^C^. !cji, Kj Ü.

ETING VAN
1NTE:N5ITE1IT5VERH0UDINGEN
IN HET ZEEMAN-EPPECT

BIBLIOTHicIK DER
RIJKSUNIVERSJTEIT
UTRECHT.

WA.M. omm

mïmm-mmmmmamp;mm

BmmmwMmim

■ : ■ ■■ ■ ■. ■ ■ . ■ . ; ■.. V'«-.-: l'C

METING VAN INTENSITEITSVERHOUDINGEN
IN HET ZEEMAN-EFFECT.

lt; , ^ - I.

//nbsp;-i / /^J.-

METING VAN
INTENSITEITSVERHOUDINGEN
IN HET ZEEMANEFFECT

PROEFSCHRIFT TER VERKRIJGING VAN DEN GRAAD VAN
DOCTOR IN DE WIS- EN NATUURKUNDE AAN DE RIJKS-
UNIVERSITEIT TE UTRECHT OP GEZAG VAN DEN RECTOR
MAGNIFICUS DR. W. E. RINGER, HOOGLEERAAR IN DE
FACULTEIT DER GENEESKUNDE, VOLGENS BESLUIT VAN
DEN SENAAT DER UNIVERSITEIT TEGEN DE BEDENKINGEN
VAN DE FACULTEIT DER WIS- EN NATUURKUNDE
TE VERDEDIGEN OP MAANDAG 16 NOVEMBER 1936,
DES NAMIDDAGS TE 4 UUR, DOOR

WILHELMUS ANTONIUS MARIA DEKKERS

GEBOREN TE TILBURG.

DRUKKERIJ HENRI BERGMANS ô Qe., TILBURG.

SIBLIOTHamp;EK DER
I*1JKSUNIVERSITEIT
UTRECHT.

Aan mijn Ouders
Aan mijn Verloofde

m

Promotor Pro/. Dr. L. S. ORNSTEIN

INLEIDING.

De formules, die de relatieve intensiteiten van de com-
ponenten van magnetisch gesplitste spectraallijnen tot uit-
drukking brengen, willen we hier memoreeren. De volledige
berekening is in de verschillende leerboeken der spectroscopie
te vinden. 1)2)

Bij den overgang van het aanvangsniveau naar het eind-
niveau zijn de volgende veranderingen van j mogelijk:
A ƒ = 1, —1 en 0. Bij elk van deze drie gevallen behooren
in het magnetisch veld de drie mogelijke overgangen:
Am = 1. —1 en 0. De intensiteit, behoorende bij den
eersten overgang noemen wc I_j., de tweede analoog Iq en de
derde l _ .

De betreffende formules zijn nu :

A ; = 1 1 : lo : 1_= M (ï-m)^ ■ • ^

A j = O I ■ : lo : I_ = % (P-rn^) ' m^-^A (P-m^)

A j = -1 l^. : lo : I_ = fj m)^ ■ P-m^ ■ ^ (j-m)

Om uit deze verhoudingen het volledige schema voor alle
componenten van een gesplitste lijn te vinden, zijn nog de vol-
gende regels, geformuleerd door Ornstein en Burger,
noodig.

1.nbsp;De som van alle ir-componenten is gelijk aan de som
van alle a-componenten, als de totale straling onge-
polariseerd ondersteld wordt.

2.nbsp;Het splitsingsbeeld is, wat betreft intensiteit, sym-
metrisch.

3. Alle niveau s, ontstaan door magnetische splitsing,
hebben 'hetzelfde gewicht, d.w.z. de som der inten-
siteiten van alle lijnen, die uitgaan van, (resp. eindigen
op —) een niveau met bepaalde m is gelijk voor elke m.

De uiteindelijke formules worden dan zooals aangegeven
in schema 1 voor het geval A ƒ = O, in schema 2 voor A/ = -bi.
en met verwisseling van rijen en kolommen voor A / = —1.

SCHEMA 1.

3j^3
(i-3P

(i ^ 4P

SCHEMA 2.

Bovenstaande formules gelden alleen wanneer een zwak
veld ondersteld wordt. In sterke en middelsterke velden
treedt een Paschen-Back-effect op, wat tot veranderde
verhouding aanleiding geeft.

Toetsing van de theorie, ook in die gevallen, waarin de
sommenregel van Ornstein en Burger voor het ge-
heele multiplet niet geldt, was doel van ons onderzoek.

EXPERIMENTEEL GEDEELTE.

I. De magneet.

De bij ons onderzoek gebruikte magneet is vervaardigd in
de werkplaatsen van het Physisch Laboratorium, naar een
ontwerp van den Heer W i 11 e m s e.

Zij is op de volgende wijze gebouwd :

Een stalen grondplaat met een diameter van 52 cm, draagt
vier stalen zuilen, die aan den bovenkant door een gietijzeren
kruis op den juisten ouderlingen afstand worden gehouden.
Een der twee trapvormig gedraaide kernen is vast bevestigd
op de grondplaat, terwijl de tweede, gemonteerd op een stalen
plaat, voorzien van bronzen oogen, langs de opstaande zuilen
als geleiders op en neer bewogen kan worden met behulp
van het, boven op de magneet aangebrachte, en als moer
uitgevoerde handwiel. De constructie waarborgt een zuiver
evenwijdig blijven van de poolvlakken, in tegenstelling met
half- of kwartringmagneten, waar tengevolge van door-
buiging van het juk een wigvormig interferricum kan ontstaan.
De homogeniteit van het veld zal dan ook bij een magneet
van dit type beter te bereiken zijn dan bij beide andere ge-
noemde typen. Om beide kernen zijn de wikkelingen aange-
bracht van geïsoleerd koperband (6X1 mm) als een aantal
afzonderlijk gewikkelde platte spoelen. Het totaal aantal
wikkelingen bedraagt ca. 3000. Voor iedere kern afzonderlijk
zijn de spoelen gezamenlijk omgeven door een messing bus,
waardoorheen met behulp van een 4 pk hoogedruk-ventilator

FIG. 1.

lucht kan worden geperst voor koeling bij hooge stroom-
sterkte. De poolschoenen van goed gegloeid ijzer zijn uitwissel-
baar op de kernen bevestigd.

De bereikte veldsterkte bedraagt maximaal 33 kgauss bij een
interferricum van 3 mm, een stroomsterkte van 12 ampère
en een spanningsverschil tusschen de uiteinden van 60 volt.
De veldsterkte is, gezien het electrisch vermogen, vrij hoog.
Opgemerkt zij echter, dat bij een stroomsterkte van meer dan
8 ampère, bij belichtingen van meerdere uren koeling noodig
is, zoodat dan het vermogen, tengevolge van het in gebruik
nemen van den ventilator, sterk stijgt.

De bepaling van de veldsterkte geschiedde steeds door het
meten van den onderlingcn afstand van Zeeman-componenten
van lijnen met bekende splitsing. De wijze, waarop de veld-
sterkte van de sterkte van den stroom in de windingen af-
hangt, wordt in onderstaande grafiek weergegeven voor een
interferricum van 3 mm en een diameter van 6.8 mm van de
eindvlakken der poolschoenen.

