelectrische methode gekozen.
Dit hebben we gedaan, omdat er geen fotografische platen
waren, gevoelig voor het infra-rode gebied. Bovendien heeft
onze spectrograaf maar een bereik van 3000—8000 Ä. Ten
ei^de een behoorlijke uitslag te krijgen voor de emissielijn
A— 10830 A van de absorptiebuis. moeten we een grote elec-
tronenstroom in onze buis hebben. Om deze reden moeten we bij
hogere snelheden werken. Aan de andere kant heeft de aanslag,
functie van het 2''P-niveau een steil verloop, waardoor het
aantal atomen, dat bij hogere snelheden op het 28P-niveau
wordt gebracht, veel geringer wordt en dus naar evenredig-

heid ook de intensiteit der lijn 10830 A daalt. We kozen
daarom een snelheid van ongeveer 50 Volt. De uitslag voor
de emissielijn maten we met de foto-electrische opstelling,
waarvoor we het filter RG 7 plaatsten.

De grote moeilijkheid was nu echter de aldus verkregen
uitslag te ijken. Daarvoor hebben we de volgende methode
bedacht. We meten dus allereerst de uitslag op de emissielijn A =
10830 A van de absorptiebuis; vervolgens met dezelfde op-
stelling de uitslag op de emissielijn 1 = 10830 A van de emissie-
buis. Als we nu de energie van deze laatste kennen, weten
we ook die van de absorptiebuis.

Teneinde de intensiteit der lijn 1 10830 A van de emissie-
buis te meten, maken we gebruik van onze spectrograaf. We
plaatsen achter het prisma in de spectrograaf een spiegel (fig 20).
Het licht, dat uittreedt, concentreren we door middel van een
positieve lens via een tweede spiegel op de spleet, welke
voor de foto-electrische cel is geplaatst.

Met deze opsteUing meten we de uitslag voor de lijn
A = 10830 A van de emissiebuis. Vervolgens ijken we de op-
stelling voor deze golflengte op de volgende manier. Op de
plaats van onze emissiebuis plaatsen we een wolfraam-
bandlamp. Het bandje beelden we weer af op de spleet van
onze spectrograaf, welke we zeer smal nemen. Ook zorgen
we voor een nauwe spleet voor onze fotocel. We meten
nu weer de uitslag van de galvanometer. Met behulp van
deze gegevens kan derhalve de absolute intensiteit van de

electronenbundel voor l = 10830 A berekend worden. Deze
metingen hebben we gedaan bij Vg = 46 Volt en p = 0,060 mm.
De resultaten van de boven beschreven intensiteitsmetingen
zien we in Tabel VI, waarin tevens rekening is gehouden
met de strooiing der electronen.

Voor de lijn l = 10830 A is tot nu toe geen relatieve
aanslagfunctie bepaald, zodat we hiervan de waarde slechts
in één punt kennen.

De aanslagfunctie kon door ons niet bepaald worden,
omdat bij hogere electronensnelheden de uitslagen van dé
galvanometer te gering werden om een nauwkeurige meting
te kunnen verrichten.

In this thesis we described a method to investigate the
electrical excitation-function of the metastable 2®S-level of
helium. To this end we made use of the fact, that ab-
sorption appears for the lines of resonance in a tube of ab-
sorption in which heliumatoms are excited under well-defined
circumstances, if we radiate these atoms with light coming
from a helium-emission-tube. Now this absorption is dependent
on the number of metastable atoms which are in the absorption-
tube. We estimate the absorption at each velocity of the
electrons in the absorption-tube. If we recalculate on 1 m.A.
of the current of electrons, and we plot these values as a
function of the velocity of the electrons, we get the relative
excitation-function (see fig. 17).

The absorptions are 3 quot;/qo maximum and are measured with
the help of the fotoelectric method, by which the current,
excited in the cell by the hght, is amplified.

Further it appears that the absorption as a function of the
pressure of the helium in the absorption-tube is a quadratic.
The absorptions as a function of pressure can mathematically
be described as a phenomenon of diffusion for the metastable
atoms.

The experimental line presents the optical excitation-
function and that in a relative measure. We could not determine
the electrical excitationfunction as we do not know the form
of the emission-hne. In order to get some knowledge about
the indirect production, we investigated the production of
the principal lines, which end on the metastable 2®S-level,
the lines i = 3888 A and 1= 10830 A. (See Table VI).

