PROEFSCHRIFT
TER VERKRIJGING VAN DEN GRAAD VAN
DOCTOR IN DE WIS- EN NATUURKUNDE
AAN DE RIJKSUNIVERSITEIT TE UTRECHT,
OP GEZAG VAN DEN RECTOR MAGNIFICUS
DR. W. E. RINGER, HOOGLEERAAR IN DE
FACULTEIT DER GENEESKUNDE, VOLGENS
BESLUIT VAN DEN SENAAT DER UNIVERSI-
TEIT TEGEN DE BEDENKINGEN VAN DE
FACULTEIT DER WIS- EN NATUURKUNDE TE
VERDEDIGEN OP MAANDAG 19 OCTOBER 1936,
DES NAMIDDAGS TE 4 UUR

Het gebruik verschaft mij een welkome gelegenheid om bij het
voltooien van dit proefschrift een woord van dank te richten tot
allen, die hebben meegewerkt aan mijn opleiding.

In de eerste plaats dank ik U, Hoogleeraren der Wis- en Natuur-
kundige Faculteit te Amsterdam, voor het van U ontvangen onder-
wijs. In het bijzonder denk ik hierbij aan U, Hooggeleerde Van der
Waals; Uw leerzame colleges zullen mij steeds een aangename
herinnering zijn.

Den grootsten dank ben ik U verschuldigd, Hooggeleerde
Zeeman, voor het vele, dat ik als assistent op Uw laboratorium heb
geleerd, voor de zoo ruim geboden gelegenheid mijn experimenteele
vaardigheid te ontwikkelen. De belangstelling, die Gij toondet zoo-
wel in mijn werk als in mijn persoonlijke omstandigheden, stemt mij
tot groote erkentelijkheid. Dat Gij ook na het ingaan van Uw
emeritaat nog geregeld het contact met het laboratorium onderhieldt
en mij met raad en daad terzijde stondt, was mij een groote steun.
Ik beschouw het als een bijzonder voorrecht, dat ik mijn onderzoek
op het laboratorium ,,Physicaquot;, waar onder Uw leiding een zoo
kostbaar optisch instrumentarium is opgebouwd, heb mogen ver-
richten.

Hooggeleerde Ornstein, de spontane wijze, waarop Gij U hebt
bereid verklaard mijn promotor te zijn, hoewel ik niet Uw leerling
was, heeft mij diep getroffen. De korte, maar zeer leerzame periode,
waarin ik onder Uw wetenschappelijke leiding de behandeling van
mijn onderwerp voltooide, is voor mij van groote beteekenis geweest.
Uw waardevolle aanwijzingen hebben er toe bijgedragen den inhoud
van dit proefschrift aanzienlijk te verrijken. Voor den krachtigen
steun, dien Ge mij op deze wijze hebt verleend, alsmede voor Uw
groote welwillendheid, dank ik U wel zeer hartelijk.

Zeergeleerde De Bruin, te allen tijde vond ik U bereid mij met
Uw groote kennis van zaken van advies te dienen en mij te laten
profiteeren van Uw rijke ervaring. Voor Uw voorlichting en hulp,
alsmede voor de verheldering van mijn kennis door Uw fraai, syste-

matisch opgezet college, dat ik enkele jaren mocht bijwonen, spreek
ik jegens U mijn bijzonderen dank uit.

Zeer geachte Van DER ZwAAL, met erkentelijkheid maak ik ge-
wag van den uitnemenden technischen bijstand, dien Gij en Uw
staf, waaronder ik in het bijzonder den Heer Van DER RoEST mag
noemen, mij steeds bij mijn werk in zoo ruime mate verleend hebt.
De, voor het physisch onderzoek zoo belangrijke, harmonische
samenwerking, die op „Physicaquot; tusschen wetenschappelijk en
technisch personeel bestaat, is mede aan Uw persoon te danken.

HOOFDSTUK

HOOFDSTUK II.

HOOFDSTUK III.

De bestudeering van het in 1896 door P. Zeeman ontdekte
verschijnsel van de magnetische splitsing der Spectraallijnen vormt,
met het onderzoek van het analoge electrisch effect (Stark 1913),
één van de interessantste onderdeelen van de moderne optica.

Wanneer men een lichtbron in een magneetveld plaatst, wordt een
wijziging van de uitgezonden frequenties veroorzaakt, die slechts
voldoende verklaard kan worden door een concrete voorstelling van
het elementair proces der lichtemissie.

De studie van het ZEEMAN-effect heeft hierdoor een uiterst be-
langrijke plaats ingenomen bij de ontwikkeling van de moderne
atoomvoorstelling, die aan het proces der lichtuitzending door het
atoom aanknoopt. Bovendien had in 1913, toen BOHR zijn theorie
opstelde, en in de volgende jaren, het onderzoek van de magnetische
splitsing de moeilijkste ontwikkelingsjaren achter den rug en een
groote hoeveelheid experimenteele resultaten lag klaar om de
nieuwe theorieën te toetsen.

Het eenvoudige beeld van het atoom, waarmede LORENTZ
ZeemaNs eerste metingen verklaren kon, bleek bij verdere exploratie
van het gebied niet houdbaar; de meeste spectraallijnen vertoonen
een ingewikkelder splitsingsbeeld dan het triplet, dat uit de
electronentheorie van LoRENTZ kon worden afgeleid. Ook de theorie
van Voigt, die rekenschap trachtte te geven van het Paschen-
back-effect in doubletspectra, had haar uitgangspunt in de
spectraal/zyn en kon daardoor niet tot het wezen der verschijnselen
doordringen.

Bij gebrek aan een atoomtheorie, die rekenschap kon afleggen
van de optische verschynselen, moest men zich langen tijd bepalen
tot het verzamelen van materiaal en trachten hieruit eenige wet-
matigheid te vinden. Uit dezen tijd stammen de regel van preston
(1899: het type van de sphtsing in een spectraalserie blijft het-

zelfde) en die van RuNGE (1907: In een splitsingspatroon ver-
houden zich de afstanden van de componenten tot het midden als
eenvoudige geheele getallen). De aldus geformuleerde regels hebben
zich steeds kunnen handhaven (uitzonderingen bij zeer sterke
velden of zeer hooge serieleden).

Het atoommodel van BOHR met de daarop volgende ontwikkeling
van de klassieke quantentheorie opende de mogelijkheid een ver-
klaring te vinden voor de anomale ZEEMAN-typen, die schematisch
als volgt beschreven kan worden.

Het atoom heeft in eiken mogelijken toestand een impulsmoment
van /-eenheden. De impulsvector oriënteert zich in het magneetveld
H zóó, dat de grootte van de projectie van j op de veldrichting een
geheel getal is. Er zijn zoo 2; 1 oriëntaties.

Men kent aan elke /-waarde een magnetisch moment g X j toe.
Uit de 2 / 1 richtingen die de atoommagneet in het veld kan
hebben, volgen de bijbehoorende 2 / 1 magnetische energieën.
Deze waarden, opgeteld bij de energie, die het atoom buiten het veld
al reeds had, geven de totale energieën die het atoom in het veld,
in den beschouwden toestand kan bezitten.

Een enkelvoudig energieniveau (,,termquot;) met impulsmoment /
wordt zoo in het magneetveld gesplitst in 2 / 1 naburige niveau's.
Gaat nu het syteem, door electronensprong van een toestand met
/ = jx naar een met /2 over, dan kan men met behulp van de door
het correspondentieprincipe geleverde combinatieregels nagaan,
welke frequenties het atoom zal uitzenden, als het in een magneet-
veld geplaatst wordt.

Het blijkt dan dat men voor het splitsingsbeeld nog altijd een
triplet vindt, zoolang men beiden toestanden dezelfde ^--waarde
toekent.

Voor de verklaring der multipletspektra is het onnoodig aan te
nemen dat de g-waarden van verschillende termen verschillend zijn;
ter verklaring van het ZEEMAN-effect is dit echter noodzakelijk.

De grootte van deze g, die de verhouding van magnetisch tot
mechanisch moment is, kon LandÉ berekenen. Voor de eenvoudigste
spectra waren zijn theoretische waarden in overeenstemming met
het experiment. Zijn g-formule is afgeleid op grond van de onder-
stelling, dat het totale impulsmoment / wordt gegeven door de
vectorsom van de baanimpulsen der valentie-electronen en de romp-

impuls (romp is gelijk aan atoom zonder valentie-electronen); ter
berekening van g wordt aan den romp een magnetisch moment toe-
gekend, dat dubbel zoo groot is als het moment, dat men volgens
den impuls zou verwachten. Een andere mogelijkheid is, dat men
met Uhlenbeck en GoUDSMiT aanneemt, dat niet de romp, maar
de valentie-electronen zèlf dragers zijn van een mechanisch en
magnetisch moment (resp. en 2 X 3^2) •

Men heeft bij deze beschouwing meer vrijheid bij de aanpassing
van de theorie aan de waarneming. Deze vrijheid ontstaat door het
feit, dat men de grootte van de werking van elk electron afzon-
derlijk met zijn baanimpulsmoment kan beschouwen. Is deze wer-
king te verwaarloozen t.o.v. de beïnvloeding van de electronen
onderling, dan vindt men dezelfde formule als LandÉ; is dit niet het
geval, dan zijn afwijkingen te verwachten, waarvoor dit model de
ruimte laat. De ^-formule blijkt dus samen te hangen met een
speciaal geval van atoombouw. Intusschen zijn er behalve de
afwijkingen in de ^-waarden nog andere motieven,'waardoor de
hypothese van het roteerend electron juist moet worden geacht.

Nadat BoHR, Stoner en Pauli het inzicht in den opbouw van
de electronenschil zeer verdiept hadden, ontwierp HuND met behulp
van het vectormodel een overzicht van de groepeering der energie-
niveau's, zooals deze bij verschillende electronenconfiguraties te
verwachten is. Dit schema bleek in den loop van de verdere ont-
wikkeling van onze kennis op dit gebied zeer betrouwbaar. Er zijn
wel vele afwijkingen, maar deze vinden in het vectormodel zelf hun
verklaring.

Qualitatief konden alle tot nu toe verkregen resultaten met de
theorie van HUND begrepen worden.

De ontwikkeling van de nieuwe quantenmechanica gaf de moge-
lijkheid, de experimenteel gemeten grootheden nauwkeurig te ver-
gelijken met theoretische resultaten, verkregen los van de vector-
voorstelling van het atoom; o.a. kon men enkele verfijningen aan
reeds afgeleide formules aanbrengen en een verklaring geven voor
den grooten afstand van de niveau's van verschillende multipliciteit.

Hiernaast blijft het vectormodel een zeer aanschouwelijke voor-
stelling van het atoom, waaraan men de door de quantentheorie
gevonden wetmatigheden zonder al te veel bezwaar kan ver-
duidelijken.

Volgens onze huidige inzichten moet men zich de electronen-
schil opgebouwd denken in schalen met een beperkt aantal bezet-
bare plaatsen.

Onderscheiden we de electronen naar de grootte van hun baan-
impuls in s, p, d, f, g enz., dan is er in de eerste schaal slechts plaats
voor 2 s-, in de tweede voor 2 s- en 6 p-, in de derde voor 2 s-, 6 p-
en 10 c/-electronen enz.

Het totale magnetisch en mechanisch moment van een groep
electronen in de configuratie «2 of pö of c/io enz. is nul.

De electronen groepeeren zich zooveel mogelijk in dergelijke
impulslooze schalen, waarbij men zich bovendien de lading bol-
symmetrisch rondom de kern verdeeld moet denken; het electrisch
veld is radiaal doch het wordt niet door de wet van coulomb be-
schreven. In dit veld bevinden zich de overige deeltjes, die een niet
afgeronde configuratie vormen; hierbij behooren, al naar de onder-
linge oriënteering der electronen, meerdere energieniveau's.

Wordt het atoom aan zichzelf overgelaten, dan stelt zich de
groepeering van deze buitenelectronen zoo in, dat een toestand van
minimum energie bereikt wordt (grondtoestand, d.i. het laagste
energieniveau van de grondconfiguratie).

De optische spectra treden op als er wijzigingen in deze buitenste,
niet afgeronde configuratie, voorkomen.

