1218 



der aantrekking volgens de wet q = 4 over een grooter gebied dus 

 tot nog ongunstiger resultaten t.o. der experimenteel gevonden 

 gelijkheid der beide temperatuurfuneties (tenminste bij T^ en Tb) 

 zon voeren dan onze aannamen. 



De eenige distributiefactor, welke voor beide temperatuurfuneties 

 gelijke uitdrukkingen zou opleveren, is 



(1+0 P 7 )- 2 

 in pi. v. e~ 6P >\ Want dan wordt de arbeidsintegraal -2 1 : 



\1—&M J l — */ RT ' 



daar O — N-.RT en MN -- a is. Voor a„ — !>(&,,)„ X 2^ (zie §10) 

 bij T=<x> (0=0) vindt men dus weer ï'(^) x X «, en verder voor 



f{a) = 2 : «, en f(b) = 1 + ^ (Zie (4) en (7) ): ') 



/(a)=/( ^ I _i 7 _ = l+(^J+... . . (12.) 



Deze temperatuurfunctie f(a) is dus de sterkste van alle. Zij 

 geeft behoorlijk f(b)=f(a). Dan volgt de onze, n.1. (12), uit de 

 BoLTZMANN'sche distributiefunctie e~ 6p r afgeleid, onder aanname van 

 snel afnemende aantrekking, slechts tusschen s en r a . Zij is zwakker 

 en geeft f{b) ]> f{a). Eindelijk komt die van Reinganum. en Keesom, 

 eveneens uit e~ ep r afgeleid, maar met attractie van r = s tot 

 r = qo , en q = 4. Deze is de zwakste van alle en geeft nóg sterker 

 verschil tusschen ƒ (6) en f{a), hetgeen in haar nadeel pleit. 



Het is de vraag of de voorgestelde distributiefactor theoretisch te 

 rechtvaardigen is. Maar zij heeft het groote nadeel dat de noemer 

 reeds voor RT=a oneindig wordt, en daarna voor kleinere waarden 

 van T negatief zou worden, hetgeen natuurlijk onmogelijk is. 



Wat de aansluiting betreft aan de experimenteel uit de qevonden 

 waarden van B berekende waarden van a (door nl. B te deelen 



] ) Het is alweer opmerkelijk dat f{b) ook kan verkregen worden door de integratie 

 (1 + 0Pr)~ 2 dr uit te voeren tusschen de grenzen oo en — M voor P r . 



rdPr 



J dr 



s—o 



f 1 1 \-X ET 1 



Er komt dan n.1. I — —jt i _i_ n p J = aT~ ' i /ai/ ' zoodat wederom 



(zie ook § lij f{b)= (l—0M)-i = (1 — «//?fl-i wordt. 