In dieser Dissertation haben wir eine Methode zur Bestim-
mung der Anregungsfunktion des metastabilen Z^S-niveaus
von Helium beschrieben. Zu diesem Zweck benutzten wir
die Tatsache, dasz in einem Absorptionsrohr, in dem Hehum-
atome unter gut definierten Umstände angerecht werden, Ab-
sorption auftritt für die Resonanzhnien von Hehum, wenn
wir dieses Rohr bestrahlen mit Licht, das von einem Emissions-
rohr herkommt. Diese Absorption ist abhängig von der
Anzahl metastabiler Atome, der sich in dem Absorptionsrohr
befindet. Wir bestimmen nun die Absorption für eine Reihe
Geschwindigkeiten der Elektronen im Absorptionsrohr. Diese
Absorption rechnen wir um auf 1 mA Strom im Absorp-
tionsrohr und wir tragen diese Werte als Funktion der
Geschwindigkeit der Elektronen auf. Wir bekommen also
die relative Anregungsfunktion (sehe Fig. 17).

Die Absorptionen sind maximal 3 »/oo und werden gemessen
mit Hilfe einer foto-elektrischen Methode, wobei der Strom,
durch das Licht in der Fotozelle erregt, verstärkt wird.

Weiter zeigt sich, dasz die Absorption als Funktion des
Hehum-druckes im Absorptionsrohr eine kwadratische Kurve ist.
Diese Linie kann mittels DifFusionsbetrachtungen für die meta-
stabile Atome erklärt werden.

Die experimentel gefundene Kurve stellt die optische An-
regungsfunktion dar, und zwar in relativem Maszstab. Die
elektrische Anregungsfunktion können wir nicht bestimmen,
da wir die Linienform der Emissionslinie nicht kennen.'
Ohnehin wünschen wir etwas zu wissen betreffend der
indirekten Produktion. Diese haben wir bestimmt für die
Linien A = 3888 Ä und A = 10830 Ä, welche auskommen
auf das 28S-niveau. (Sehe Tabelle VI.)

4.nbsp;Campbell en Ritchie, Photoelectric Cells, Pitman, London, 1934.
Ornstein en V. d. Veen. Physica 111, 289, 1936.

13.nbsp;Elenbaas, Zs. Ph. 59, 289, 1930.
Lees, Proc. Roy. Soc. 137, 173, 1932.
Razek, Phys. Rev. 37, 1253, 1931.

■ JÊfi ^ebà .Sil -t^ .itioW m t»««»»'*
^ ■ ■ xSff 'tra .«fi-^-nbsp;-sr ■

Het experimentele feitenmateriaal over het bestaan van
gepolariseerde electronenstralen is in flagrante tegenspraak
met de relatieve quantenmechanica van het vrije electron
volgens Dirac.

De vooruitgang in het oplossend vermogen van een scale
of 2quot; is veel groter dan n.

Het is op eenvoudige wijze mogelijk kleine gelijkstromen
te meten met behulp van een wisselstroomversterker.

Terwijl bij de gebruikelijke schakelingen, waarbij een foto-
stroom met behulp van secundaire electronenemissie versterkt
wordt, de natuurlijke gevoehgheid niet bereikt wordt, is er
een schakeling mogelijk, waarbij dit wel het geval is.

De verklaring, die M i s s A d a m s geeft voor de verandering
in intensiteit van zwakke en sterke atoom- en molecuullijnen,
is voor elke soort lijn een andere. Er is een verklaring
mogelijk, welke voor alle lijnen geldt.

De regelatie-proef, zoals die op de scholen gegeven wordt,
kan niet als bewijs dienen voor de verlaging van het smelt-
punt bij vergroting van de druk.

F.
35 Volt	36 Volt
40 .,	41 .,
50 „	51 „
60 „	61 ..
70 ..	71 .,
100 ,.	102 ..
120 .,	122 ,.
150 „	153 .,
170 „	173 ,.

XIC	'WATT
k
1 \


\
	\
A		O		Cs-Ao \ . 1	-O-A	I
;		-Ag	1	^N^langte

XII	1	/	/att % \
	/	f	\	\
	\/			\ \
					\	^Ifl	engt	e

	V,	V,		h	h
15X10-quot; A.	6,6X10-« V.	8X10-5V.	1,2X10-W.	2,3X10-«A.	1,2X10-«A.

Veldstroom	Uitslag (ra = 2Ü)
0,32 Amp. 0,38 ,.	42 mm 65 „

		V,
10	Volt	30 Volt
10		40 „
9		50 „
7,5		60 „
7,5		70 „
7		80 „
3		100 „
0		150 „

Ai	instiä	9 CreO




			N
				1	..c -—Sr	ï lelheld i	n Volts 1	J*quot; h»

Uitslag in	nnm
			-Kooistroo	rn in mA

Abso	irptie \	permA
	\	'\o

			Ware snelh	leid in Volts





		J'v'ïvy
		■

	V