Door botsingen met andere deeltjes (electronen, ionen, atomen of
moleculen) of instraling van licht, kan een der constituenten gemak-
kelijk zijn impuls veranderen, waardoor een nieuwe configuratie
ontstaat onder opname of afgifte van een passende hoeveelheid
energie.

Gaan wij aan de hand van het vectormodel iets nauwkeuriger in
op het gedrag van de electronen in de buitenste incomplete schaal.
Elk electron heeft een impulsmoment in zijn baan (voor s, p, d
electronen resp. O, 1, 2 ... eenheden) en een om zijn eigen as (spin)
van Yi- Tusschen deze momenten bestaan wisselwerkingen, die in
hun onderlinge verhouding van atoom tot atoom, van configuratie
tot configuratie verschillen.

De werking tusschen spins en banen afzonderlijk is nul. L en 5
zijn gekoppeld tot een totaal impulsmoment ƒ, dat een discreet aan-
tal waarden kan hebben; bij elke /-waarde behoort een bepaald
energie-niveau.

Deze koppeling is bij de lichte atomen van de eerste kolommen
van het periodiek systeem vrij nauwkeurig verwezenlijkt. Over 't
algemeen vindt men echter tusschenvormen tusschen deze en de

Van elk electron zijn spin en baan gekoppeld tot een vector j.
Deze j's zijn samengevoegd tot een vector /; baan—baan en spin—
spin-koppeling zijn nul (evenals spin Ie met baan 2e enz.).

Tusschenvormen ontstaan dan hierdoor, dat de koppelingen, die
in de extreme gevallen nul gerekend worden, practisch niet nul zijn.

Wanneer men in een configuratie de aantallen termen met be-
paalde /-waarden nagaat, dan blijken deze aantallen onafhankelijk
van de koppeling te zijn.

In enkele speciale gevallen kan men de g-waarden uit den aard
van de koppeling berekenen, b.v. bij LS en // en enkele tusschen-
gelegen speciale gevallen (zie b.v. C. J. Bakker, Proefschrift 1931).
Waar zoowel niveauligging als ^-waarden van de koppeling afhan-
kelijk zijn, heeft men getracht een verband tusschen beide te leggen.
Voor enkele gevallen is inderdaad de theoretische uitkomst met de
experimenteele geverifiëerd, maar er zijn bij de ingewikkelde
spectra talrijke afwijkingen, die verklaard kunnen worden.

Voor de ^-waarden van de termen met dezelfde j geldt de regel,
dat de som van deze g's een waarde heeft, die onafhankelijk is
van de koppeling. Deze regel heeft in zijn algemeenheid niet veel
beteekenis, daar het aantal termen en daarmee ook dat der g'-som
oneindig is.

Men kan echter den regel ook toepassen op afzonderlijke term-
groepen, als de breedte van die groepen, langs de energie-as
gemeten, klein is t.o.v. hun onderlingen afstand. Liggen de energie-

waarden van verschillende configuraties ver uiteen, dan geldt de
g^-som al voor alle termen van een dergelijke configuratie. Zijn
binnen dit nauwere verband de termen in groepen (multiplets)
gerangschikt, dan is het mogelijk, dat voor één enkel multiplet de
regel geldt.

Neemt men omgekeerd waar, dat de regel niet geldt, dan moet
men zoeken naar naburige termen, die met de gekozen groep
tezamen een uitgebreider complex vormen, waar de regel wel
uitkomt.

Bij de gecompliceerde spectra in de laatste kolommen van het
periodieke systeem, kan men wat de geldigheid van de gr-som in
beperkten en algemeen en zin betreft, een rijke variatie verwachten.

Het doel van dit proefschrift is nu bij het element Nikkel de
berekende g'-waarden met de gemetene te vergelijken, en na te
gaan de beperkingen, waarbinnen de ^-somregel geldig is. Daar-
naast is de mogelijkheid gebleken om met dit materiaal te onder-
zoeken of bij het onregelmatige Nr-spectrum intensiteitsafwijkingen
in het ZEF.MAN-effect bestaan.

De volledigste classificatie van de lijnen in het Ni I spectrum
is gegeven door H. N. Russelli). De diepstliggende term is een
3F4 behoorende bij de configuratienbsp;(zie termschema). Men

zal configuratiewisselwerking kunnen verwachten, daar, waar de
termafstanden van de niveau's behoorend tot verschillende confi-
guraties van dezelfde pariteit gering zijn. Bij Nikkel is dit het geval
bij de configuraties

Deze wisselwerking kan zich uiten in onregelmatigheden in de
termligging, in abnormaliteiten van intensiteits- en g-sommen en
mogelijk van de ZEEMAN-intensiteiten.

Onregelmatigheden in de intensiteitssommen zijn het eerst ge-
vonden door Ornstein en bouma 2); door verdere metingen met
strenge voorzorgen zijn die afwijkingen nog eens bevestigd door
Dekkers en Kruithof s) en door van Driel^).

De metingen van zeeman-effecten zijn voornamelijk door
Bakker s) en door Marvin en Baragar e) verricht. Het werk van
Bakker heeft betrekking op de ^--sommen van de conf. d^ 4s en
cf9 4p. Hij vindt dat deze normaal zijn. Het onderzoek van Marvin
en Baragar betreft meerdere configuraties en wijkt in de quaestie
van de ^-sommen af van het nauwkeurigere werk van Bakker. Zij
gebruiken den tikboog inplaats van in vacuum, in open lucht, met
het gevolg dat slechts enkele splitsingspatronen zóó opgelost zijn,
dat de onderlinge afstanden der componenten gemeten kunnen

if 3q 'er'D 'P 'F 'D 'F'D'P ^F 'F 'F 'f 'S'P^D^P
3dUs[^F]4pnbsp;3d'4finbsp;u's Ms s a'sppjss d'4Cl

worden. Alle verdere metingen zijn ,,zwaartepuntsmetingenquot;, uit-
gevoerd met behulp van de g^-waarden zooals die uit de weinige
opgeloste patronen gevonden zijn. Uit een groot aantal metingen
aan verschillende lijnen wordt een gemiddelde g-waarde afgeleid,
met welke waarde de splitsingen teruggerekend worden. Er komen
hierbij aanzienlijke verschillen (tot 0.08 n) te voorschijn, die op
zichzelf reeds een aanduiding zijn, dat de methode zich niet leent
tot een bepaling der ^'s tot in de derde decimaal.

Bovendien hebben de auteurs zich geen rekenschap gegeven van
den invloed van de zelfomkeering op de ligging van het zwaarte-
punt. Bij hun ontlading moet dit verschijnsel zonder twijfel optreden.
Van Driel wijst er op, hoe moeilijk het is bij de vele combinaties
van de hoogere niveau's met de grondtermen zelfomkeer te
voorkomen.

Enkele zeer afwijkende g's, die M. en B. vinden in het multiplet
d^s (2F) 4p—d^s, moeten aan deze omkeering worden toegeschre-
ven. Het wekt eenige bevreemding, dat ondanks de enorme fouten
(tot 30 %) in de individueele g's van de niveau's met j ^ 2, schrijvers
de g'-som toch normaal vonden. De betreffende g-waarden heb ik
aan verscheidene geheel opgeloste patronen met groote nauwkeurig-
heid kunnen meten.

Maar ook het intensiteitsverloop van andere combinaties met de
grondniveau's wordt door omkeer beïnvloed. Het is dan ook een
raadsel, wat M. en B. bedoelen met de opmerking: ,,We were able
to measure reversed and partially reversed, unresolved patterns
about as precisely as those which were not reversed.quot; Beide auteurs
hebben zich bovendien niet gerealiseerd dat een exacte bepaling van
het zwaartepunt zonder de kennis van de zwartingscurve on-
mogelijk is.

Het belang erkennende van uitgebreide metingen van het
ZEEMAN-effect in het nikkelspectrum, bleek het gewenscht deze
geheel opnieuw uit te voeren, zich hierbij wel rekenschap gevend
van de betrekkelijk geringe nauwkeurigheid van zwaartepunts-
metingen.

Voor het onderzoek van den g-somregel bij een atoom, dat een
gecompliceerd spectrum uitzendt, is noodig, dat een zoo groot
mogelijk aantal lijnen gefotografeerd wordt en dat deze lijnen
zooveel mogelijk volledig gesplitst zijn; d.w.z. dat de Zeeman-
structuur zóó opgelost is, dat de p^-waarden van beide termen
hieruit berekend kunnen worden. Weliswaar stelt de methode der
zwaartepuntsmeting ons in staat uit de niet opgeloste structuur
een ^^-waarde te bepalen, maar de opeenvolgende toepassing van
dit procédé brengt de fout van elke voorgaande meting in de
volgende over. Men moet hiervan dus een zoo bescheiden mogelijk
gebruik maken en steeds trachten de berekende waarde door andere
metingen te controleeren.

Opdat een structuur opgelost kan worden, is het noodig, dat de
frequentieverandering, en ook de verschillen van de veranderingen
in de v, veroorzaakt door het magneetveld, groot zijn t.o.v. de
lijnbreedte. Dit is de breedte van de lijn, zooals zij door de lichtbron
buiten het magneetveld wordt geëmitteerd. Daar de sterkte van
het bereikbare magneetveld beperkt is, zal men in de eerste plaats
aan de qualiteit der lijnen aandacht moeten besteden. Zooals be-
kend, zijn er verschillende factoren, die deze beïnvloeden.

Een atoom, alléén in de ruimte geplaatst, zendt licht uit met een
klein frequentiebereik, afhankelijk van den levensduur van het
atoom in den aangeslagen en den eindtoestand; op de hierdoor
veroorzaakte kleine breedte kan men door werkingen van buiten
af niet ingrijpen.

In een lichtenden damp echter zijn 2en groot aantal atomen, die
sterke electrische krachten op elkaar kunnen uitoefenen. De
werking van deze is tweeërlei: vooreerst worden de energieniveau's
verschoven over kleine maar tengevolge van de toevalligheid der
onderlinge ligging van de atomen willekeurige afstanden; in de

tweede plaats stimuleeren deze velden den electronensprong naar
een lager gelegen niveau, bekorten dus den verblijftijd en vergrooten
daarmee de onbepaaldheid in de ligging van het energieniveau.

Werkingen van dezen aard worden teweeggebracht door alle
aanwezige atoomsoorten i). De atomen van dezelfde soort nemen
in hun onderlinge wisselwerking door het optreden van resonantie
echter nog een bijzondere plaats in. J. Frenkel 2) toonde aan, dat
een atoom in een bepaalden energietoestand gestoord wordt door
alle andere van zijn soort, die zich op een energieniveau bevinden,
dat met het beschouwde niveau kan combineeren (atomen in
denzelfden toestand storen elkaar i.h. algemeen niet). En wel is
deze storing er een van de eerste orde, dan is die door vreemde
atomen veroorzaakt er een van de tweede orde van grootte. De
storing door „eigenquot; damp treedt dus bij veel geringere atoom-
concentratie op dan die door vreemde atomen.

Naast deze wederzijdsche electrische beïnvloeding der niveau's
staat dan nog de verbreeding der spectraallijnen door het
doppler-effect. Uit deze gegevens kan men concludeeren, dat een
lichtbron, die fijne spectraallijnen zal geven, de volgende eigen-
schappen moet bezitten:

10. De gemiddelde onderlinge afstanden der atomen moeten
groot zijn om de electrische krachten, die ze op elkaar uitoefenen
en daarmede de storing, klein te houden, dus:

De concentratie van de eigen atomen van den damp moet nog
zeer veel kleiner zijn.

Aan deze vereischten voldoet voor het onderzoek van geleidende
stoffen de vacuum-trembleur van Back 3). Deze werkt zóó, dat in
een gasatmosfeer van lagen druk een boog wordt getrokken
tusschen een electrode van het te onderzoeken materiaal en een
beweeglijke wolfraam electrode. Deze laatste wordt in contact
gebracht met het materiaal en dan weggetrokken; er ontstaat op

3)nbsp;Voor een nauwkeurige beschrijving zie: Back-LandÉ: zeeman-effect und
Multiplettstruktur (springer 1925).

het moment van verbreking een Hchtboog die dooft als de
electrodenafstand slechts enkele millimeters is; dan wordt weer
contact gemaakt enz.

Doordat de ontlading slechts kort duurt, blijft de dampconcen-
tratie gering, terwijl ook de temperatuur door het gebruik van een
zwakken stroom (2 a 3 A) laag gehouden kan worden.

