Über die Interferenzfähigkeit von Spektrallinien. 
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Energiestufe der nächsten stationären Bahn erreicht 
ist. Darin besteht unsere über Bohr und Rubinowicz hin- 
ausgehende Hypothese, auf welche sich unsere weiteren Fol- 
gerungen gründen. 
Die Anfangs- und Endbahn eines Elektrons seien durch 
die Quantenzahlen m 2 , m 3 bzw. n l , n 2 , n 3 gekennzeichnet. 
Den Grenzfall langer Wellen haben wir dann, wenn die Dif- 
ferenzen m 1 — w x , m 2 — n 2 , m 3 — n 3 im Verhältnis zu den 
Quantenzahlen selbst klein sind. D. h. die Anfangs- und die 
Endbahn sind praktisch identisch, und der geschilderte Vor- 
gang stellt sich so dar, daß das Elektron in dieser Bahn zu- 
nächst ohne Energieverlust umläuft. Zu einem gewissen Zeit- 
punkt t x möge die Emission einsetzen ; das Elektron bleibt 
praktisch immer noch in derselben Bahn, strahlt aber in einer 
in den nächsten Paragraphen näher erörterten Weise mit der 
Schwingungszahl v , bis es zur Zeit t 2 die Energie 
(1) Ä(m 1 ,m 2 ,m 3 ) — A(n t , n 2 ,n 3 ) = hv 
verloren hat. Von da ab hört die Energieabgabe wieder auf. 
Für diesen Grenzfall läßt sich demnach die Emissionsdauer 
ohne Schwierigkeiten berechnen. Die unter diesen Voraus- 
setzungen gewonnenen Formeln wollen wir auf den Fall kür- 
zerer Wellenlängen übertragen ; eine Extrapolation, welche sich 
bei verwandten Fragen in den Händen von Bohr bestens be- 
währt hat. 
§ 3. Wir gehen daran, die eben angedeutete Berechnung 
für ein wasserstoffähnliches Atom durchzuführen. Dabei werden 
wir relativistische Massenveränderlichkeit und Mitbewegung des 
Kerns vernachlässigen, also nur die gewöhnliche Keplerellipse 
betrachten, welche ein Elektron um ein festes Coulombsches 
Zentrum (von der Ladung -j- xe) beschreibt. 
Als begrifflich und rechnerisch einfachsten Fall wollen 
wir die Kreisbewegung und Bohrsche Übergänge zwischen 
benachbarten Kreisen ins Auge fassen. Die cartesischen Koor- 
dinaten des Elektrons in der Bahnebene stellen sich, wenn « 
den Bahnradius und <p das Azimut bedeutet, einfach so dar: 