II. optische opstelling.

Alle opnamen werd gemaakt met de groote roosteropstelling
van het laboratorium. Deze opstelling van het rooster (3X5
inch) (gesneden door R. W. Wood) met een kromtestraal
van 5.65 m is uitvoerig door Van G e e 1 3) beschreven.
De scherpstelling geschiedde door het maken van telkens één
opname van een willekeurig lijnenspectrum op de plaat, die
onder een hoek van 45° in de camera werd geplaatst. Behalve
het voordeel, dat men met slechts één opname kan volstaan,
bereikt men tevens een hoogere nauwkeurigheid dan door het
nemen van een serie opnamen bij telkens veranderden camera-
stand. Voor iedere lijn afzonderlijk is nl. de scherpste plaats
op de plaat op te zoeken. De zoo gevonden afstanden tot
den rand van de plaat zijn te middelen, waarna uit dezen ge-
middelden afstand de scherpstelling der camera is te bepalen.

De zwartingsmerken zijn steeds opgenomen op deze rooster-
opstelling, waarbij op een door Frerichs^) aangegeven
wijze gebruik wordt gemaakt van het astigmatisme der op-
stelling. Een diafragma van bladtin, geplakt op een kwarts-
plaatje, met een reeks rechthoekige openingen van verschil-
lende lengte (fig. 2), wordt, homogeen verlicht, zóó geplaatst.

dat de afbeelding ervan, gevormd door het rooster, in verticale
richting juist scherp is op de plaat (fig. 3). Alle licht, dat

r

Roosteropstelling met trappendiafraga.
B boog. L lens. D diafragma. S spleet. R rooster. P plaat.

FIG. 3.

door een der openingen gaat, valt dus op de plaat binnen
een horizontalen band. Voor de zijwaartsche begrenzing van
het beeld wordt door de spectrograafspleet zorg gedragen.
Neemt men op deze wijze een lijnenspectrum op met vrij
wijde spleet, dan valt de spectraallijn uiteen in een reeks
blokjes, waarvan de intensiteit evenredig is met de lengte
der of)eningen in het trappendiafragma. (Fig. 4).

FIG. 4.

Een voordeel van deze methode is, dat in een lijnenspectrum
steeds lijnen van zeer verschillende intensiteit dicht bij elkander
gelegen voorkomen, zoodat in de meeste gevallen uit een op-
name voor de zwartingsmerken een uitgebreide zwartings-
kromme kan worden geconstrueerd. Van het opnemen van

15

een standaardspectrum met bekende intensiteits-
verdeeling werd afgezien, omdat vcwr de bepaling
der intensiteit van de afzonderlijke Zeeman-com-
ponenten met de monochromatische methode kon
worden volstaan.

III. Lichtbron.

Bij het onderzoek is voor alle materialen —
caesium uitgezonderd — gebruik gemaakt van den
vacuum-tikboog, zooals door Back en LandéS)
beschreven, behoudens enkele kleine wijzigingen.

De beweegbare electrode, die draaibaar is om
een as, loodrecht op de richting van het magneet-
veld, draagt een wolfraam eindstuk. De beweging
hiervan vindt dus plaats in de richting van het
veld. Daar de vaste electrode niet van de magneet
geïsoleerd is, mag de vrije slag van de wolfraam-
electrode niet zoo groot zijn dat deze den pool-
schoen zou raken. Een
stelschroef regelt de
grootte van den slag.
Een spiraalveer drijft
beide electroden naarnbsp;pTquot;]

elkaar toe. Onderlinge
verwijdering geschiedt
door middel van een (tquot;
excentriek, bevestigd
op de as van een 10
volt, 6-voudig T-anker-
motor, waarvan de
beweging door een
veerend trekstangetje

Excentriek met veerende trekstang en slijpschijf,

FIG. 5.

op de electrode wordt overgebracht. De lengte van deze
trekstang is door een schroef regelbaar. (Fig. 5).

De vaste electrode in de door Back en Landé be-
schreven uitvoering, draagt het te onderzoeken materiaal in
den vorm van smalle reepjes. Doordat vaste en beweegbare
electrode loodrecht op elkaeir worden ingevoerd, is de onder-
linge aanrakingsplaats slechts klein. De boog brandt daar-
door steeds op dezelfde plaats en in een zoo kleine ruimte,
dat men van de homogeniteit van het veld verzekerd kan zijn.
Het is gebleken dat voor sommige materialen zeer goed resul-
taat met dezen uitvoeringsvorm wordt bereikt. Voor het
onderzoek van thallium is de zoo uitgevoerde electrode ge-
bruikt.

Was deze electrode bij chroom ook nog bruikbaar, toch was
de bruikbaarheid zoo ver verminderd, dat het gewenscht voor-
kwam, een betere vorm te zoeken. Eenerzijds was hier het
bezwaar gelegen in het feit, dat wegens de broosheid van
metallisch chroom steeds een legeering in den vorm van
chroomstaai of chroomnikkel moest worden gebruikt, waarbij
de chroomlijnen op enkele uitzonderingen na óf te zwak
werden, óf door sterke ijzer- resp. nikkellijnen werden ge-
stoord. Anderzijds was in dit geval de boog zeer onrustig en
over een groote ruimte uitgebreid, een groot bezwaar voor het
maken van een opname in niet al te langen tijd. Er moest
dus een oplossing gevonden worden om metallisch chroom te
brengen tusschen de poolschoenen, waarbij voldaan moet zijn
aan de volgende voorwaarden :

1°. De electrode moet, wanneer zij te ver weggebrand is,
snel door een andere kunnen worden vervangen. Dit
doel werd bereikt door het chroom te bevestigen aan
den vasten electrodehouder, die uitneembaar is en
telkens met het conische slijpstuk weer op de oor-
spronkelijke plaats teruggebracht kan worden. Een
luchtdichte afsluiting is daarbij verzekerd.

2°. De oppervlakte waar de boog getrokken wordt, mag
niet grooter zijn dan enkele mm^.

Aan beide voorwaarden is voor chroom als volgt voldaSh :
Van een stuk chroom zijn door splijten kleine blokjes gemaakt
met afmetingen ongeveer l^Xll/^XlJ^ mm. Deze blokjes
zijn ieder afzonderlijk gelascht op een reepje nikkel, dat in
den electrodehouder werd vastgeklemd. Het nikkel zorgt door
zijn veerkracht tevens voor het vast aanliggen van de elec-
trode op den eenen poolschoen. De boog brandt nu in een
kleine ruimte, geeft zeer intensieve chroomlijnen, die niet door
ijzer- of andere lijnen worden gestoord.

Voor nikkel en ijzer is dezelfde electrodevorm gekozen.
Hier zijn op het nikkelen stripje resp. stukjes nichroom en
chroomstaai, welke beide stoffen zich niet magnetisch ge-
dragen, met zilver gesoldeerd.

Voor het goed functionneeren was een herhaaldelijk af-
schuren der electroden noodig, wat gebeurde op een slijp-
schijfje, aangebracht op de as van den motor, die de beweging
van de wolfraam electrode regelt. (Zie fig. 5, blz. 16).