Gebruikt men een vacuum hooger dan 2 a 3 cm, dan loopt de
intensiteit sterk terug, daar de atomen van den metaaldamp in te
geringe concentratie aanwezig zijn, dan dat zij elkaar op het
moment van de stoomverbreking door botsing zouden kunnen
aanslaan. Dit geschiedt dan ook vrijwel uitsluitend door de atomen
van de gasatmosfeer. Gewoonlijk wordt waterstof als gasvulling
gebruikt, waarbij het voordeel is, dat de electroden dan niet
oxydeeren, terwijl de aanslagspanning vrij hoog is, waardoor de
intensiteit van het waterstofspectrum terugtreedt tegenover dat
van het metaal.

De trembleur heeft verder de voor het onderzoek van het
ZEEMAN-effect zoo belangrijke eigenschap, dat de eigenlijke licht-
bron zeer compact gebouwd kan worden, waardoor de poolafstand
van den magneet klein kan zijn en het veld dus zoo sterk mogelijk.

De geringe concentratie van aangeslagen atomen in den licht-
gevenden damp, gevoegd bij het feit, dat de trembleur eigenlijk
slechts gedurende een derde deel van den werktijd licht uitzendt,
maakt dat de belichtingstijden voor ZEEMAN-effectopnamen voor
de zwakkere lijnen zeer groot worden. Wil men een spectrum met
groote volledigheid opnemen, dan kan men bijvoorbeeld de conditie
van het vacuum laten vervallen, waardoor de kans op aanslag
grooter wordt. Of men kan den stroom opvoeren, waardoor de
concentratie van eigen atomen grooter wordt.

Beide methoden gaan ten koste van de lijnqualiteit: de storingen
der niveau's worden sterker, terwijl in het tweede geval bovendien
nog de DoPPLER-verbreeding toeneemt.

De laatste mogelijkheid ligt daarin, dat men een lichtbron kiest,
die gedurende den vollen werktijd zijn licht uitzendt. Ik heb nu
getracht een lichtboog te construeeren, die de gunstige eigen-
schappen van den trembleur benadert, veel lichtsterker is en weinig
toezicht behoeft; daarnaast een zeer compacten bouw heeft en voor
alle metalen bruikbaar is.

Het type van dezen boog wordt in fig. 1 gegeven. Ze bestaat uit
een messing doos met zware deksels die doorboord zijn, even-
wijdig aan hun vlak,
met twee kanalen voor
koelwater. In de as
van den cylinder wor-
den twee electroden
geschroefd, die óf uit
het te onderzoeken
materiaal bestaan, óf
uit koperen onderstuk-
ken, waarop een dun
plakje materiaal met
zilver gesoldeerd is.
De afstand tusschen
de electroden moet
minstens 2 millimeter
zijn, opdat zich een
behoorlijke boog kan
vormen. In den cylin-
derwand is een ope-
ning, waarin een lange
glazen conus, voorzien
van een kwartsvenster,
geplaatst kan worden.
De conus is zoo lang
gekozen, opdat het
venster niet bespat
wordt met wegvliegen-
de metaaldeeltjes.

Het deksel en de
eigenlijke doos zijn
van elkaar gescheiden
door een dikken rub-
berring, die door zes
schroeven stevig tus-
schen beide ingeperst
wordt.

Aan de lamp werd door een voldoenden voorschakelweerstand
een gelijkspanning van ± 600 V. gelegd i). Het vacuum werd
onderhouden door een waterstraalpomp op ongeveer 6 cm. Voor
de ontsteking werd de glazen conus even weggenomen en met een
koperen staafje de boog overgebracht. Nadat het vacuum de
gewenschte waarde had, werd de stroom opgevoerd. In een
magneetveld van ± 15000 Gauss konden wij gedurende een
kwartier een stroom van 20 Ampère tusschen een paar zilver-
electroden onderhouden.

Voor doelmatig werk heeft een dergelijke krachtproef geen zin,
ze was alleen om het effect van de koeling na te gaan.

30. Voor rustig branden is behalve een grooten voorweerstand
een zelfinductie noodig.

40. Zonder magneetveld heeft de boog voortdurend neiging op
de omgeving over te slaan; het magneetveld werkt centreerend:
alle stroomcomponenten loodrecht op het veld worden uitgeblazen.

50. Werkt de boog in het magneetveld met bijv. 2 Amp., dan
vertoont de ontlading bij toenemend vacuum het volgende beeld:

De boog beweegt zich langzaam over de electrodenvlakken; de
lichtsterkte gaat achteruit. De stroom blijft vrijwel constant. De
beweging wordt steeds levendiger en bij ± 3 cm gasdruk verdeelt
de ontlading zich over een groot aantal lichtzwakke boogjes, de
intensiteit neemt zeer snel af, de stroom echter zeer langzaam. De
boog is nu labiel en gaat soms plotseling in een glimontlading over,
die bij drukverhooging uitdooft.

Verhoogt men, nadat de ontlading zich in kleine boogjes heeft
verdeeld, den stroom, dan contraheeren deze zich weer tot één
boog van vrij groote lichtsterkte; pompt men dan verder af, dan
ontstaan deze nü bij lageren druk.

Dr. W. Lulofs, directeur der Gemeente Electriciteits Werken te Amster-
dam, was 200 welwillend hiervoor een dynamo aan het laboratorium in bruikleen
af te staan.

waarbij de intensiteit terugspringt, hangen van het electroden-
materiaal af. Bijvoorbeeld electroden uit Cr~Ni legeering ver-
toonen het verschijnsel bij hoogeren druk dan een Cu-Ni legeering.
Bij gemakkelijk verdampende metalen als Zn en Cd en Al bleef de
boog nog intact bij een stroom van 1 Amp. en een druk van 2 cm
lucht. Verkleining van den diameter der electrode had hetzelfde
gevolg (wat mogelijk aan den geringeren warmte-afvoer is toe te
schrijven ).

Bij de aanvankelijke proeven stonden weerstand, zelfinductie en
boog in serie op 600 Volt. Bij een electrodendiameter van 8 mm,
een gasdruk van 4 cm en een stroomsterkte van 2 Amp. was de
spanning aan de electroden ongeveer 40 Volt. Trad er een kleine
storing op, waardoor de stroom iets afnam, dan liep de spanning

aan de electroden zoo sterk op, dat een
glimontlading mogelijk werd, waarbij
dan onmiddellijk de boogontlading op-
hield.

Later werd dit voorkomen door een
potentiometerschakeling toe te passen.
Zonder eenige controle kan dan de
boogontlading uren doorgaan, afhankelijk
van de lengte van de electroden.

Het bezwaar van uitvoering ( 1 ) is, dat
het interferricum te groot wordt. Een
compacter type, waarmee ook een deel van het nikkelspectrum
werd opgenomen, toont fig. 3.

Tusschen de polen van den grooten magneet van het laboratorium
(eindvlakken 0=1 cm.) wordt een koperen cylinder gebracht
(luchtdichte afsluiting door gummiringen). In den wand zijn vier
conische openingen, waarin slijpstukken passen.

Twee diametraal overliggende stoppen dienen om de electroden
in te brengen, de andere twee om kwartsvensters te dragen. Aan-
vankelijk waren beide electroden geïsoleerd in één slijpstuk
ondergebracht, maar daarbij sprong, als stroom en gasdruk klein
werden gemaakt, de boog op de electrodenhouders over. Bij de in
fig. 1 gebruikte lamp waren de electroden veel langer en daar trad
deze moeilijkheid niet op.

De einden van de electrodenhouders, die tegenover elkaar liggen,
worden met een laagje autolak bespoten. De electroden kunnen dan
afbranden tot 1 mm. dikte, vóór overslag optreedt. Een conische
punt aan de negatieve electrode werkt in dezen ook gunstig.

De electrodenhouders bestaan uit roodkoperen plaatjes, waar-
omheen een koperen koelhuis gelegd is, die geïsoleerd door de

messing slijpstukken wordt gevoerd. Van achteren worden deze
plaatjes beplakt met mica.

De totale ruimte tusschen de magneetpolen was 13 mm. Het be-
reikbare veld bedroeg 30.000 Gauss. De opnamen in het groen, rood
en infrarood zijn met deze electrodenhouders verricht.

De druk was 25 cm. lucht, stroom 2 A. Lijnqualiteit zeer matig,
de intensiteit echter zeer groot.

Het overige golflengtegebied heb ik opgenomen met een hier-
onder beschreven iets gewijzigden vorm van electrode. De gasdruk
kon hier 4 a 5 cm. bedragen bij een stroom van 1.6 Amp. De
geringere belasting stelt minder eischen aan de koeling. De in
fig. 3 geteekende electrodenhouders werden in de stop achteruit-
getrokken. De stukjes electrodenmateriaal werden vastgesoldeerd
op koperen stripjes, 1 mm. dik, 6 mm. breed (fig. 3 rechts boven),
en deze met een boutje bevestigd aan de gekoelde houders.

Deze constructie voldeed buitengewoon goed. Overslag heb ik
nooit waargenomen, ook al brandden de electroden tot op een
halven millimeter af. De poolafstand kon gereduceerd worden tot
8 mm., waarbij de veldsterkte 35000 Gauss werd.

In dezen laatsten vorm is de boog geschikt voor alle materialen,
die zich met koper of zilver laten soldeeren. Splitsingswijdten tot
1/5 normaal kunnen nog goed gemeten worden bij l — 3500 A.

Als electrodemateriaal werd aanvankelijk gebruikt de Brightray-
legeering, bevattende 80 % M en 20 % Cr, en later een chroom-
nikkel van 75 % Ni, 24 % Cr en 1 % verontreiniging. De chroom-
lijnen stoorden dikwijls de gewenschte nikkellijnen, waarom ik ook
nogal eens een kopernikkellegeering met 60 % Ni gebruikte. Geen
van deze legeeringen was magnetisch. De chroomnikkellegeeringen
werderi betrokken van de Fa. L. wittich in Den Haag. De koper-
legeering werd in het laboratorium óf in de gaszuurstofvlam óf in
een electrischen lichtboog gesmolten. Dit gebeurde aan de open
lucht, waarbij nogal wat materiaal verbrandde. Was het product
magnetisch, dan werd het met nog wat koper opnieuw omgesmolten.
Toen ik ook hinder kreeg van koperlijnen, heb ik zuiver nikkel
genomen. Het bezwaar hiertegen is, dat de aanwezigheid van een
magnetisch metaal èn de homogeniteit van het veld schaadt, èn door
het afbranden het veld gewijzigd wordt.

10. De negatieve electrode brandt volkomen vlak af: het eind-
vlak steeds loodrecht op de krachtlijnen van het magneetveld.

Een niet vlakke electrode is, na een half uur in bedrijf te zijn
geweest, zoo vlak als een spiegel.

2quot;. Bij gebruik van een negatieve (Cu—Ni) electrode tegen-
over een positieve van (Cr—Ni) verdween het chroomspektrum
geheel. Algemeen bleek, dat de negatieve electrode ongeveer drie-
maal zoo snel opteerde als de positieve. In deze laatste, die men iets
grooter dan de kathode moet kiezen, ontstaat een cylindrisch gat,
waarin de tegenoverliggende electrode precies past.

Het geheel maakte den indruk van een proces, dat het midden
hield tusschen een boog en een kathode-verstuiving. Ik had nog
geen gelegenheid dezen ontladingsvorm nader te onderzoeken. De
temperatuur van de kathode was laag, de anode vertoonde soms
roodgloeiende punten.

De boog kreeg nu een Nf-kathode (diam. 5 mm.) en een anode
(diam. 8 mm.) van (Cr—Ni). De onregelmatige vorm dien deze
laatste op den duur aanneemt, kan dus de homogeniteit van het
magneetveld niet schaden. Is verder de homogeniteit van het veld
in den beginne voldoende, dan is zij dit ook nog nadat de gelijk-
matig opterende kathode eenige uren gebrand heeft.

Het resultaat overtrof de verwachtingen. De lijnqualiteit bleef
zeer goed, werd iets beter bij de anode. Dit komt waarschijnlijk
doordat de afwijkingen van de homogeniteit aan de randen van de
nikkelelectrode op grooteren afstand weer vereffend zijn. De wijzi-
ging van het veld door afbranden werd bepaald door een Zn-anode
te gebruiken tegenover de Ni-kathode. Opnamen hiermee (15 sec.)
vóór en na een brandtijd van 2 uur gaven een veldverschil van | %.
De Ni-electrode was dan \ mm. afgesleten.

