1)22 Geaamtsitzung ioro 27. Sov«mber IUI!'. Mitteilung v 30. Oktobe 



/• v» , v . 1. ä|/> U-3V3 /3] 3 I \i 



>9+8 ' S 



J-fa |/3W C '*Mn(-4=( ' I ) 



» \ / I Ä ]/^ \3| M-l / I 



oder 



u 



Das ergibt, bezogen auf I Mol und auf Kalorien, den Wen der Disso- 

 ziationswärme: 



3(2 -K§) , ,M , 0.71W 



/•„ = — -c'a a — In . 133) 



4 ,4 j! 



Daraus nach (15) das Verhältnis: 



/•„ , (1.7183 



= 2 In 'i.l.s (34) 



/•, u 



also mit Rücksicht auf ( 1 <>i 



/■„ 57001«) eal. (35) 



Während also die erste Quantentheorie den Wen der Dissoziations- 

 wärme zu klein liefert, ergibt die /.weile, bei Beschränkung auf kreis- 

 förmige Elektronenbahnen, ihn viel zu groß. Doch spricht dies noch 

 nicht gegen die zweite Quantentheorie als solche. Denn eine konse- 

 quente Durchführung derselben würde verlangen, daß nicht nur die 

 kreisförmigen, sondern alle Elektronenbahnen berücksichtigt werden, 

 welche bei verschwindend kleiner Temperatur vorkommen, und zu 

 diesen gehören jedenfalls auch elliptische Bahnen mit beliebig großer 

 Exzentrizität, wie nach der Erklärung, die A. Somjif.bfeld für die Fein- 

 struktur des Wasserstoffspektrums gegeben hat. nicht zu bezweffeln 

 Ist. Wir werden daher untersuchen müssen. oi> wir vom Standpunkt 

 der /weiten Quantentheorie aus dem wirklichen Wert der Dissoziations- 

 wärme näherkommen, wenn wir die Quantelung nach mehr als einem 

 einzigen Freiheitsgrad vornehmen. Zunächst fuhren wir wieder die 

 Rechnung aus für Atome, dann für Moleküle. 



§ 3- 

 Energie des Wasserstoffatoms nach der /.weiten Quanten- 

 theorie. 



Die Bewegung des Elektrons um den ruhenden Kein besitzt drei 

 Kleiheitsgrade, von denen wir hier zwei kohärent annehmen wollen, 

 indem wir alle Bahnebenen im Räume als gleichwertig voraussetzen 