Voor caesium, dat door zijn chemische eigenschappen niet
als metaal in den boog gebracht kan worden, moest naar een
andere methode worden uitgezien. Allereerst werd getracht
in een koperen oogje een parel van caesiumchloride te vormen,
en deze als electrode te gebruiken. Voor het gestelde doel
bleek deze wijze van werken echter totaal ongeschikt te zijn
wegens de slechte geleiding van den parel. Een oplossing van
CsCl in een bakje, geplaatst tegenover een haakvormige wol-
fraampool, heeft het groote nadeel van snelle verdamping en
wegspatten van de vloeistof. Een koolstaafje, gedrenkt in een
verzadigde oplossing was bruikbaar gedurende een zeer korten
tijd. De uiteindelijke oplossing werd gevonden door een kool-
staaf (0 4 mm) uit te boren en op te vullen met het zout.
Kleine stukjes van de zoo gevulde kool met een lengte van
2 è 3 mm werden in een messinghouder geklemd (fig. 6a).
In tegenstelling met de hiervoor genoemde bogen bleef de
boog tusschen de caesium- en de wolfraamelectrode bestaan
ook als de electroden niet telkens contact maakten. Echter
trad ook vrij gemakkelijk een boog op tusschen de magneet,

waarmede de Cs-kool
contact had en de
W-electrode. Ter on-
dervanging van dit be-
zwaar zijn beide elec-
troden geisoleerd door-
gevoerd. Het ontsteken
van den boog ge-
schiedde via een glim-
ontlading. Daar bij
deze ontlading beide
electroden zeer heet
werden, is op beide een
waterkoeling aange-
bracht. De W-electro-
de moest dan ook vast
doorgevoerd worden.
Het koelwater circu-
leert tot dicht aan de
uiteinden, zoodat de
koeling zeer effectief
is. De constructie van
de caesium-electrode
wordt in fig. 6 ver-
duidelijkt.

Watergekoelde electrode met ebonieten conus en houder
voor kool gevuld met caesiumzout.

FIG. 6.

VERWERKING VAN HET MATERIAAL.

Daar alle opgenomen platen slechts een klein golflengte-
gebied omvatten (voor de derde orde ongeveer 60 A) en in
de eerste plaats de vraag gesteld werd, hoe de intensiteits-
verhouding van de Zeeman-componenten voor elke lijn af-
zonderlijk is, kon worden volstaan met monochromatische
intensiteitsmetingen. In de gevallen waarin verschillende lijnen
vergeleken werden, is aangenomen, dat voor het kleine golf-
lengtegebied de plaatgevoeligheid niet verandert.

De methode volgens welke de zwartingsmerken werden op-
genomen, is a priori niet geheel zonder bedenkingen. Voor-
eerst kan aan het trappendiafragma buiging optreden. 6)
Voor ons geval zal de hierdoor veroorzaakte storende invloed
niet groot zijn, daar de nauwste gebruikte opening nog altijd
1 mm breed is. Grooter is het bezwaar, dat dezelfde licht-
bron, als die waarmede het Zeeman-effect werd opgenomen,
ook niet als lichtbron voor de zwartingsmerken kon fungeeren.
Dit bezwaar bestaat in de eerste plaats in de geringe licht-
sterkte van de bron, die door het diafragma nog sterk ver-
minderd wordt. In de tweede plaats komt het feit, dat door
het niet constant zijn van de lichtbron bij de Zeeman-opnamen
een intermittentie-effect kan optreden. Het niet constant zijn
van de intermittentie-frequentie maakt eliminatie van deze fout
door het gebruik van dezelfde lichtbron, niet gelijktijdig met
de hoofdopname, vrijwel illusoir. De 'helling der zwartings-
kromme is nl. sterk frequentie-afhankelijk.

Daar een ijzerboog een gemakkelijk bereikbare lichtbron

was, is steeds, na toetsing van de bruikbaarheid der zoo ver-
kregen zwartingskromme voor één geval, deze boog voor het
opnemen der zwartingsmerken gébruikt. De toetsing is ge-
schied door op één plaat op te nemen een chroomspectrum,
waarvan de lijnen door een magnetisch veld gesplitst waren en
waarvan de intensiteitsverhoudingen der componenten bekend
ondersteld werden. Met behulp hiervan is een zwartings-
kromme geconstrueerd, die inschuifbaar bleek te zijn met die
verkregen was, gebruik makend van ijzerboog-trappen-
diafragma, hetgeen het gebruik van deze combinatie voor het
maken der zwartingskromme wettigt.

In vele gevallen was de zwarting, veroorzaakt door sommige
componenten, ook bij lange belichting, nog zoo klein, dat met
het bloote oog van deze op de plaat niets zichtbaar was. Bij
doorfotometreeren bleek de betreffende lijn door plaatkorrel
zóó sterk gestoord te zijn, dat van haar aanwezigheid op het
fotogram geen spoor te zien was, terwijl iets sterkere com-
ponenten door korrel op een zoodanige wijze gestoord werden,
dat directe meting een zeer weinig betrouwbaar resultaat zou
geven. Verschillende mogelijkheden zijn er om de moeilijkheid
op te lossen. In de eerste plaats kan men, bij gebruik van
dezelfde plaatsoort langer belichten. Om de zwakste com-
ponenten met behoorlijke zwarting op de plaat vast te leggen,
zou men naar schatting een tienmaal zoo lange belichtingstijd
noodig hebben. De voordeelen, die men denkt te behalen,
worden dan echter voor een groot gedeelte weer te niet ge-
daan, daar men tot belichtingstijden van meerdere dagen komt,
wat met het oog op de temperatuurschommelingen in die
periode niet gewenscht is, daar de scherpstelling dan niet
constant is en de lijnen wazig worden. Als tweede bezwaar
tegen deze oplossing kan worden aangevoerd, dat nu welis-
waar de intensiteit der zwakkere componenten door recht-
streeksche meting van de zwarting kan worden bepaald, echter
worden de sterkere lijnen van een zoo hooge zwarting, dat het
euvel, dat men trachtte te ontgaan nu op andere plaatsen in
even sterke, of in sterkere mate terugkomt.

In de tweede plaats komt in aanmerking een plaat met fijnere
korrel. Het nadeel van deze platen is in het algemeen, dat
met afname van de korrelgrootte ook de gevoeligheid afneemt.
Ook hier stuiten we dus op de moeilijkheid van lange belich-
tingen, die zich over meer dan een dag zouden uitstrekken.
Voor enkele zeer sterke lijnen in chroom is deze methode
gevolgd door het gebruik van Mimosa Finogran platen.

Een derde wijze van werken heeft het groote voordeel, dat
daarbij de belichtingstijd niet wordt verlengd. De bedoelde
methode, hieronder beschreven, is steeds gebruikt waar de
korrel directe meting moeilijk of zelfs onmogelijk maakte.