Wanneer men de laag vóór de kathode afbeeldt op de spleet van
den spectrograaf, komen ook de sterkste leden van het Ni II spec-
trum te voorschijn. De laag vlak voor de anode geeft ook de sterkste
Cr ƒ lijnen. Gewoonlijk werd het midden van den boog op de spleet
afgebeeld.

Voor een opname van 4 uur, zooals ik ze heb moeten maken voor
de lijnen tusschen 4000 en 5000 A, werden van te voren twee

nauwkeurig even dikke plaatjes nikkel op koperen strippen gesol-
deerd. Nadat de eerste 2 uur lang gebruikt was, kon men zonder
bezwaar de tweede in den boog zetten. Vóór en na de opname werd
dan het veld bepaald door op een afzonderlijke plaat met behulp
van een Zn-anode het zinktriplet (of Cd) te fotografeeren.

De gemeten veldwaarden „vóór en naquot; liepen nooit meer dan ^ %
uiteen. Bij de meting werd het gemiddelde genomen.

Bij niet te lagen gasdruk (15 cm.) kan men bijzonder fraaie om-
keeringen waarnemen. Op de plaat staat bijvoorbeeld de lijn
Cu 3247.55 ^S^^—^P^j^ die dus 6 zeeman-componenten moet ver-
toonen. Het spectrogram geeft er twaalf. De eigenlijke componenten
zijn de minima in het fotogram. Bovendien ziet men den verboden
overgang met Am = 2, die bij deze lijn mogelijk is. Verder een repro-
ductie van l 3524.54 van Ni; afstand van de tï en 0 componenten
onderling = 0.15 n. Deze lijn heb ik in emissie niet opgelost ge-
kregen (ï = 2.5A, 15 cm).

Ik had de keus uit de verschillende fraaie tralie-opstellingen, die
in het Laboratorium „Physicaquot; onder Zeemans leiding gecon-
strueerd werden. Voor de opname in het infrarood werd een klein
tralie in de opstelling van Paschen en runge gebruikt (breedte
V. h. tralie 10 cm. — 14437 lijnen per inch — kromtestraal 2M —
Opening 1/20 — dispersie 8.8 A per mm.). Zooals bekend, is deze
opstelling niet stigmatisch; men kan dus niet de beide polarisaties
met behulp van een kalkspaath gelijktijdig opnemen.

Voor infrarood-splitsingen kan men met een dergelijke kleine
opstelling toe, tengevolge van het feit dat de normale splitsings-
wijdte (men bedenke, dat Av„ ^ en dus A2„ = Ar^ ) even-
redig met het kwadraat van de golflengte is.

Een tweede voordeel bij het opnemen in het infrarood is, dat de
Dopplerverbreeding, die evenredig l is, ten opzichte van het mag-
netisch effect kleiner wordt.

De opnamen in het groen en rood zijn gedaan met de stigmatische
tralie-opstelling, waarin het bijzonder mooie groote tralie, dat
Rowland speciaal voor Prof. zeeman heeft gesneden, gemonteerd

was. De opstelling is beschreven in het proefschrift van C. J. BakkeR:
„The zeeman-effect in the noble gas spectraquot; 1931 (breedte van het
tralie 12.5 cm. — 14437 lijnen per inch — kromtestraal 6.10 M ^—
opening 1/30 — dispersie in de 2e orde 2.25 A per mm.). Omdat
deze opstelling stigmatisch is, kunnen beide polarisaties gelijktijdig,
boven elkaar worden opgenomen.

Voor het meerendeel van de opnamen werd het groote tralie ge-
monteerd in de EAOLB-opstelling, waarbij gedeeltelijk de 5e orde,
maar hoofdzakelijk tweede en derde orde werden gebruikt (opening

^/eo — dispersie in 5e orde 0.45 A/mm. in 3e orde 0.85 A
per mm. en in 2e orde ^ 1.25 A per mm.).

Bij de „Eagle mountingquot; staan spleet en plaathouder weer op
den RowLAND-cirkel van het tralie. Er is dus geen principieel ver-
schil met de opstelling van Paschen en runge. De spectrograaf is
echter beknopter van bouw, doordat niet de heele RoWLAND-cirkel
als metalen plaathouder is uitgevoerd, maar slechts een stuk van
een halven meter. De spleet is ter zijde aangebracht, het spiegel-
beeld hiervan in een totaal reflecteerend prisma ligt in het midden A
van den plaathouder (zie fig. 4). Bij de opstelling van het toestel
zijn punt A, het prisma en de spleet eens voor al vastgelegd. De

plaathouder is draaibaar om A. De instelling wordt gevonden door
chassis en tralie denzelfden hoek met de as van den spectroscoop te
laten maken. Daarna wordt het tralie verschoven in de richting van
de as, totdat de RoWLAND-cirkel en de kromtecirkel van het chassis
elkaar dekken. De fijninstelling geschiedt fotografisch. Overgang
naar een ander golflengtegebied vindt plaats door het tralie té
draaien en te verschuiven in de asrichting totdat het spectrum bij A
visueel scherp is. Daarna wordt het chassis bijgedraaid en kan men
beginnen met de fijninstelling. De verstelling komt eigenlijk hierop
neer, dat een ander deel van den RoWLAND-cirkel binnen de wan-
den van den spectroscoop wordt gebracht (fig. 4, stippellijnen).

De mechanische instelling is niet zonder gebreken. De draaiing
van het tralie om een verticale as, had als secundair effect nog wel
eens een wijziging van den stand der groeven tengevolge. Deze en
ook de stand van de spleet moesten dan gecorrigeerd worden.
Ook in optisch opzicht zijn er enkele bezwaren. Het spiegelbeeld
van de spleet staat n.1. niet in het midden van den plaathouder,
maar enkele centimeters er onder. Dit komt, doordat men het
prisma buiten de van het tralie komende lichtbundels wil houden.
De lijnscherpte wordt nogal sterk beïnvloed door den stand van het
prisma. Door dit een halven centimeter omhoog te schuiven kon ik
de lijnqualiteit aanmerkelijk verbeteren.

De verhouding van de lichtsterkte van deze opstelling tot die
van de stigmatische is theoretisch 1 : 4, Men moet echter in aan-
merking nemen, dat de ,,Eaglequot; met een dubbel zoo wijde spleet
gebruikt kan worden, waarbij de „zuiverheidquot; van het spectrum
dezelfde blijft als van de stigmatische. Daarentegen moet het beeld
van de lichtbron op de spleet van de Eagle een bepaalde minimum
grootte hebben om maximale intensiteit te verkrijgen.

Het astigmatisme van de Eagle is oorzaak, dat beide polarisaties
na elkaar opgenomen moeten worden. Bij het gebruik van den boog
is dit geen bezwaar; het gebruik van de kalkspaath brengt zelfs
nog als voordeel mee, dat de niet gepolariseerde ondergrond t.o.v.
de ZEEMAN-componenten verzwakt, het negatief dus helderder blijft.

De rhomboëders, die ik tot mijn beschikking had, vertoonden een
zeer sterke absorptie; dientengevolge moest in het ultraviolet de
belichtingstijd met een factor 3, in het zichtbare spectrum met 2 ver-
menigvuldigd worden.

Een zoo groot mogelijk beeld van de lichtbron werd op de spleet
geworpen met behulp van een gecorrigeerde kwarts-vloeistof (n-
propylalcohol) lens van 7 cm. diameter.

De groote dispersie zou de Eagle-spectrograaf tot een ideaal toe-
stel maken voor het opnemen van magnetische splitsingen. Het
beperkte gebied van enkele honderden Angströms, dat men gelijk-
tijdig kan opnemen, bemoeilijkt echter een systematisch afzoeken
van het spectrum zeer. Na eenige oefening is het mogelijk in een
enkelen dag van het eene spectraalgebied op het andere over te gaan.

Het groote bezwaar is echter, dat de opnamen, die zich over het
spectraalgebied van 2800—5000 A uitstrekken, achter elkaar ge-
maakt moeten worden, waardoor stroom en materiaalkosten met
een factor 5 of 6 vermenigvuldigd worden.

Voor de opnamen gebruikte ik de eastman-platen KI en UI
voor het gebied van 6900—7400 A; hierboven Ilford „Infra-redquot;
of Eastman R I. De korrel van deze emulsies is vrij grof.

De snelheid wordt zeer verhoogd, door de platen onmiddellijk
vóór het gebruik 1 minuut te baden in 1 % ammonia en dan met een
haardroger snel te drogen. Hoe sneller drogen, hoe beter, daar
anders de plaat sluiert. Men kan drogen met de warme föhn, moet
echter zeer voorzichtig zijn, want zoo gauw ergens een droge plek
ontstaat, loopt de temperatuur van de plaat daar omhoog en treedt
sluiering op. Het is noodig dat de droging over het geheele opper-
vlak gelijkmatig geschiedt.

Op grond van een vroegere ervaring legde ik de plaat in een
lange, lage doos, waardoor in de lengterichting warme lucht werd
geblazen. Een bocht in de luchttoevoerbuis voorkwam, dat de plaat
onmiddellijk aan de straling van het verwarmingselement werd
blootgesteld. De tijd voor droging is zoo ± 4 minuten (de plaat
moet om de minuut met de andere zijde naar den luchtstroom ge-
legd worden).

Men kan ook de plaat na het ammoniabad spoelen in alcohol en
met de koude föhn droogblazen. Dit eischt ongeveer 6 minuten
droogtijd. Voor alle zekerheid sneed ik steeds een stukje van de

gehypersensibiliseerde plaat af om te zien, of de behandeling haar
niet gesluierd had. Zijn de platen niet versch, dan treden ook bij de
zorgvuldigste behandeling geheele of gedeeltelijke sluiers op en
ontstaan groote verschillen in gevoeligheid tusschen nabijliggende
plaatsen.

De Ilfordfabriek beveelt aan de I. R. platen te baden in ^ %
oplossing van Triethanolamine in water. Ik heb echter met ammonia
gelijkmatiger resultaten verkregen.

Als ontwikkelaar werd voor deze platen en de panchromatische
F /, die ik voor groen en rood heb gebruikt, Elon-Hydrochinon ge-
nomen, die helderder werkt dan Metol-Hydrochinon.

Voor de zwakke lijnen tusschen 2c=4000—5000 waren Iso
Zeniths van Ilford aangewezen. Met den door von Angerer i)
aangegeven Borax-fijnkorrelontwikkelaar kreeg ik bijzonder heldere
platen van goede gradatie.

Van elk gebied zocht ik 3 tot 4 platen uit; ze werden onder den
comparateur uitgemeten, behalve eenige zwakkere lijnen, die aan
het fotogram werden bepaald. Elke plaat is driemaal gemeten, elke
meting was weer het gemiddelde van vijf instellingen.

Voor veldbepaling werden gebruikt de lijnen van Na, Zn, Cd, Al
en Cr, die in onderstaande tabel zijn samengevat (tabel 1). De Cr-
lijnen zijn door H. Gieseler2) gemeten. Ik heb ze nog eens ver-
geleken met Zn en Al en overeenstemming gevonden. De som van
alle splitsingsafstanden kwam tot op ongeveer 34 % overeen. Het
gebruik van de sterke Cr-lijnen was bijzonder gemakkelijk bij de
opnamen met een kathode van zuiver Ni. De gemiddelde veld-
waarde verscheen dan meteen op de plaat en het was niet noodig
vóór en na de opname afzonderlijke metingen te doen.

Van de ongeveer 140 lijnen zijn er ± 50 in die mate opgelost, dat
de ^-waarden van beide termen berekend konden worden. De
overige lijnen zijn voor zwaartepuntsmeting gebruikt. Ik heb steeds

1.49

1.50
1.48
1.47

1.39
129
120
0S7
0.02

1.29
116
0.94
0.36
1.49
1.43
X

129
1.09
0.745
1.295
105
0.55
1.05
105
1.00
1.20
085
0.50

1.19

1.20
0.97
120
1.05
0 76
100
101
1.04

z^D,
z^Ds

2'Do
z'Fs
z^F^
z'h

2'F,
2%
2%

z^G.

