

’ Tabelle IV (Hs - Linie). 
Ze _ Epstein: Anwendungen der Quantenlehre in der Theorie der Serienspektren. 



























m + ma + m3 = 6, 4 =4101,7 A 
A Berechnet Gemessen ; 
| Mg—n3 = 21 |m3—n3=21-+-1| p-Komp. s-Komp. 
[4% | Gm | 4% | Qm | HR] Int. | 42 | Int. 
5 37,5 | 1(fr.) 
[35,8] 5 34,8 | 1 (fr.) 
A 3354| 7,2 
30,9 = 30,4} 1,3 
4 28,6} 2,8 
26,2 8 25,8 | 2,4 
4 24,2| 41,2 
>) sa | 1 21,2} 2,0 
3 19,6| 1,2 
16,7 3 | 17,2) 1 
8 14,4| 1,5 
LES (3) 11,9} 21 
2 9,6} 12 | 
7,3 (3) 7,4|.8,2 
(4) ba 
2,4 (8) 2,4| 1,3 
(4) — | 






tnchen (*) sind die Komponenten bezeichnet, 
‚ihre Entstehung Pendelbahnen (als Anfangs- 
> Endbahn) verdanken. Wir haben schon er- 
t, daß das Auftreten solcher Bahnen sehr 
hrscheinlich ist; man sieht, daß sie durch- 
die schwächsten Komponenten ergeben, und 
den Linien H, und H y Zum größten Teil über- 
pt nicht aufgenommen werden konnten. Von 
sen Komponenten abgesehen, gibt es nur eine 
zige theoretisch vorausgesehene, welche sich in 
| Starkschen Aufnahmen nicht findet (Hs, Z 
Dagegen treten drei Linien auf, welche den 
antengleichungen (39) widersprechen, das sind 
eingeklammerten AA der Tabellen III und IV. 
eressant ist, daß die zwei ersten Ungleichun- 
streng gelten und in keinem Falle durch- 
ehen werden, während die dritte, welche sich 
h (36) auf den Azimut bezieht, wie es 
eint, nur im groben richtig ist. Eine ähnliche 
iderstellung der azimutalen Quantenzahl 
nte Sommerfeld am Bilde der Feinstrukturen 
unkenerregung des Leuchtens feststellen. 
ur die Polarisationen ergibt sich eine sehr 
merkwürdige empirische Regel: Eine geradzah- 
Differenz der azimutalen Quantenzahlen 
ms—ns führt auf parallele (p-) Polarisation, eine 
ungeradzahlige auf senkrechte (s-) Polarisation. 
D ese Regel gilt ausnahmslos, wenn uns auch 
jeder Anhaltspunkt zu ihrem Verständnis fehlt. 
[52 scheint sogar, daß es nicht möglich sein wird, 
ben Polarisationszustand aus den Orientierungen 
der Anfangs- und Endbahn zum elektrichen Feld 
' zu erklären; denn beim Übergang des Elektrons 
/wischen zwei der vorhin erwähnten Kreisbah- 
; aen, die ja immer senkrecht zum Felde stehen, 
»rgeben nach dieser Regel die Linien He und H, 
ip 




Komponenten, Hz und Hs p-Komponenten. 
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Nw 1918. 


240) 
Für das Zustandekommen einer großen In- 
tensität einzelner Komponenten glaube ich eine 
notwendige (aber nicht hinreichehde) Bedingung 
darin zu erblicken, daß eine der Quantendiffe- 
renzen mMı—nı, Ma—ne, Msa—ns möglichst groß 
sein muß. Aus diesem Grunde ist die größte dieser 
drei Differenzen unter Q,, in den Tabellen an- 
gegeben. 
Jedenfalls bilden die besprochenen Ergebnisse: 
der Theorie des Starkeffekts, neben der Sommer- 
feldschen Theorie der Feinstrukturen, einen der 
schlagendsten Beweise für die Richtigkeit der 
Planckschen Quantenlehre und der von Bohr ge- 
machten Anwendung derselben auf die, Atomistik. 
IV. Abschnitt. 
Struktur des Phasenraumes. 
§ 16. Bedeutung der Planckschen Hypothese 
für die Statistik. — In der Darstellung 
der Anwendungen haben wir an die von 
Sommerfeld aufgestellte (§ 11), von Schwarz- 
schild und dem Verfasser priizisierte (§ 12) 
Fassung der Quantenbedingungen angeknüpft. 
Wir wollen jetzt auf die Form eingehen, 
in welcher Planck selbst diese Bedingungen für 
den Fall mehrerer Freiheitsgrade ausgesprochen 
hat, und zu diesem Zwecke zunächst die in § 3 
gemachten Angaben über die „Hypothese der 
Wirkungsquanten“ durch einige Betrachtungen 
über ihre statistische Bedeutung ergänzen. 
Der Grund, welcher Planck bewog, von der 
Auffassung der Energiequanten (§ 2) abzugehen, 
war ein Mißverhältnis zwischen dem elektrodyna- 
mischen und statistischen Teil der ersten Fassung 
seiner Theorie der schwarzen Strahlung. Wah- 
rend die Wechselwirkung zwischen Resonatoren 
und Strahlungsfeld nach den Gesetzen der Elek- 
trodynamik vor sich gehen sollte, und daher ein 
Resonator jeden beliebigen Energiewert anneh- 
men konnte, wurde bei den Betrachtungen über 
die Verteilung der zur Verfügung stehenden 
Energie auf die einzelnen Resonatoren die An- 
nahme gemacht, daß nur diskrete Energiestufen, 
nämlich Multipla von hv, möglich seien. 
An Hand der Fig. 1 können wir uns diesen 
Sachverhalt graphisch veranschaulichen: Wir 
wissen ($ 3), daß durch Angabe der Lage des 
Elektrons x (bzw. q) und des Impulses p der 
Zustand des linearen Resonators vollkommen be- 
stimmt ist. Daher entspricht einem jeden sol- 
chen Augenblickszustand, den man nach Gibbs 
eine „Phase“ des Systems nennt, ein Punkt des 
(p, q)-Diagramms oder, wie man sagt, der „Pha- 
senebene“. Mit der Zeit durchläuft der den Zu- 
stand eines Resonators repräsentierende Punkt 
eine Kurve, die „Phasenbahn“, welche, falls keine 
Energiezufuhr stattfindet, eine Ellipse ist (§ 3). 
Haben wir eine große Anzahl von Resonatoren, so 
entspricht einem jeden in jedem Augenblick ein 
Punkt des Diagramms und die Verteilung dieser 
Phasenpunkte gibt uns die Energieverteilung, 
wenn wir bedenken, daß die Energie in einem 
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