De methode maakt gebruik van het feit, dat tengevolge van
het astigmatisme van de gebruikte roosteropstelling de spec-
traallijnen uitgerekt worden, zoodat deze in opnamen in de
derde orde van het rooster een lengte krijgen van 3 a 4 cm.
Deze lijnen kunnen wij ons bestaande denken uit een serie
lijnstukjes, die we ieder als een afzonderlijke opname behan-
delen. Het verkregen Zeeman-multiplet wordt nu op een aan-
tal verschillende hoogten doorgefotometreerd, waarbij om het
uitwerken gemakkelijker te maken, zorg dient gedragen te
worden, dat correspondeerende punten op het fotogram boven
elkaar komen liggen. In den gebruikten fotometer kan de
plaat in verticale richting door een schroef worden bewogen.
De stand wordt op een schaalverdeeling met nonius afge-
lezen. Is de plaat eenmaal zoo ingesteld, dat bij draaiing aan
de schroef de lijn in zichzelf wordt verplaatst, dan volgt de
instelling voor het fotometreeren door verticale verplaatsing
van de plaat. Registreertrommel en plaat loopen gekoppeld.
Wordt nu nog telkens de nulstand van den galvanometer over
Yi cm. verplaatst, dan verkrijgen we een serie fotogrammen
als fig. 7 laat zien. De bij deze figuur afgedrukte gemiddelde
kromme is verkregen op de volgende wijze: Op onderlinge
afstanden van telkens 1 mm wordt de som bepaald van de
afstanden fotometerkromme-nulstand voor de verschillende
registraties. Deze som is bepaald door op een papierstrook
de zoo verkregen afstanden naast elkaar op te teekenen.

FIG. 7.

Deze sommen, uitgezet op millimeterpapier, geeft de ge-
middelde kromme. Door deze methode van middelen wordt
bereikt, dat de plaatkorrel verdwijnt, terwijl een lijn, die hier-
door niet zichtbaar was, zichtbaar wordt tengevolge van het
verdwijnen van deze, toevallige, storing.

Als bezwaar tegen deze wijze van middelen kan worden
aangevoerd, dat niet de intensiteiten worden gemiddeld, maar
de galvanometeruitslagen. ¹ De zwarting wordt berekend uit

Do

deze gemiddelde uitslagen als lognbsp;De intensiteit is

weer een functie van de zoo bepaalde zwarting. Een nadere
beschouwing, of deze wijze van middelen gemotiveerd is, mag
dus niet achterwege blijven.

Do

Noemen we de intensiteit I, de zwarting Z = log ^

waarin Do de maximale doorlating der plaat voorstelt, en D
de doorlating op een willekeurig punt. De galvanometeruit-
slagen zijn met deze doorlatingen evenredig.

We zagen dus: I = [(Z) en volgens Taylor:

df(Z)

I A I = f(Z) AZnbsp; ----(I)

d Z

De derde term in de ontwikkeling kan verwaarloosd
worden, omdat de zwarting-intensiteit-kromme, juist bij de
kleine zwartingen, waarbij gewerkt is recht loopt, zoodat de
lt;fweede afgeleide nul wordt. De eerste afgeleide is een con-
stante. Uit (I) volgt dan :

AD

Al = CaZ =—CAtogD = —C'

D mag bij benadering constant genomen worden, zoodat
dus A / = —Cquot; A D.

Het middelen geschiedt zoo, dat 2 A D = 0. SA/ wordt
dan ook = 0. Voor de intensiteit vinden we dus op deze

1nbsp; Indien de overeenkomstige uitslagen gelijk zijn is de wijze van mid-
delen steeds exact.

wijze dezelfde waarde als we zouden gevonden hebben door
het middelen van de intensiteiten. De werkwijze, boven be-
schreven, verdient uit practische overwegingen echter verre
de voorkeur.

Hoewel nu met grootere nauwkeurigheid de doorlatings-
kromme vastligt, blijft toch de moeilijkheid bestaan van het
bepalen der intensiteit uit zeer kleine zwarting. Een nauw-
keuriger intensiteitsbepaling dan uit de gewone zwartings-
kromme, waar de zwarting tegen log I wordt afgezet, hebben
we in de kromme, die het verband tusschen zwarting en in-
tensiteit weergeeft. We verkrijgen dan een lijn die tot zeer
kleine zwarting recht loopt, waardoor de mogelijkheid van
extrapolatie naar nog kleiner zwarting blijft bestaan.

In de meeste gevallen is voor de bepaling der intensiteit
de topzwarting der Zeemancomponenten gemeten. In enkele
gevallen is naast de topintensiteit ook de oppervlakte-inten-
siteit gemeten. Daar het bij deze oppervlakte-intensiteits-
metingen steeds aankwam op het vergelijken van meerdere

lijnen, is voor deze intensiteit niet genomen j^ldX, zooals

met den planimeter uit de intensiteitskromme wordt gevonden.
Voor de te vergelijken lijnen is steeds op denzelfden onder-
lingen afstand A A. de intensiteit bepaald, ofwel uit de ge-
middelde kromme, ofwel direct uit het fotogram met behulp
van het apparaat volgens Wou da'7). Als maat voor de
oppervlakte-intensiteit vinden we dan voor de eene lijn
S/AA,, voor de andere S/'AA,, zoodat voor de verhouding
wegens de constantheid van AA 1,1: tl' genomen mag worden.

Een enkele maal was analyse van een niet volledig op-
gelost multiplet noodig. Deze analyse is steeds uitgevoerd, uit-
gaande van bekenden lijnvorm en ligging van de toppen.

METINGEN.

I. Chroom.

In chroom gedragen zich alle multiplets, zoowel wat inter-
vallenregel als sommenregel betreft, normaal, d.w.z. de mul-
tipletafstanden voldoen aan den eersten regel, de intensiteiten
aan den tweede. De g-waarden voor de verschillende niveaux
vertoonen slechts zeer kleine afwijkingen 8) met de theoretisch
bepaalde. We hebben hier dus een mooi geval voor toetsing
der intensiteitsregels, welke toetsing dan ook aan een viertal
multiplets werd doorgevoerd. De gemeten multiplets zijn de
volgende:

a^S-z^p, a^D-z^F,nbsp;y^P en a^D-z^D^

Multiplet ^S'^P, waarvan golflengte en classificatie der
afzonderlijke lijnen in onderstaand schema zijn aangegeven,
behoort tot de sterkste in het geheele chroomspectrum.

SCHEMA 3.

De opnamen voor deze lijnen zijn gemaakt in de derde
orde van het rooster. Als electrodevorm is hier de oorspron-

26

kelijke vorm volgens Back aangehouden, waarbij als elec-
trodemateriaal chroomstaai, dat 10% chroom bevat, gebruikt
is. De druk in de boogruimte bedroeg 5 ä 6 cm. Bij een span-
ning van 75 volt brandde de boog met een stroomsterkte van
3 amp. gemiddeld. Ongeveer 15 maal per seconde werd
contact gemaakt. Bij deze instelling was een belichtingstijd van
twee uur voldoende om een behoorlijke zwarting te verkrijgen
op de Mimosa Finogran plaat. Ontwikkeld is met Rodinal in
een verdunning 1 : 20 gedurende 6 minuten.