2V,
2'Po

2'r,

z^F,

2'D,

2'D,
2'Fl
zW:
Z'P,

1.49

1.50
1.48
1.47

x
1.39
1.29
1.20
0.97
0-02

1.29
1-16
0-94 ~

0-36
149
143

129

1-09
0-745
1295
105
0-55
1.05
105 .-
1.00
120
0.85
0.50

119
1.20
0.97

120
1.05
076
100
101
104-

getracht voor eiken term twee metingen te doen. Dit is mij niet
gelukt voor de termen van de configuratie dSs{2F)5s en nog enkele
termen, die men gemakkelijk in overzicht (1) kan vinden.

Speciaal de waarde 0.67 voor is niet geheel zeker. De andere
termen, waarvan de g slechts eenmaal gemeten is, kunnen een fout
vertoonen van ± 0.01, maar toch niet meer.

De gemeten lijnen zijn in twee overzichten gerangschikt.
In overzicht (1) beteekent de letter c, dat het gemeten splitsings-
patroon wel is waar de mogelijkheid gaf om beide ^-waarden te

bepalen, maar dat ik er de voorkeur aan gegeven heb, met behulp
van een reeds meermalen geverifieerde g^, de op twee manieren
te berekenen. Deze controle is daar toegepast, waar geen of slechts
een enkele waarde van g^ beschikbaar was.

De streepjes geven aan dat de betreffende g-waarde gebruikt is
om g2 uit een Z-meting te bepalen. Op een enkele uitzondering
na heb ik steeds als bekende g'-waarde er een genomen, die al
meerdere malen geverifiëerd was. Anders heb ik de lijn niet in
de tabel opgenomen.

De letter 5 staat bij die splitsingen, waarvan één opgeloste
component scherp meetbaar was.

De haakjes beduiden, dat de Z-bepaling afkomstig is van een
vrij breed patroon, waar afwijkingen kunnen optreden (zie be-
neden). Deze waarden zijn bij het middelen niet meegeteld.

Ik heb met de gemiddelde g^-waarden de splitsingen niet terug-
berekend. Overzicht 1 geeft, lijkt me toe, een beteren indruk van
de bereikte nauwkeurigheid.

Overzicht (2) geeft een rangschikking naar de golflengten; de
letter Z staat achter alle zwaartepuntsmetingen. Bij de overgangen
met A/=l is bovendien nog aangegeven, hoe het uiterlijk van de
lijn was.

Een zestal lijnen zijn aangeduid met „scherp tripletquot;. Dit zijn de
(O—1) overgangen.

Interessant zijn de lijnen 3485.89 = aW^^ z^F^ = (0.48) 0.00
0.50 en 4686.21 = z5G2 — e^F^ = 0.32 (0.62) 0.98 (1.23).

De eerste geeft zonder kalkspaath een scherp triplet met een
zwakke middencomponent.

Van de lijn 4686.21 heeft het intensiteitsverloop van de a compo-
nenten een abnormaal aspect. De a groepen vallen hier gedeeltelijk
over elkaar, (^^-waarden 0.36 en 0.98). (4) (6) (6) (4)

De lijnen bij 0.26 en 0.36 zijn niet opgelost; hun zwaartepunt
blijkt te liggen bij de gemeten waarde 0.32.

De methode om uit de ligging van het zwaartepunt van intensiteit
van 71 en a componenten (Z(n) en Z(a)) een conclusie te trekken
over één of beide g'-waarden is afkomstig van Shenstone en
Blairi).

Zij berust op de kennis van de intensiteitsverhouding der
splitsingscomponenten in het zeeman-effect. De formules hiervoor
zijn gebaseerd op den door Ornstein en BuRGER gegeven
somregel 2).

Deze formules geven aan dat de intensiteiten onafhankelijk zijn
van de koppeling van het atoom.

Men berekent nu met behulp van deze formules de ligging van
Zn en Za als functie van de ^-waarden. Is men in staat den afstand
van deze Z-punten uit de onverschoven positie aan te geven, dan
is het mogelijk of beide g'-waarden te berekenen, of als er een
bekend is, de tweede met controle te bepalen. (A/ — 0 overgang).

Bij den A/'=± 1 overgang ligt Zji steeds in het centrum. We
vinden dan uit de ligging van Z(o) slechts een vergelijking ter
bepaling van 2 g-waarden. — Het is dan dus noodig één van de
g's te kennen.

Een practisch overzicht van het lineaire verband tusschen
Z-punten en ^-waarden geven Catalan en poggio^).

Stellen we ons de vraag in hoeverre de gevonden ligging van het
Z-punt beïnvloed wordt door spectrograaf en lichtbron.

De verdeeling van de intensiteit, uitgezonden bij een bepaalden
electronenovergang, over de frequentieschaal, worde voorgesteld
doornbsp;—^o), waarin v^ de frequentie is die behoort bij

2)nbsp;hönl, Z. f. Ph. 31, 340 (1925).
Kronig, Z. f. Ph. 31, 885 (1925).
Z. f. Ph. 29, 241 (1924).

De componenten van een magnetische splitsing hebben volgens
deze formule intensiteitsverdeelingen = ƒ„ ƒ (v—v„) en het zwaarte-
punt van intensiteit op de frequentieschaal ligt bij r^ = ^^

wat door een eenvoudige integratie is in te zien (en overigens
een bekende stelling uit de mechanica is).

_ f quot;quot;quot; ^^ ^ix.hdv ^ 2 Uïx.f{v-yn)dv
2lrdv Tirdvnbsp;2 Lj f(v-v„)dv

Hiermee is algemeen bewezen, dat de ligging der Z-punten onder
geen omstandigheden door den spectrograaf gewijzigd wordt. Zoo
ook is de scherpte van de focusseering hiervoor niet van beteekenis.

De fotografische plaat, waarmede men tenslotte de intensiteits-
verdeeling in het brandvlak opneemt, brengt echter wèl een
wijziging in de ligging aan. Belangrijk is echter dat een symmetrisch
/-verloop symmetrisch blijft, waardoor in een symmetrisch geval
het werkelijke zwaartepunt wel samen valt met het fotografische.

Doordat de zwartingskromme van een fotografische plaat altijd
een buigraaklijn bezit (een gedeelte schijnt dientengevolge recht),
geven de zwakke zoowel als de sterke partijen een zwarting, die
niet evenredig is met de intensiteit.

Dit heeft tengevolge, dat het werkelijke Z v. I niet samenvalt
met wat men uit het negatief zou afleiden, als de /-curve niet
symmetrisch is.

Wanneer men met een fotometer de zwarting als functie van de
belichtingsintensiteit bepaalt, zou met behulp van de zwartings-
kromme van de gebruikte plaat de noodige correctie langs
grafischen weg aangebracht kunnen worden.

Deze correctie zal vaak klein zijn, wanneer we met normale be-
lichting te doen hebben, d.w.z. als de belichtingstijd zoo gekozen
is, dat het gedeelte van gemiddelde I op het rechte stuk van de
zwartingscurve valt. Men kan dan volstaan met het zwaartepunt
van intensiteit te identificeeren met het Z-punt van het fotogram.

De fout kan echter groot worden in het geval van intensieve
overbelichting. Zien we van solarisatie af, dan zal men uit het
fotogram het werkelijke midden van de lijngroep aanwijzen. Men
bedenke hierbij, dat over het algemeen ten behoeve van het visueel
meten tamelijk zwaar belichte platen gebruikt worden.

Bij sterke onderbelichting wijst het fotogram juist het maximum
van I als Z-punt aan. Het werkelijke Z-punt ligt tusschen deze
beide grenzen in; alleen in het geval van symmetrische /-verdeeling
vallen deze beide samen.

Gebruikt men bij het meten geen fotogram, maar alleen het
negatief, dan komt hierbij nog een subjectieve fout door de taxatie
van het Z-punt. Deze fouten, zoowel de subjectieve als die, welke
ontstaan uit onjuiste belichting, worden natuurlijk klein, als de
lijngroepen nauw, de ^-waarden dus bijna gelijk zijn.

Om een indruk te krijgen van de nauwkeurigheid van de ver-
richte zwaartepuntsmetingen, die zonder correctie direct aan het
negatief gedaan zijn, dient het volgende staatje.

Kolom (1) geeft de combinatie; (2) de ^--waarden zooals zij uit
opgeloste splitsingen bepaald werden; (3) de gemeten g-waarden;
(4) het verschil der g--waarden, dat is dus de afstand van twee
a-componenten; (5) de afwijkingen van deze ^-waarden van de
juiste; (6) de totale wijdte van de a-groep; (7) het verschil tusschen
het berekende en het gemeten Z-punt.

Een duidelijk verband tusschen de breedte van de a-groep en
de fout in de Z-puntsmeting treedt niet op, wat ook niet te ver-
wachten is, omdat de lijnen bij gelijken belichtingsduur, op

verschillende deelen van de zwartingskromme van de plaat liggen.
De lijn 3050.83 y^F^^ — aSDg, waarvan het splitsingspatroon naar
buiten afgeschaduwd is, was steeds overbelicht. De sterkste
a-component ligt bij 0.77 n., het midden van de a-groep bij 1.19 n.

Het werkelijke Z-punt ligt bij 0.96, terwijl het gemeten is bij 1.02.
Dergelijke overbelichte, breede lijnen zijn later niet meer mee-
gemeten.

Een zeer duidelijke correlatie bestaat er tusschen A^ en de
fout in g. Hieruit kan de volgende conclusie getrokken worden:

Heeft de berekende g bij een zwaartepuntsmeting een verschil
van minder dan 0.06 n. met de bekende, dan is de tweede decimaal
verantwoord. Ligt het verschil tusschen 0.06 en 0.08 n. dan kan er een
fout gemaakt worden van ± 0.01, enz. Vindt men een Ag grooter
dan 0.06, dan is het beter bij het middelen deze meting niet meer
mee te tellen.

Van de splitsingen van combinaties met een A/ = 0 hebben de
0-groepen een symmetrisch intensiteitsverloop, dat niet door de
genoemde en hieronder nog te noemen fout wordt gewijzigd.

Hier valt het Z-punt samen met het maximum en het midden
van de groep. De metingen van deze lijnen zijn dan ook steeds
meegeteld, onafhankelijk van het ^-verschil.

De yr-groepen verloopen niet symmetrisch. Doordat het intensi-
teitsverval in een groep zoo sterk is, zijn ze veel beter uit te meten.
De fout mag op ongeveer de helft van die van de a-groepen gesteld
worden. B.v. volgens de lijst maakt men bij een Ag van 0.15 n.
een fout in de Z-puntsbepaling van cx^ 0.04 n. Bij Ji-groepen met
dezelfde Ag kan men deze fout 0.02 schatten.

Men vindt uit de Zn de Ag door deze waarde te vermenigvul-
digen met 0.554 voor (2 — 2), met 0.388 voor (3 — 3), met 0.300
voor (4—4) overgangen. De fout in Ag wordt dus in het onder-
stelde geval hoogstens 0.01.

Een tweede oorzaak van fouten vinden we in de lichtbron. Veel
spectraallijnen en splitsingscomponenten worden door zelfomkeering
niet in dezelfde /-verhouding uitgezonden als de theoretische
formules aangeven. Om deze kwestie te overzien, beschrijven we
de lichtbron schematisch als een kern van hooge temperatuur,
waarin veel en in verschillende niveau's aangeslagen atomen die
elkaar sterk storen. Hieromheen een koudere laag, waar Doppler-
effect en dampconcentratie en dus de storingen kleiner zijn. De
atomen zijn hier voornamelijk in de lagere energietoestanden en
kunnen dus absorbeerend werken.

De omhullende laag absorbeert uit een bundel continu licht een
lijngroep A, — 2 A„ g (v—v„). De A's en I's zijn evenredig met

de theoretische waarden, [(v) en g(v) denken we symmetrisch.
De v„'s zijn weer de zwaartepunten van de afzonderlijke lijnen op
de frequentieschaal (hier liggen nu tevens de intensiteitsmaxima).

Nemen we de door de kern van den boog uitgezonden frequentie v
door een dunne absorbeerende laag waar {dikte^dx), dan is de
intensiteitsafname div = — air A,. dx.

Het gebied waarin g(v) O is kleiner dan dat van [(v).
We kunnen nu de drie gevallen onderscheiden die op de plaat
gereproduceerd zijn.

