II. Abteilung. Naturwissenschaftliche Sektion. 



Dann wird 



J(21) = 2J(1) — eja 2 (v)dv, 



also 



J_(21) _ e/a 2 (v)dv _ /a 2 (v)dv 



' J(l) " J(l) /a(v)dv 



andrerseits J (2 1) = J (1) -f J (1) { 1 — A L j 



also 



_ 2J(i) — J(2 1) _ 

 A L _ J(1) -L t 



(1) /a 2 (v) dv 



/a (v) dv ' 

 hierbei sind die Integrale stets von bis oo zu erstrecken, die Funktion a(y) 

 ist aber praktisch nur in einem ganz schmalen Frequenzbereich von ver- 

 schieden. 



Die von der Dispersionstheorie gelieferte Funktion hat nun die Form 



a 



(2) 



a(v) =1 — e 4 jjl 2 -f- v' s 



plv' 

 in der früher benutzten Bezeichnungsweise, wobei - — = a , v — v = a 



n c 



gesetzt ist und p im wesentlichen die Dampfdichte, v' die Dämpfung der 



2tc c 

 Schwingungen mißt, v = —^ — die Eigenfrequenz der untersuchten Spek- 



trallinie bedeutet. 



Die früher ausgeführte Berechnung von l = 2 — Al auf Grund des 

 Ansatzes (2) führt auf die in der Figur ausgezogene Kurve bezw. auf die 

 Werte der 3. Kolonne folgender Tabelle (s. p. 5). In der Figur ist als 

 Abszisse die relative Linienhelligkeit 



J'(l) = J -®=/a(v)dv 



eingetragen, indem die zu gleichen Werten der unabhängigen Variablen 



pl a 



n c v' v' 2 

 gehörigen Werte von Al und J (1) zusammengestellt werden. 



Wie die Figur deutlich erkennen läßt, werden die experimentell ge- 

 fundenen Minima und Maxima durch die Theorie nicht wiedergegeben, 

 worauf schon früher hingewiesen wurde. 



Gouy selbst hat die Realität dieses Minimums durch verschiedene Ab- 

 änderung der Versuchsbedingungen erwiesen, speziell umgab er die gefärbte 

 Flamme mit einem nicht gefärbten Flammenmantel, der die sonst unver- 

 meidliche kältere Dampfzone und die entsprechende Selbstumkehr in der 

 Mitte der D- Linien beseitigte, doch wurde die f- Kurve dadurch nicht 

 wesentlich verändert. Auch hat Herr H. Senft leben vor einiger Zeit 