De onderstaande tabel geeft in den eersten kolom de golf-
lengte der lijn, de tweede de notatie, de derde de theoretische
splitsing, de vierde de theoretische intensiteitsverhouding van
de componenten, de gemeten intensiteiten en de experimen-
teele waarden, gedeeld door de theoretische, zoodat dus deze
getallen voor elke lijn afzonderlijk gelijk zijn als het experi-
ment met de theorie overeenstemt.

We zien dat in dit multiplet de experimenteele en theo-
retische verhoudingen niet met elkaar in overeenstemming zijn.
De afwijkingen zijn hier echter gemakkelijk te verklaren, wan-
neer men in aanmerking neemt dat zelfabsorptie optreedt; het
feit dat de sterkere componenten een relatief te kleine inten-
siteit hebben, maakt de zelfabsorptie waarschijnlijk. Te lichter
valt het deze verklaring aan te nemen, als men bedenkt dat
alle drie lijnen hun gemeenschappelijk eindniveau in het
grondniveau hebben. Deze overweging is mede reden, dat
voor deze lijnen niet de totale intensiteit is opgegeven voor
het toetsen van den sommenregel. Opgemerkt moet nog
worden, dat de experimenteele waarden zijn bepaald als ge-
middelde uit vier metingen, nl. voor groote en kleine zwarting
telkens twee correspondeerende lijnen wegens de symmetrie
der splitsing. Alleen de intensiteit van den middencomponent
is uit slechts twee metingen bepaald.

Voor het multipletnbsp;waarvoor de golflengten in

schema 4 staan aangegeven, geeft tabel 2 de metingen, die
reeds elders ^) werden gepubliceerd. De beteekenis van
kolom 4 in deze tabel is de volgende : In het multiplet komen

TABEL 1.

(0) (1) 1 2 3
2

ongesplitst

(0) (1) (2) 3 4 5 6 71)

(3) 0 3

(1) (2) 1 2 3 4

(1) (2) (3) 3 4 5 6 7 8

(0) (1) (2) (3) (4) 10 11 12 13 14 15 16 17 18
10

(0) (3) (6) (9) 18 21 24 27 30 33 36

- - ^

(0) lis 2 3

Oj 3 f

(1) (2) jAU 6 7 8

--4

6.7 10.0 2.6 —
8 : 12 : 3 : 1
0.84 0.83 0.87 —

7.36 6.90 4.54 6.80 4.12 3.15 1.45 —
18 16 10 15 10 6 3 1
0.41 0.43 0.45 0.45 0.41 0.52 0.48 —

4.85
3
1.62

4.15
11 3
0.38

3.05

2 8 21 56653

50 48 42 32 18 45 36 28 21 15 10 6 3 1
32 30 24 14 28 21 15 10 6 3 1

1. Gieselerxo) geeft voor de^ lijn een splitsing: l^lLlii^ ^ die niet met hetnbsp;^ «ver^nstennning is. (Zie ook fig. 7).

2.nbsp;De intensiteit der ontbrekende componenten is op 3 geschat.

3.nbsp;Uit de intensiteit van den sterksten component is de totale intensiteit geschat.

SCHEMA 4.

lijnen voor, voor welke enkele der ir-componenten samenvallen
met (T-componenten. De theoretische splitsing in kolom 3 heeft
dan voor het meten der intensiteiten weinig beteekenis, daar
alle opnamen zonder polarisator werden opgenomen. In
kolom 4 is daarom de splitsing opgegeven, waarbij x-com-
ponenten tusschen haakjes zijn geplaatst, o--componenten
zonder haakjes, en de gemengde componenten tusschen
accoladen. De intensiteiten, experimenteel zoowel als theo-
retisch hebben betrekking op kolom 4.

Voor dit multiplet blijken in alle meetbare gevallen de in-
tensiteiten overeen te stemmen met de theoretisch te ver-
wachten waarde. Voor de niet op te lossen lijnen 4351,95 Ä
en 4344,67 Ä is verder de theorie op de volgende wijze ge-
toetst. Uitgaande van de bekende splitsing en de te ver-
wachten intensiteitsverhouding van de componenten is een
golflenge-intensiteitskromme geconstrueerd. Door vermenig-
vuldiging is deze kromme zoo goed mogelijk met de experimen-
teele tot dekking gebracht, waarbij bleek dat de overeenstem-
ming tusschen beide goed is te noemen (fig. 8). De totale in-
tensiteit is dan ook gemakkelijk te bepalen.

A = 4351.96 Â.....Theoretische kromme

- Experimenteele kromme

FIG. 8.

Door Frerichsii) was reeds gevonden, dat dit mul-
tiplet met den sommenregel in overeenstemming is. Ook bij
onze metingen zijn de afwijkingen niet ernstig, zooals uit
onderstaand schema blijkt.

SCHEMA 5.

vonden door Frerichs en de hier gepubliceerde, dan
vinden we de volgende tabel:

Maken we nu weer het schema op ter toetsing van den
sommenregel, dan blijkt het multiplet volledig aan den regel
te voldoen.

SCHEMA 6.

5D

In het derde multiplet a^D-z^D^. dat de lijnen in onder-

(0) 3

staand schema bevat, hebben alle lijnen een splitsing —^—

terwijl elk Zeeman-triplet een intensiteitsverhouding 1:2:1
heeft.

SCHEMA 7.

Daar de splitsing zeer groot is, kon voor dit multiplet worden
volstaan met een opname in de eerste orde, waardoor de be-
lichtingstijd bij een stroomsterkte van lYi amp. tot een kwar-
tier kon worden gereduceerd. Bij deze opname is gebruik
gemaakt van de gelaschte chroom-electrode. Zij werd ge-
nomen op : Ilford Special Rapid H 6 D 400 als plaat. Ont-
wikkeld werd gedurende 6 minuten met Metol-borax. De
metingen voor twee opnamen vindt men in tabel 4 vereenigd.

Betreffende de lijnen A = 3902.88 A en 3903.16 A is nog
het volgende op te merken : Van de laatstgenoemde lijn is
slechts één a-component te meten. De w-component valt juist
onder de a-component van 3902.88. Door voor 3903.16 A een
verhouding 1:2:1 aan te nemen, kan men de intensiteit van
3902.88 berekenen. Deze berekende waarde is mede in de
tabel opgenomen. De intensiteiten der componenten van
3903.16 A zijn achterwege gelaten. De overeenstemming met

TABEL 4.

Multiplet a^D—z^Do. Splitsing alle lijnennbsp;Int. verh. 1:2:1

den sommenregel is niet goed zooals blijkt uit schema 8.

SCHEMA 8.

z5Do

INemen we m aaiiuici-rvmy,nbsp;——3 ---- — —I--------

groote intensiteit minder betrouwbaar zijn en de 0-0 over-
gang ontbreekt, dan is, bij herhaalde meting, wellicht eenige
verbetering te verwachten.

Het vierde multiplet, gemeten in chroom, is het multiplet
aSD-ySPo, waarvan de classificatie der lijnen uit schema 9
volgt.