10. Emissie- en absorptielijnen zijn beide opgelost (Cu 3247.55).
Zoowel A, als 7° hebben toppen bij v = v„. De aanvankelijke
toename van 1° met afnemend argument wordt overtroffen door
de afname van de e-macht als g* z^ 0. Als met h toeneemt,
daalt de e-macht volgens e-'n ; d.w.z. hoe grooter I, hoe sterker
de omkeering.

20. Alleen de absorptielijnen zijn opgelost (Ni 3524.54).
P is een geleidelijk verloopende functie zonder toppen voor
v = v„. Av heeft daar wèl een extreme waarde. D.w.z. dat de
ly daar snel daalt en bij verder toenemende v weer snel stijgt tot
de waarde die /o geeft; tot bij een volgendenbsp;het gedrag van

De minima van h liggen niet nauwkeurig bij de maxima van A^,
maar de fout zal buiten de meetnauwkeurigheid liggen.

1) Feitelijk zouden de formules van SCHÜTZ gebruikt moeten worden, het
gaat hier echter slechts om een schatting. Z. f. Ph. 64, 682 (1930).

Dat onder deze omstandigheden de plaats van het Z-punt sterk
verplaatst kan worden is wel duidelijk, immers de punten van
maximaal gewicht worden door omkeering het sterkst beïnvloed.

Het zal dus zaak zijn de condities van de lichtbron zoo te kiezen,
dat de omkeering minimaal is. Juist in de meer complexe spectra
zijn veel van de lijnen, die men gemakkelijk gesplitst verkrijgt,
combinaties met diepliggende termen. Het is dan ook zeer wel
mogelijk dat de abnormale g'-waarden die Marvin en Baragar
vinden voor de niveau's van de c?8s(2F)4p configuratie, aan om-
keering toe te schrijven zijn; hun condities waren voor omkeering
juist bijzonder gunstig.

De in de overzichten 1 en 2 vermelde g'-waarden zijn voor zoover
mogelijk, vergeleken met de uitkomsten van de storingsrekening,
zooals die door verscheidene auteurs zijn afgeleid i). (Tabel 3.)

De verschillende methodes van berekenen stemmen er in overeen,
dat configuratiewisselwerking a priori wordt uitgesloten, dat dus
de g-somregel moet gelden voor de gezamenlijke termgroepen van
een configuratie.

De formules van houston voor systemen met twee electronen,
waarvan er één in een s-toestand is, zijn door Laporte en Inglis
passend gemaakt voor configuraties als p^s, d^s enz. Zij geven in
hun publicatie de uitkomsten van deze gewijzigde formules bij
toepassing op de conf. 3d^4s en 3d^5s van Ni I.

Voor willekeurige 2-electronensystemen en voor bijna gesloten
electronenschalen kan men de formules van johnson en Inglis
gebruiken. Marvin en Baragar berekenen met behulp van deze
seculairvergelijkingen termligging en g-waarden van de conf. d^s^
van Nil. De vergelijking met het experiment geeft, wat de term-
ligging betreft, een overeenkomst tot op 4 % van de wijdte van de
groep. Voor de, met behulp van dezelfde parameterwaarden be-
rekende, g's kan men dus geen betere resultaten verwachten.

Tenslotte heeft Marvin voor de configuraties 3d^4p en 3d^4d
termligging en g-waarden berekend. Waar in de termligging fouten

Houston, Phys. Rev. 33, 297 (1929).
Goudsmit, Phys. Rev. 35, 1325 (1930).
Laporte and Inglis, Phys. Rev. 35, 1337 (1930).
Inglis and Johnson, Phys. Rev. 38, 1637 (1931).
Inglis and GinsburG, Phys. Rev. 43, 194 (1933).
Marvin, Phys. Rev. 44, 818 (1933).
Marvin, Phys. Rev. 47, 521 (1935).

van 8 % van de spreiding van de groep voorkomen, kan men hier
evenmin fraaie overeenkomst verwachten tusschen en gth..

Wanneer men zich de electronenschil opgebouwd denkt volgens
het principe van Russell en Saunders, kan men de eigenwaarden
(termen) en daarmee de eigenfuncties in groepen rangschikken, die
behooren bij verschillende configuraties. De termverschillen (af-
standen) binnen een groep zijn dan klein tegenover die van de
configuraties onderling.

Gaat men nu door introductie van de magnetische wisselwer-
kingen met behulp van de storingsrekening deze eigenwaarden en
eigenfuncties aanpassen aan den werkelijken opbouw van het
atoom, dan vindt men, dat de gestoorde eigenfuncties te schrijven
zijn als lineaire combinaties van alle oorspronkelijke eigenfuncties (p
met dezelfde /- en m-waarde.

Neemt men aan, dat de storingsenergieën klein zijn t.o.v. den
configuratie-afstand, dan blijft de indeeling in configuraties zoowel
voor eigenwaarden als eigenfuncties bestaan. Men kan dan op een-
voudige wijze aantoonen dat in de reeksontwikkeling van de yj's
van een conf. A, de coëfficiënten van de eigenfuncties cp van alle
andere configuraties klein zijn t.o. van die van A zelf. De eerste
benadering bestaat nu in het verwaarloozen van al deze elementen
en het gevolg is dat de ^J's van A worden uitgedrukt als lineaire
combinaties van de ongestoorde eigenfuncties van deze zelfde con-
figuratie. Bij passende normeering der eigenfuncties is de trans-
formatiedeterminant, die het verband legt tusschen de if-'s en cp's,
orthogonaal.

Onder de genoemde beperkingen kan men bewijzen dat de som
van de g-waarden der niveau's met eenzelfde / behoorend tot één
configuratie invariant is tegenover de magnetische storing.

Onder dezelfde voorwaarden kan men ook den regel van
HarrisON en Johnson voor de intensiteiten bewijzen: de som der
intensiteiten van alle lijnen, ontstaan door overgangen tusschen alle

niveau's j = ji van configuratie A en ƒ = ƒ2 van conf. B is onaf-
hankelijk van de koppelingsverhoudingen.

Is de onderstelling dat de eigenfuncties van een configuratie
slechts onderling transformeeren, niet meer juist, dan vervallen ook
deze beide regels. Dat beteekent dus, dat in de reeksontwikkeling
der ip de invloed der 95's van een vreemde configuratie niet meer te
verwaarloozen is. Er is een merkbare wisselwerking.

G-som en intensiteitssomregel kan men dan in uitgebreideren
zin formuleeren door de beide elkaar storende configuraties als één
grooter complex samen te vatten, waarvan de eigenfuncties wel
onder elkaar transformeeren en waar beide regels weer wel zullen
gelden.

Over de grootte van deze wisselwerking heeft de theorie de
volgende qualitatieve uitspraak gedaan:

30. De grootte van de wisselwerking neemt toe naarmate de
termen van de configuraties elkaar meer naderen.

Quantitatieve berekeningen zijn door enkele auteurs 1) uitgevoerd
(echter niet voor de configuraties van Nil); zij leiden niet tot een
overzichtelijk verband tusschen de ligging van de storende term-
groepen en de wijziging in de g^-som.

Het hgt nu voor de hand, de afwijking van de ^-sommen toe te
schrijven aan een storing van dien aard, wanneer in de nabijheid
een aantal niveau's van een vreemde configuratie liggen. Men kan
dan trachten beide termgroepen tot een complex te vereenigen en de
geldigheid van de ^-som hierbij na te gaan.

Dit kan gedaan worden met behulp van tabel 4. Deze geeft een
overzicht van de gemeten g'-sommen. De waarden door Bakker of
Marvin en BaragaR opgegeven, zijn, voor zoover aanwezig, slechts
vermeld wanneer ze buiten de spreiding van mijn metingen vallen,
óf bij afwijking van den ^-somregel.

1) C. W. Ufford, Phys. Rev. 44, 732 (1933).
H. H. Marvin, Phys. Rev. 47, 521 (1935).

Voor de dHp is er voor den eenigen term met ƒ = 4 {z^F^) een
duidelijk teveel. Dit kan toegeschreven worden aan een storing
door de termen met ƒ = 4 van d»s('iF)4p.

De beide eerste termen liggen tamelijk afgezonderd: Hun g-waar-
den komen vrijwel overeen met de waarden van LandÉ. Dit wijst
op geringe onderlinge storing. De afwijkingen van z^F^ en z^F^
moeten dus voornamelijk aan de onderlinge wisselwerking van deze
termen toegeschreven worden. Maakt men de g-som op voor het
complex van deze 2 termen tezamen, dan blijkt deze voor dit
geheel reeds bijna normaal te zijn.

Minder overzichtelijk is de storing die teweeg gebracht wordt in
de niveau's met ƒ = 3 van dezelfde configuraties.

	9, =1-00
29832	1.25
29668	1.33
29320	1.083
28578	0.917
	1.50

De g's van ^D^ en sFg zijn ongeveer gelijk aan g^', wat de ^Dg
betreft, is dit te verklaren uit de afgezonderde ligging. Bij ^Fg kan
men dit moeilijk aannemen; hier zullen veeleer twee tegenstrijdige
storende invloeden aanwezig zijn die de g toevallig op een waarde

Een sterkste storing kan men verwachten tusschen sFg en ^D^.
Omdat deze termen echter niet afgezonderd liggen, kan men hier-
over geen conclusies trekken uit een vergelijking met g^.

Men zou verder verwachten dat 1F3 tamelijk buiten de storing
bleef. Dit is geenszins het geval!

De geringe afwijking van de g-sommen lijkt mij in dit geval geen
maat voor de sterkte van de storing der individueele niveau's. Het
schijnt mij veeleer dat deze wel groot zal zijn, maar omdat de termen

door elkaar liggen, zullen er wisselwerkingen optreden die eikaars
invloed neutraliseeren.

De derde afwijking van de normale waarde heb ik gevonden bij
de eSF^ van lt;i8s(4F)5s en de termen met j=l van dHd. Deze
laatste niveau's liggen alle onder de e^Fi. De term f^D^ nadert de
eSFi echter op 28 cm—i. De sterke storing uit zich in de zeer
abnormale ^-som 0.20 (g^ = 0.00).

De g'-waarden van de storende termen benaderen geen van alle
de waarde g^; ook de termligging wijst niet op die mogelijkheid.
Men kan dus hier ook geen conclusies trekken over de grootte van
de storing door vergelijking van g met g^^.

Door H. v. DrielI) is onderzocht de regel van Harrison and
Johnson voor het multiplet d^p—d^s. Zijn conclusie is, dat er
een zeer sterke configuratiestoring moet zijn tusschen
en lt;i8s(4F)4s. Hij komt op grond van de abnormaal groote inten-
siteit van de combinatie z^F met a^D en aW tot resultaat, dat
speciaal z^F het storende element is.

Voegt hij de quintettermen en de termen van d^p samen tot een
grooter geheel, dan wordt speciaal de intensiteitssom van het multi-
plet {lt;i9p nbsp;((i9s)^=3 aanzienlijk gecorrigeerd, hoewel
nog afwijkingen blijven bestaan voor de andere multiplets.

Ook de storing van de niveau's met ƒ = 3 is door hem, hoewel
kleiner, geregistreerd.

Na het beëindigen van de opname ten behoeve van het onderzoek
der ^-waarden, heb ik, door Prof. Ornstein op de mogelijkheid
attent gemaakt, getracht uit deze opnamen nog iets te weten te
komen omtrent de intensiteiten in het zeeman-effect van Nikkel-
lijnen.

Omdat er geen zwartingsmerken op de platen aangebracht waren,
was het onmogelijk de zwartingscurve langs directen weg te bepalen
en met behulp hiervan intensiteitsmetingen uit te voeren.

De hieronder meer in detail beschreven indirecte methode kan
men als volgt samenvatten: neem aan dat de theoretische intensi-

teitswetten gelden, dan kan men uit elke goed opgeloste splitsing
een zwartingskromme construeeren. Zijn deze curven tot dekking te
brengen, dan zijn hieruit conclusies te trekken over de intensiteiten.

Dekken ze elkaar niet, dan zijn er afwijkingen en dan is een
afzonderlijk onderzoek noodig.

