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A. Kratzer 
V — j— V 
Bilden wir mit diesen Werten nun ~ L — — -, d. h. nehmen 
wir jeweils die Dublettmitte, so kommt: 
v = A + 2m + m2 G ' 
O 71 t/j 
also genau die Heurlingerscke Formel, mit der wir die Lage 
der Störungen nicht verstehen konnten. 
Die nächste Möglichkeit ist: 
m — m' 1, £ = | + (5 . 
Nun kommt für die Dublettmitte: 
v = (m 2 -»J-f (m — *) + A 
O 71“ J j 
= (m - ff C+2 (». - i) ~-j + A * 
= m * 2 C -f- 2 m* B* + -4*. 
Wir bekommen also wieder die Deslandressche Formel mit 
derselben theoretischen Bedeutung der Konstanten, wie sie die 
Heurlingersche Theorie ergibt. Zugleich haben wir aber ge- 
nau unsere Formel (2) erhalten, die wir empirisch aus der 
Verteilung der Störungen abgeleitet hatten. Wir sehen nun, 
dafä die Schwierigkeit, die sich früher aus der halben Lauf- 
zahl ergab, verschwindet: da(ä das gemittelte Elektronenimpuls- 
moment nicht ganzzahlig ist, war von vorneherein zu erwarten. 
Eine weitere Bemerkung knüpft sich an die sogenannte 
Null-Linie m = 0. Wenn sowohl die Linie v°, die einer rota- 
tionslosen Molekel entspricht, wie auch die Linie m = 0 nach dem 
empirischen Befunde ausfiel, so mußte man annehmen, daß der 
rotationslose Zustand statistisch auszuschließen ist, was mit den 
Erfahrungen aus der Theorie der spezifischen Wärme in Ein- 
klang war. Da nun aber m = 0 als x^nfangszustand bei der 
Linie m = — 1 ebenfalls ins Spiel trat, so ergab sich eine ge- 
wisse Schwierigkeit, das Nichtausfallen dieser Linie zu deuten 1 ). 
Nach unserer jetzigen Deutung fällt die Linie v°, wie man aus 
1 ) A. Kratzer, Zeitscbr. f. Phys. 3, 1921. 