SCHEMA 9.

De overeenstemming van de intensiteit der Zeeman-com-
ponenten met de theorie is goed. (Tabel 5). Voor dit mul-
tiplet zijn ook de intensiteiten in overeenstemming met den
sommenregel (schema 10).

SCHEMA 10.

II. Caesium.

Voor caesium, waar steeds een belangrijke afwijking van
de 1 : 2 verhouding voor het s-p doublet A. = 4555,26 A en
X = 4593.16 A werd gevonden,i2) hebben wij onderzocht, of de
verhouding der intensiteiten afhangt van de sterkte van het
magnetisch veld, waarin de lichtbron is geplaatst, en zoo ja,
of de 2 : 1 verhouding wordt bereikt. Voor dit gedeelte van
het onderzoek zijn de opnamen gemaakt in de eerste orde.
De stroomsterkte in den boog bedroeg 0.4 amp. De boog was,
met tusschenschakeling van een weerstand aan het 220 volt
gelijkstroomnet aangesloten. De vulling van de boogruimte be-
stond uit waterstof met een druk van 2 a 3 cm. Met water-
stof blijft de caesiumboog aanmerkelijk beter branden dan met

2) Tot. opp. int.

36

Intensiteit

2 8 1 3 3 1
32 30 24 14 28 21 15 10 6 3 1
8 6 13 6

5) Uit a-componenten
37

a5Do—

aSDi—ysPi

aSDa—ysPi

aSDa—ysPa

4600.75 aSDs—ysPg
aSDg—J/sPa

4616.14

4646.17

a^Di—y^Pz
aSDi—ysPa

4591.40

(0) 5

(2) 3 5

(0) (2) 1 3 5 ^ (0) 1 (2) 3 5
--- Type : ----

(0) (2) (4) 5 7 9 11 13

(1) (2) (3) 7 8 9 10 11 12

(2) (4) 7 9 11 13

(0) (1) (2) (3) 6 7 8 9 10 11

(0) (2) 9 11 13

2 8 1 3 3 1

theor.

exp.
theor.

exp./th.

theor.

1)nbsp;Ontbrekende componenten aangevuld

2)nbsp;Tot. opp. int.

meting I 230 596 714 802 622 250
meting II 169 568 704 845 616 169

Gem.nbsp;200 582 709 824 619 210

Theorienbsp;1 -.3:4:4:3:1

meting Inbsp;198 188 152 195

meting IInbsp;140 140 95 133

Gem,nbsp;169 164 124 164
Theorie 1:1:1:1

Ter bepaling van de intensiteiten in de magnetisch gesplitste
lijn zijn de opnamen gemaakt in tweede orde met een belich-
tingstijd van 6 uur. Om eventueele verschillen in lijnbreedte
voor de eene lijn met de andere te elimineeren, is voor alle
componenten de oppervlakteintensiteit bepaald.De uitkomsten
zijn voor twee metingen vereenigd in tabel 7 samengebracht.

Niveauschema Caesium.
FIG. 9.

Uit de gevonden waarden
voor de totale intensiteit
wordt een doubletverhouding
5.1 : 1 gevonden. De inten-
siteiten in het Zeeman-effect
stemmen voor A. = 4555.26 A
goed met de theorie over-
een, terwijl voor \ = 4593.16
A de overeenstemming veel
minder goed is. Drie der vier
componenten hebben gelijke
intensiteit, terwijl de vierde
sterk afwijkt. Uitwisseling
van intensiteit met een lijn,
uitgaande van, of eindigende
op een op ongeveer gelijke
hoogte liggend niveau is,
gezien het niveauschema van
caesium (fig. 9) onwaar-
schijnlijk. Het is ons niet ge-
lukt, de verklaring van deze
afwijking te vinden.

III. Thallium.

Om een intensieve boog te verkrijgen is als electrode-mate-
riaal thalliumhoudend lood gebruikt. In den vorm van smalle
stripjes is dit tusschen de poolschoenen gebracht, en telkens

na opbranden over een kleinen afstand opgeschoven. Bij een
stroomsterkte van 1 amp. was een 'belichtingstijd van 20 mi-
nuten in de eerste orde voldoende voor het verkrijgen van
een goed meetbare zwarting. De lijn 5351 A, component van
het s-p doublet, werd gemeten waarvoor de 2 : 1 verhouding
niet geldt.

Vooreerst werd nagegaan, of de intensiteiten van het Zee-
man-sextet * drukafhankelijkheid vertoonen, wat te verwachten
is, wanneer zelfabsorptie optreedt. De boogruimte werd daar-
toe achtereenvolgens gevuld met 3, 2, 1 en cm. stikstof
(lucht). De resultaten zijn voor alle drukken dezelfde. We
volstaan daarom met het vermelden van het totaal gemiddelde
resultaat. Voor de intensiteitsverhouding der componenten
vonden we 11 :30 :39, terwijl volgens de theorie 1:3:4 te
verwachten is.

Uitgaande van een standaard lood-thallium legeering van
onbekende lood-thallium verhouding werden door toevoeging
van resp. een zelfde hoeveelheid chemisch zuiver lood en van
de drievoudige hoeveelheid, twee nieuwe alliages samengesteld.
Voor alle drie werden de intensiteiten in het Zeeman-effect
onderzocht. Een tweetal opnamen voor elk gaf de volgende
resultaten :

Standaardlegeering :

exp. ( 10 30.2nbsp;41.7nbsp;40.7nbsp;32.4nbsp;10.9

) 10 30.7nbsp;37.0nbsp;40.0nbsp;31.4nbsp;10.5

gem. 10 30.4nbsp;39.4nbsp;40.4nbsp;31.9nbsp;10.7

50% Standaardlegeering 50% lood

exp. ( 10 30.0 38.8 37.7 30.0nbsp;9.7

) 10 30.5 40.0 39.4 33.8nbsp;10.0

gem. 10 30.2 39.4 38.6 31.9nbsp;9.8

25% Standaardlegeering 75% lood

exp. ( 10 30.4 40.0 41.6 32.7nbsp;10.9

) 10 31.4 40.0 40.0 34.0nbsp;12.2

gem. 10 30.9 40.0 40.8 33.4nbsp;11.6

We zien bij deze waarnemingen, dat de onderlinge afwij-
kingen klein zijn. Systematisch verloop met de concentratie
valt niet te constateeren. Reden waarom we ook hier het
totaal-gemiddelde kunnen opmaken, wat een intensiteitsver-
houding geeft:

10 : 30.5 : 39.6 : 39.9 : 32.4 : 10.7, terwijl de theorie
10:30 :40 :40 :30 : 10 doet verwachten.