De methode stelt voorop, dat de zwartingscurve zich over een
golflengtegebied van enkele honderden Angströms niet wijzigt.

uo de maximale uitslag van den fotometer (Moll) is en u de uit-
slag in het maximum van de spectraallijn. De uitdrukking Z is een
maat voor de fotografische zwarting van de plaat. Langs de abcis
wordt log. I uitgezet met het gevolg dat de punten die en I2

nemen twee componenten van een splitsingspatroon en onderstellen
voorloopig dat hun /-verhouding door de theoretische regels wordt
bepaald.

kan men door op verschillende
plaatsen (b.v. drie) te fotometreeren,
bij dezelfde I-verhouding meerdere
zwartingen bepalen (zie fig. 5). We
vinden zoo dus de punten {ab)i,
(ab)2 en (ab)s.

De ligging van deze puntenparen
is echter slechts in de Z-richting
bepaald, omdat het nulpunt van de
/-as niet vastgelegd kan worden
zonder absolute metingen. Van de
onderlinge ligging is ons echter
bekend, dat ze op eenzelfde vloeiend verloopende curve moeten
liggen, die het welbekende uiterlijk van een Zwartingskromme moet

hebben. Het is dus de kunst, de puntenparen in horizontale richting
zoo te verschuiven, dat er in de nieuwe ligging een aannemelijke
kromme doorheen gelegd kan worden. Heel nauwkeurig kan men
dit doen, door uit vele fotogrammen die uit te kiezen, waarbij de
afstand a^A = tgS; agA b^B. Het verloop van de kromme in
tusschengelegen punten kan dan met de overige fotogrammen ge-
controleerd worden en wordt op deze wijze eenduidig vastgelegd.

De zoo verkregen curve is identiek met de Z-kromme van de
plaat, als de vóóronderstelling omtrent de intensiteitsverhouding der

X a en dat beteekent, dat alle afstanden in de richting van de
abcis vermenigvuldigd worden metnbsp;= X^ om op de werkelijke

Men kan zoo voor elk lijnenpaar van iedere splitsing een ,,pseudo-
curvequot; uitzetten en deze moeten alle, na een passende transformatie
(l), in horizontale richting met de Z-curve tot dekking gebracht
kunnen worden.

Nu bleek mij uit talrijke grafische voorstellingen, waarin split-
singstypen van verschillende spectra (Nil, NUL Cr/) opgenomen
waren, dat alle pseudocurven, zonder transformatie, door gewone
horizontale verschuiving samenvallen, waaruit volgt, dat de factoren

Dit beduidt, dat alle geteekende krommen door eenzelfde uitrek-
king van de abcis met de Z-curve kunnen worden geïdentificeerd.
Terugwerkend verkrijgt men

of wel: de theoretische formules worden bevestigd, behoudens de
mogelijkheid, dat ze tot de macht A gebracht moeten worden, om
aan het experiment aan te sluiten.

dat een dergelijke afwijking met een vrij ,,universeelequot; waarde van
I in dit geval gevonden wordt, trouwens voor Cr is een dergelijke
afwijking zeer onwaarschijnlijk.

Zekerheid hierover zou bestaan, wanneer in enkele der gebruikte
ZEEMAN-patronen de intensiteitsverhoudingen langs direkten weg
nagegaan werden. Tot nu toe is dit echter bij geen van de gebruikte
splitsingen het geval.

Ter illustratie diene fig. 6a en b. In tabel 5 zijn alle lijnen opge-
nomen, waarvan het gedrag op bovenomschreven wijze onderzocht
is. De met a en b aangegeven splitsingen vindt men in de figuur

terug. De daar gegeven punten zijn gemiddelden van twee of drie
fotogrammen. De classificatie van de Ni II lijnen is volgens
Shenstone 1), die van de-Cr / volgens Catalan 2) genomen.

Beide figuren toonen duidelijk lo. de nauwkeurigheid van de
methode en 20. dat er geen redenen zijn afwijkingen van den inten-

siteitsregel aan te nemen bij de onderzochte lijnen (met de reeds
genoemde reserve).

Het zeeman-effect van de in de tabel genoemde lijnen is blijk-
baar normaal wat de I's betreft. Dit resultaat is dus belangrijk,
het toont, dat in de gevallen, waar de g-somregel noch de multiplet
intensiteitsregels gelden, de formules voor de intensiteiten der
zeeman-componenten geldig blijven.

Een uitzondering maakt de lijn 3471.35 van Ni II; de a compo-
nenten blijken een /-verhouding 1, 4, 4, 1 te hebben in plaats van
de theoretische 1, 3, 3, 1. Een asymmetrische afwijking vond ik bij
1 = 3401.76 A/i//: de /-verhouding van de yi-componenten is rw 1.20
in plaats van 1.00 en die van de binnenste a 1.60 in plaats van 1.00.

Afwijkingen in de ïonspektra heeft men al meer gevonden, zij
zullen moeten worden toegeschreven aan de sterke electrische
velden, die ook debet zijn aan het ontstaan der ionen. De goede
uitkomsten van de /-metingen wijzen er op, dat de omkeering in de
ontlading gering is en de ligging van de zwaartepunten van niet
opgeloste splitsingen hierdoor dus weinig beïnvloed zal worden.
Bovendien worde er op gewezen, dat de methode der zwaartepunts-
meting uitgaat van de kennis van de intensiteitsverhoudingen in het
zeeman-effect. De formules van Shenstone en Blair zijn afgeleid
in de onderstelling, dat de theoretische regels geldig zijn. Waren in
het Nikkelspectrum afwijkingen hiervan gevonden, dan zouden ook
de gebruikte herleidingen van zwaartepuntsmeting op g-waarden
van geen beteekenis zijn.

Het experimenteele resultaat, dat de intensiteitsverhoudingen in
het zeeman-effect van Nikkel normaal zijn, ondanks de groote
onregelmatigheid van het spectrum, is geheel in overeenstemming
met de theorie. Deze laat (bij afwezigheid van sterke electrische
velden) slechts dan afwijkingen toe, zoowel in intensiteit als in
termligging, wanneer de Av, tengevolge van het uitwendig mag-
neetveld, vergelijkbaar wordt met den termafstand.

De gebruikte veldsterkte was ± 35000 Gauss, wat beantwoordt
aan een Av van 1.65 cm~i. Daar de termafstanden op een enkele
uitzondering na, grooter zijn dan 100 cmquot;i, mag men niet ver-
wachten afwijkingen in de splitsingspatronen te vinden, die aan een
dergelijke storing zijn toe te schrijven.

De bedoelde uitzondering is de ligging van de beide niveau's
e^Fi van dSs(iF)5s en [^D^ van dHd met een afstand van 28 cm—i.
De wederzijdsche storing van de splitsingsniveau's heeft een asym-

zSP^-^fsD^, bij de jT-componenten van z^D^—f^D^ (a te zwak)
en bij de 7i-componenten van z^D^^e^F^ {a wel asymmetrisch,
maar vermoedelijk iets gestoord). Fotogrammen van deze beide
laatstgenoemde overgangen zijn op de plaat gereproduceerd.

Al deze combinaties zijn zeer zwak, waardoor een nadere bestu-
deering zeer moeilijk is (expositietijd voor n 5 uren, voor o 10 uren).

Men kan, behalve een intensiteitsafwijking, ook een asymmetrie
in de ligging verwachten. Speciaal de 4a-componenten van z^D^—
eSFi zouden hierover uitsluitsel kunnen geven; door de genoemde
storing is hierover niet met volledige zekerheid iets te zeggen.

Tot slot moet nog opgemerkt worden, dat de meting van een
magnetisch moment door middel van het ZEEMAN-effect slechts
mogelijk is, wanneer gemeten wordt bij een veld zoo klein, dat geen
der genoemde afwijkingen te constateeren is. Het is dus niet uit-
gesloten, dat in dit uitzonderlijke geval, de g's gemeten bij een veld
van 35000 Gauss, afwijkingen van enkele procenten vertoonen van
de waarden, die men zou meten bij een veldsterkte nul.

De methode om uit de magnetische splitsing de zwartingscurve
van de plaat te reconstrueeren, heb ik nog gebruikt om een goede
zwaartepuntsmeting te doen aan eenige breede, niet opgeloste split-
singspatronen.

De Z-curve van de eerste plaat werd gereconstrueerd met de
Cr-lijn 4289.89 en die van de tweede met de iVi-lijnen 4462.46 en
4359.59.

Met deze curven werden de fotogrammen van de lijnen in kwestie
door middel van het apparaat van WoUDAi) op het laboratorium
te Utrecht omgezet in intensiteitskrommen, waaraan dan vervolgens
de ligging van het Z-punt is uit te meten.

1) J. WOUDA, Z. f. Ph. 79, 511 (1932) (Eine Apparatur zur schnellen Aus-
messung von Mikrophotogrammen).

terwijl uit de aangenomen ^-waarden volgt resp. 1.22 n. en 1.075 n.
De nauwkeurigheid van een dergelijke meting is dus van de orde
van 1 %, hetgeen zeer bevredigend is en een weg in de toekomst
van dergelijke metingen wijst.

fotogrammen van de lijn 4401.55 voor; zij geeft dus het verloop van
de zwarting weer; de stippellijn daarentegen is het intensiteits-
patroon. Deze is door middel van de zwartingscurve uit het foto-
gram afgeleid.

De methode, door RoTH en Bartunek gebruikt, ter bepaling van
de g-waarden in het Cobaltspectrum is te verwerpen.

De door LouiS Harris opgegeven lichtgevoeligheid van den door
hem beschreven stralingsmeter, bestaande uit thermokoppel en ver-
sterker, moet in twijfel getrokken worden.

Voor het opwekken van sterke magnetische velden van groote
uitgebreidheid is het gebruik van een goed gedimensionneerd we|k-
ijzeren juk aan te bevelen.

Het ware gewenscht, dat White in het hoofdstuk over lijnver-
breeding mede een beschouwing over den invloed van gelijksoortige
atomen had opgenomen.

De opmerking van MegGERS and BURNS, dat de intensiteit der
spectra, ontworpen door een tralie in stigmatische opstelling
4 X zoo groot is als bij de RoWLAND-opstelling, vereischt nadere
toelichting.

D. S. JOG komt bij zijn poging tot classificatie van het A IV spec-
trum door middel van extrapolatie, tot onjuiste conclusies.

De sterkte van de omkeering in het ZEEMAN-effect is bij de ge-
bruikelijke opstellingen sterk afhankelijk van den gasdruk in de
lichtbron.

Voor een harmonische opleiding tot physicus is een grondig
onderricht, zoowel theoretisch als practisch, in de kennis der optische
verschijnselen noodzakelijk.

' ■ ■ - .nbsp;■ ^ ' v: .^'f^iv:

. ■■ ■hV,.,^ ]nbsp;......