IV. Nikkel.

In het spectrum van nikkel komen verschillende multiplets
voor, waarin de intensiteiten sterke afwijkingen van den
sommenregel vertoonen 14) 15) 16). Ook de experimenteel ge-
vonden g-waarden wijken in belangrijke mate af van de volgens
Landé berekende, i^) De lijnen, die voor meting het eerst
in aanmerking komen, ontstaan door overgangen naar het
grondniveau. Was dus eenerzijds het afwijken van den som-
menregel door zelfsabsorptie te verklaren, anderzijds was het
gewenscht, te trachten door het plaatsen van de lichtbron in
een magnetisch veld de zelfabsorptie te verminderen en hier-
door betere overeenstemming met den regel te bereiken. Het
bleek echter spoedig, dat, wilde men een boog verkrijgen,
waarin de nikkellijnen met een behoorlijke intensiteit voor-
komen, men een nikkellegeering moet nemen met een hoog
percentage aan nikkel. Als materiaal is nichroom gekozen met
ca. 75% nikkel, dat zich niet magnetisch gedraagt. Hierdoor
wordt echter de zelfabsorptie weer zoo groot, dat zelfs in het
Zeeman-effect bij atmosferischen druk zelfomkeering der com-
ponenten voorkomt. Bij lagere drukken wordt weliswaar de
zelfabsorptie minder, echter blijven de meeste lijnen door te

TABEL 8.

groote breedte ongeschikt voor meting der intensiteit van de
verschillende componenten. Bij slechts enkele lijnen gelukte
het, de intensiteiten te bepalen. De gemeten lijnen behooren
tot het triplet aSD-z^D« is) dat sterk van den sommenregel
afwijkt. Tabel 8 geeft de metingen voor de drie lijnen
A = 3493.11 A, 3510.52 A en 3597.86 A.

Ook hier blijkt goede overeenstemming met de theorie te
bestaan.

V. Ijzer.

In ijzer gedragen zich, wat intensiteit betreft, verschillende
multiplets anomaal i9). Het onderzoek naar het gedrag van
de intensiteit in het Zeeman-effect is hier aan twee van deze
anomale multiplets uitgevoerd. In verband met de verwachten
splitsing en sterke der lijnen is de keuze gevallen op de mul-
tiplets 5/ïr5^2 ennbsp;20) beide gelegen in het golflengte-
gebied 3700 A-3800 A. Terwijl voor vele lijnen de intensiteiten
zijn, zooals de theorie ze doet verwachten, zijn er enkele, die
sterk hiervan blijken af te wijken bij de oorspronkelijk ge-
bruikte groote veldsterkte. Bij verkleining van het veld ver-
dwijnen de onregelmatigheden. De oorzaken van dit ver-
dwijnen zullen, waar mogelijk, bij elke lijn afzonderlijk worden
medegedeeld.

SCHEMA 11.

Multipletnbsp;(schema 11). Hierin zijn meetbaar de

volgende lijnen : 3727.62 Â, 3734.87 Â, 3758.23 Â, 3749.49 Â.
3763.79 Â en 3743.36 Â. De veldsterkten, waarbij de op-
namen werden gemaakt, zullen voor elke lijn worden vermeld.

TABEL 9.

A = 3727.62 Â

Sptoslng: lt;quot; ^ ^ ^ ^
4

Int. verh. 18 : 16 : 10 : 1 : 3 : 6 : 10 : 15.

Gemeten werd slechts voor twee veldsterkten, die zeer
weinig verschillen. (33 kgauss en 30.0 kgauss). Uit boven-
staande tabel 9 blijkt duidelijk, dat een zeer sterke asym-

metric in de gesplitste lijn bestaat. (Vgl. ook fig. 10). Een
voor de hand liggende verklaring van deze afwijking is een
storing door het niveau 34555.6 cm-i dat zeer dicht bij
het niveau 34547.1 cm-i gelegen is. Dc asymmetrie der
splitsing is ook een aanwijzing in deze richting.

31400 G.

Theoretischnbsp;30000 G

Relatieve intensiteiten der componenten van Fe \ — yjTl£2 Ä
bij verschillende veldsterkten.

FIG. 10.

Tengevolge van de kleine splitsing van de lijn zijn dc af-
zonderlijke componenten bij kleinere veldsterkte niet met
voldoende nauwkeurigheid meetbaar. We hebben daarom
onderzocht, of de sterke asymmetrie in de intensiteit van de
gesplitste lijn verdwijnt bij kleinere veldsterkte. Hiertoe is voor
enkele veldsterkten de gemiddelde doorlatingskromme bepaald
(fig. 11). VcKgt;r de kleine zwartingen mag de intensiteit hier-
mede evenredig aangenomen worden. Het blijkt, dat inderdaad
voor kleine veldsterkten de kromme een meer symmetrischen
vorm verkrijgt. We mogen dus verwachten, dat ook de in-

Gemiddelde doorlatingskromme voor Fe A = 3727.62 A
bij verschillende veldsterkten.

FIG. 11.

tensiteiten der componenten afzonderlijk bij die veldsterkten
beter met de theoretische waarden zullen overeenstemmen.

TABEL 10.

Int. verh. 1:2:1.

TABEL 11.

Int. verh. 1:2:1.

X = 3749.49 A
(0) 27

Splitsing : -

20

Int. verh. 1:2:1.

TABEL 13.

A = 3763.79 Ä Hh'^lh-
(0) 1

Splitsing :-

1

Int. verh. 1:2:1.

A = 3743.36 Ä HS'H^i-

Voor deze lijn komen de afzonderlijke componenten eerst
bij kleinere veldsterkte vrij liggen. Bij grooter veld worden de
componenten gestoord door die van nabij gelegen lijnen. Dit
is reden dat slechts metingen voor 14.2 en 7.5 kgauss worden
opgegeven.

TABEL H.
(0) (2) O 2 4
ï

Int. verh. 20 : 9 : 1.

Voor deze lijn is de afwijking bij 14200 gauss met de theorie
zeer groot. Deze groote afwijking is mogelijk te verklaren uit
een onvoldoende meetnauwkeurigheid bij de kleine zwartingen.
Voor de grootere intensiteiten is de overeenstemming veel
beter.

Laten we de lijn 3727.62 A buiten beschouwing, dan mogen
we zeggen dat voor de verdere lijnen in dit multiplet de in-
tensiteiten in het Zeeman-effect op de juiste wijze door de
theorie beschreven wordt. Het lag voor de hand ook voor de
andere lijn metingen bij kleinere veldsterkte te verrichten.
Geringe intensiteit en kleine splitsing maakten echter deze
metingen, tenminste met voldoende nauwkeurigheid, on-
mogelijk.

Multiplet di'fi. (Schema 12).

Gemeten werden in dit multiplet de lijnen : 3733.32 Ä,
372257 Ä, 3748.26 Ä en 37A557 A, welke lijnen alle werden

SCHEMA 12,

gemeten bij verschillende veldsterkten. Bij sommige ontbreken
voor één of meer veldsterkten de metingen, om reden van te
kleine intensiteit, overdekking door andere lijnen of te kleine
splitsing.

Int. verh. 3:2:3.

A = 3722.57 Ä sjia-S/ig.

(2) 1 2 3 4nbsp;Type: iilMll

Splitsing :-

z

Int. verh. 4:11:3:2.

Uit de waarnemingen zijn de getallen in bovenstaande tabel
zóó berekend, dat de totale som der intensiteiten 40 bedraagt.
We zien dat voor groote veldsterkte zeer aanzienlijke ver-
schillen met de theoretische waarden voorkomen, welke ver-
schillen bij kleinere veldsterkte geheel verdwijnen. Een be-
ginnend Pasche n-B a c k-effect is hiervan waarschijnlijk de
oorzaak. De symmetrie der splitsing blijkt, hoewel in niet
groote mate, verstoord. Deze verstoring der symmetrie blijkt
ook uit onderstaande figuur, waar de splitsing der lijn tegen
de veldsterkte is uitgezet.

Om het verschillend gedrag bij veranderde veldsterkte nog
meer te doen uitkomen, zijn bovenstaande getallen voor elke
veldsterkte afzonderlijk in fig. 13 grafisch uitgezet. Men ziet
hierin duidelijk een streven naar de theoretische eindwaarde.

3H00 G

L i

7500 G
FIG. 13.

\ = 3745.57 A

(0) (1) (2) 3 4 5 6 7.

Splitsing :-

4

Int. verh. 18 : 16 : 10 : 15 : 10 : 6 : 3 : 1.

Zooals in deze tabel is te zien, wijken de intensiteiten niet
in ernstige mate af van de waarden die we volgens de theorie
verwachten. Ook voor de volgende lijn wijken, evenals voor
deze, slechts de kleine intensiteiten af van de theorie, zoodat
waarschijnlijk meetfouten hiervan de oorzaak zijn.

TABEL 18.

A = 3748.26 A

c: ■ (0) (1) 1 2 3
bplitsmg :-^-—

Int. verh. 8:12:3:1.

in
m
S
(0
03
M

CONCLUSIE.

De theoretische intensiteitsverhoudingen der componenten
van magnetisch gesphtste spectraaUijnen, bepaald volgens
schema 1 en 2, pag. 10, zijn getoetst aan het experiment voor
een aantal multiplets van de metalen chroom, caesium, thal-
lium, nikkel en ijzer. Van deze multiplets vertoonen verschil-
lende lijnen afwijkingen van den sommenregel.

In het Zeeman-effect zijn geen afwijkingen van de inten-
siteitsformules gevonden, met uitzondering van de lijnen
3722.57 Ä en 3727.62 Ä in ijzer. Bij beide is op de opname
een asymmetrie in de splitsing te bespeuren, welke afwijking
wijst op een beginnend Paschen-Back-effect. Voor de
lijn 3727.62 Ä is daarbij het storend niveau aan te geven.

De volgende conclusie valt dus uit onze metingen te trekken:

In het Zeeman-effect heibben de componenten intensiteits-
verhoudingen zooals die volgen uit de formules, in de inleiding
genoemd. Voor de ernstige afwijkingen, die in de twee
bovengenoemde gevallen voorkomen, is het beginnend
Pasche n-B a c k-effect verantwoordelijk.

Een nader onderzoek, of de intensiteiten van deze twee
lijnen in toenemend veld voldoen aan de theorie hierover door
Darwin 21) gegeven, is, vallende buiten het eigenlijke doel
van ons onderzoek, nog niet uitgevoerd.

■hin

LITERATUUR.

1)nbsp;L. Pauling and S. Goudsmit, The structure of

Line Spectra, New York. 1930.

2)nbsp;E. U. Condon and G. H. Short ley, The theory

of Atomic Spectra. Hfdst. XVI, Cambridge, 1935.

3)nbsp;W. C. van Geel, Diss. Utrecht, 1928.

4)nbsp;R. Frerichs, Zs. f. Phys. 35, 524, 1926.

5)nbsp;E. Back und A. Landé, Zeemaneffekt und Mul-

tiplettstruktur der Spektrallinien. Berlin 1925.

6)nbsp;P. H. van Gittert, Zs. f. Phys.. 73, 249, 1931.

7)nbsp;J. Wou da, Zs. f. Phys., 79, 511, 1932.

8)nbsp;H. Kayser und H. Konen, Handbuch der Spec-

troscopie Villi, Leipzig, 1932. Hierin zijn opge-
nomen de golflengtemetingen van Catalan en
S a n c h o en de splitsingen volgens B a b c o c k,
Phys. Rev. 22. 201, 1923.

9)nbsp;L. S. Ornstein and W. A. M. Dekkers. Zee-

man, Verhandelingen, blz. 180, Den Haag 1935.

10)nbsp;FrL H. Gl es el er, Ann. d. Phys. 69, 147, 1922.

11)nbsp;R. Frerichs, Ann. d. Phys. 81. 807, 1926.

12)nbsp;S. Sambursky, Zs. f. Ph. 49. 731, 1928.

13)nbsp;J. Okubo and S. Sato, Zeeman, Verhandelingen

blz. 253, Den Haag 1935.

14)nbsp;T. Bo um a. Diss. Utrecht, 1930.

15)nbsp;W. A. M. Dekkers und A.A. Kruithof, Zs. f.

Phys. 66. 491, 1930.

16)nbsp;H. van Drie 1, Diss. Utrecht 1935.

17)nbsp;C. J. Bakker, Proc. A'dam 35. 1, 1932.

18)nbsp;H. N. Russell, Phys. Rev. 34. 84, 1929.

19)nbsp;J. B. van Milaan, Diss. Utrecht 1926.

20)nbsp;O. Laporte, Zs. f. Phys. 23. 135, 1924.

Zs. f. Phys. 26. 1, 1924.

21)nbsp;C. G. Darwin, Proc. Roy. Soc. 115, I. 1927.

INHOUD:

pag.

Inleiding.................9

Experimenteel gedeelte

De magneet..............11

Optische opstelling ...........H

Lichtbron...............16

Verwerking van het materiaal.........20

Metingen

Chroom..................26

Caesium...............35

Thallium...............39

Nikkel................41

Ijzer................43

Conclusie................. .nbsp;55

Literatuur ................57

é

f

t

•gt;■ #

■■■m

■y

--icib^ . Jik'.nbsp;-è^

STELLINGEN

Het is in sommige gevallen mogelijk, de intensiteiten van
spectraallijnen voor zelfabsorptie te corrigeeren door de licht-
bron in een magneetveld te plaatsen.

IL

Een onderzoek naar de zwarting van de fotografische plaat
in afhankelijkheid van den tijd, verloopen tusschen opname en
ontwikkehng, levert quantitatief onbetrouwbare resultaten.

III.

De „temperaturenquot; in vacuumvonken, waartoe H. A. R o-
b i n s O n besluit, missen de normale physische beteekenis.

H. A. Robinson, Zs. f. Phys. WO. 636, 1936.

IV.

De snelheidsverdeeling der gasdeeltjes in vacuum-vonken
is door waarneming in de richting van de ontlading uit
Dopple r-verschuiving of lijnverbreeding vast te stellen.

V.

De JTpCUIJ? Urj van Aristoteles is volgens physische of
chemische methoden niet af te zonderen.

m

'J ^

If,nbsp;'

m

PMSSI

-■-'■iv--

^iff- fv

M

- -

-■^-■iili^E.üW'PÏ