	1.15											f ^0,0.15


					1085 1.29
			101 1.20
			0.97		[0S5


				1.29
				1.24 116
0.94 ^	115 094		0.95		a94

1.32	1.16 150	OSO 150	102 1.49		4.09 1.49				1.50			e'S, i.eo
		144					1145 1.43	1-	1.51			e'fl-f.54
		050 X										f'OtO.ts	egt;Pir..
129				126 1.30
134 109	109		u -]		1,Q95	0.67 1.09
	116	0.49 0 74	1.02 0745		1.095 0.74	0.75 ~~
■1W	'1		^ 1.015 1295	1.25
	115	0.50 105	1045		1.095	0.67 105
		0 55				-1
133 1045	u -]		1.05
			1.07		1.05		113 1.05	1.36
	[0 96 J	0.50 1.00	101					1.35 1.00		y 1.00		e^P, 1.00
119	1 20		-5quot; 121 ^	1.20
	115 0 85	049 0«5	0.85
	114 0 50	0 50	101 050			U -/
[lP1 -]				119
119	120			1.1^
133	115 0 9S	0495 09/			[o.9* ]
				1.20
					105 ~
	115 0/6					[o.78
			0995				m
.or '			1.015								099
I 104. ^					m




	1.15											f ^0,0.45


				125	1.085 1.29
			1.01
					- /
		0-SO


				124 1.16
094 ^	115 Q.94		0-95		0.94

1-32	1.16 150	050 150	102 1.49		4.09 1.49				150
		0 50 144				06^ 143	11*5 1.i3		1.51
		X							148 X			f^0,0.45
129				126 1.30
134 109	109		L -]		1.095	0.6^ 1.09
	116 0^5	0.49 O.M	1.02 0.745		t.015 0/4	0.Z5 ~							___
130			1.015 1295	1.25	s 1.30								_____
	115 -705	0.50	1045		loas	067 1.05
		0.55				i.51							__.
133 1045	U		105			105							____
			1.07		1.05		113 1.05	136					_____
	(OM -]	050 1.00	1.01					135 1.00		X 400		e^P, WO
119	120		,,, '	1.20									__^
085	115 065	0 49 095	0.85
	114 0 50	0 50	101 0.50			logt;5 -/							__-
-J				119									___
	120			119									___,
133 0 9^	115	0495 0-97			[o.9i
				120									__-
					1.05 ~								__.
	115 076					for,-]							__
			0995				100
			1.015								099		__
C : 1.04.					10. ^								__

		140	S 149
			1.57	1-49 S
				1.23 149	0 98 148
					0Q7 146	0 21 44?
						X O'quot;
			139
				1-29			— ■


						s

		1.41	1.34
			133	1.17
			—	-.1.23 03S	0-97			—
					098 0J6



					■ _		1-23

											-
_ ^33							1-25
									\

	109
	109







										1.26
								1.05			100
									0.67

												--Jöf

	1.09	1.4L	1 1-33	1.23	0-96	\ 0-20 1-24 4.10 0 67 4-26 WO — 1-B7

Na.	5889.96 5895.93		(0.33) 1.00 1.67 0.67 1.33
Zn.	4680.14 4722.16 4810.53	'Po -^S, 'Pi -'s,	(0) 2.00 (0.50) 1.50 2.00 (0) (0.50) 1.00 1.50 2.00
Cd.	4678.19 4799.91 5085.88	3Po 3P, _3S, 3P2 -3S,	(0) 2.00 (0.50) 1.50 2.00 (0) (0.50) 1.00 1.50 2.00
Al.	3944.03 3961.54	^P'/.-^S./,	(0.67) 1.33 (0.33) 1.00 1.67
Cr.	3578.84 3593.64 3605.48	a'Sj -y^Pi a^Ss -y'Ps a7S3 -y^Pj	(0) (0.25) (0.50) (0.75) 1.00 1.25 1.50 1.74 1.99 2.24 2.49 (0.21) 1.97 (0) (0.34) (0.67) 1.35 1.68 2.01 2.33 2.66
Cr.	4254.50 4274.96 4289.89	a^Ss -z^i a^Sj -z'Ps a'Sj -Z7P2	(0) (0.25) (0.505) (0.755) 1.00 1.25 1.50 1.75 2.00 2.24 - (0.22) 1.94 (0) (0.335) (0.67) 1.34 1.67 1.99 2.33 2.655

A	Combinatie	Gemeten splitsing		p-waarden
2821.30	a3D3—yips	(-)	(-) (0.97)	1.33	—	1.01	alleen sterkste ^ gemeten
2943.92	a^Ds—y='D2	(0)	(0.46) (0.93)--- 1.79 2.26	1.32		0.85
2981.65	a3D2—ySDi	(0)	(0.635) _ 1.14 1775	1.14		0.505
2984.13	a3F4—y^Ds	(0)	1.32	1.25		1.20	ZS
2992.60	a^Ds—y^F2	(0)	(0.36) (0.71)--- 1.69 2.04	1.33		0.97
2994.46	a3Da—Z1G4	(0)	(0.29) (0.57) (0.87) 0.16 ---	1.33		1.04
3002.49	aSDs—y^Ds	(0.36) 1.26		1.33		1.19	z
3003.63	a3D2 y3D2	(0.30) (0.60) 0.535 0.84 1.15 1.45		1.15		0.85
3012.01	aiD2—yiD2	(0)	1.005	1.015		0.995	z
3019.15	a3F4—ySps	(0)	1.33	1.25	-gt;	1.19	ZS
3031.87	a®F4—y®F4	(0)	1.22	1.25		1.19	z
3037.94	a^Ds—y^Fs	(0.38) 1.26		1.33		1.19	z
3050.83	a3D.3—y3F4	(0)	1.02	1.33		1.21	ZB overbelicht
3054.32	a3D2—y3F2	(0.34) 1.055		1.15		0.96	Z
3057.65	a3Di—ySDi	(0)	0.50	0.50		0.50	z
3064.63	a3D2—ySDs	(0)	1.245	1.15		1.20	ZS
3080.76	a3Di—y3D2	(0)	(O.35B) - 0.85 1.21	0.49		1.15
3097.12	a3F3—y®F2	(0)	1.23	1.085		0.94	ZBB
3099.12	a^Fs—z1G4	(0)	0.965	1.085	—	1.04	ZS
3101.56	a3D2—y^Fs	(0)	1.245	1.15	—gt;	1.20	ZS
3101.88	aiD2—yips	(0)	1.015	1.015		1.015	ZS
3105.47	a3F2—ySDi	(0)	0.78	0.67		0.45	ZBB
3114.13	a3D2—ziPi	(0)	1.245	1.15		0.96	ZB
3134.11	aSDi—y3F2	(0)	(0.47) 0.495 0.97 1.445	0.495		0.97
3197.12	aSDi—ziPi	(0.505) 0.50 1.00		0.50		1.00

k	Combinatie	Gemeten splitsing			g-waarden
3225.03	aiD2—y^Di	(Q)	(0.50) - 1.01 1.51		1.01	0.50
3232.95	a3F4_z3G5	lt;0)	1.10		1.25	1.20 :	zs
3234.66	a3D2—z^Gs	lt;0) (0.38) (0.80) 0 0.37 0.755 —			1.15	0.76
3250.75	aiD2—y3D2	(0.30) -			1.015	^ 0.85	Z alleen Z n. gemeten
3243.06	a^Ds—z^Fs	(-)	(0.58) (0.87)	- 0.77 1.05	1.33	1.045
				1.33 1.62 -			ZB
3315.67	aSDo—z^Fs	(0)	0.92		1.15	1.03	ZB
3320.26	aSFs—z^Ds	(0)	1.12		1.085	1.05	ZS
3322.32	aiD2—ySDs	(-)	1.59		1.015	1.21
3361.56	aSDa—23F2	(0.41) (0.82) 0.35 0.75 1.16 1.56			1.16	0.75
3365.77	aiD2—y^Fs	(0)	(-) (0.365)	----1.575	1.015	^ 1.20	ter bepaling van g-y^Fs
3369.58	a^Fé—z^Ds	(0)	1.19		1.25	^ 1.29	ZS
3372.00	aSPs—Z3G4	(0)	1.00		1.085	1.05	ZS
3380.58	aiD2—ziPi	(0)	1.03		1.015	^ 1.01	ZS
3380.89	a®F2—z^Gs	(0)	0.90		0.67	^ 0.78	ZB
3391.05	a3F4—Z3F4	(0)	1.28		1.26	1.30	Z
3392.99	aSDs—z^Da	(0)	1.315		1.33	1.30	Z
3413.48	aSF.-!—z3F2	(0) (0.34) (0.685) _		-1.085 1.43 1.77	1.085	0.745
3414.77	aSD.^—z^Fi	(0)	1.23		1.33	1.29	ZS
3423.71	aSDi—zSDi	(0)	0.525		0.50	0.55	z
3433.57	aSDs—z^Fs	(-)	(0.51) (0.76)	0.59 0.84 1.09	1.34	1.09	ligging binnenste « com-
		\ /	(0.51) (0.76)	1.34 1.60 1.85		1.29	ponent onzeker
3437.28	a3F4—Z5F4	(0.12) 1.27			1.25	1.29	Z
3446.26	a3D2—Z3D2	(0.21) 1.11			1.15	1.05	z
3452.89	aSDa—z^Fs	(0)	1.28		1.15	^ 1.21	ZS
3458.47	aSDi—Z3F2	(0)	(0.25) 0.49	0.74 1.00	0.49	0.74
3467.51	a^^Fs—Z5F2	(0)	1.22		1.085	0.95	ZB

l	Combinatie	Gemeten splitsing			^-waarden
3469.48 3472.55	aSPa—zips a^D2 z^Ds	(0) (0)	(0.375) (0.75) -- 1.05 1.53	1.43 1.80	0.675 1.15		1.05 1.34	ZBB
3483.78	a3F2—z3Di	(0)	0.75		0.67	-	0.51	ZBB
3485.89	a8Di—zSPi	(0.48) 0.00 0.50			0.50		0.02
3492.97	a3D2—z^Pi	(0)	(0.28) 0.87 1.15 1.43		1.15		1.43
3500.85	a^Fs—Z®D2	(0)	1.12		1.08®	-	1.05	ZS
3510.34	a3Di—z3Po	(0)	0.50		0.50			scherp triplet
3515.06	a3D2—zSps	(0)	1.03		1.15	-	1.09	ZS
3519.78	a3F2—z3p2	(0)	0.71		0.67	-	0.75	ZS
3523.45	a3D3—z^Gs	(-)	(-) (1.16)		1.33	-	0.94	alleen sterkste	gemeten
3524.54 3527.99	aSDs—z3P2 aSPs—zSDs	(0) (-)	(0.15) (0.30) 1.02 1.17 (-) (0.65)	---	1.32 1.085		1.47 1.30	in omkeering, i g-waarden iets alleen sterkste 7t	daardoor te laag gemeten
3548.19	a3Di—Z3D2	(0)	(0.55) - 1.05 1.60		0.50		1.05
3551.54	a'ips—Z3p4	(0)	(0.20) (-) (-) ---	1.92	1.085		1.29
3561.75	a3F4—Z5G4	(0.27) 1.20			1.25		1.16	Z
3566.37	aiD2—Z1D2	(0)	1.045		1.015	-	1.07	Z
3571.87	aSPs—z^Ps	(0)	1.09		1.085	-	1.095	z
3597.70	aSDi—zSPi	(0.94) 0.50 1.44			0.50		1.44
3602.28	a3p3—z5p4	(0) (0.20) (0.41) (0.615)---		1.91	1.085		1.29
3609.31	a3D2—z^Gs	(0)	(0.21) (0.42) 0.53 -	---	1.15		0.94
3610.45	a3D2—z3P2	(0.34) (0.68) 0.83 1.16 1.50 1.84			1.16		1.50
3612.73	a3p2—Z®D2	(0.38) (0.75) 0.30 0.67 1.05		1.43	0.67		1.05
3619.39	aiD2—z^Fs	(0)	1.09		1.015	-	1.05	ZS
3624.73	a3P4—Z5G5	(0)	1.38		1.25		1.29	ZS
3634.94	aiD2—z^Di	(0)	(0.46) - 1.02 1.48		1.02		0.56

l	Combinatie		Gemeten splitsing		0-waarden
5578.71	biDa—z^Da		(0.15)	1.09	1.14	—gt;	1.05	Z
5614.78	ySDs-	-fSPs	(0.27)	1.15	1.20	—gt;	1.10	z
5754.66	aSPa-	-ziPi	(0)	(0.35) 1.71	1.35		1.00
5892.88	a^Po-	-ziPi	(0)	1.00	—		1.00	scherp triplet
6175.43	ziPi-	-eSPi	(0)	1.00	1.00		1.00	Z
6256.36	blD2-	-zSPi	(0)	(0.29) 0.86	1.145		1.43
6314.67	aSPa-	-z^Di	(-)	(0.62)	1.35		1.04	alleen sterkste n gemeten
6914.56	aSPi-	-Z^Po	(0)	1.48	1.48		—	scherp triplet
7122.28	zSPa-	-eSDs	(0)	1.17	1.49		1.33	Z
7197.07	a^Pz-	-zSPi	(0)	1.29	1.34		1.43	z
7261.94	a^Pi—zSPi		(-)	1.47	1.51	-	1.43	z
7385.23	aiG4-	-yips	(0)	0.97	0.99		1.01	ZS eenige lijn met 3^04
7422.34	zSPs	-e3D2	(0)	1.08	1.09		1.10	ZS
7555.67	zips-	-eiD2	(0)	1.01	1.05		1.09	ZS
7617.02	Z3F4-	-e^Ds	(0)	1.22	1.30		1.35	ZS
7727.68	z^Ds	-e^Ds	(0)	1.31	1.29		1.33	Z
7748.94	z^Da-	-eSDa	(0)	1.06	1.05	-	1.07	Z
7788.95	aSPi-	-z^Pa	(0)	1.48	1.50		1.49	ZS
7797.66		-eiDa	(0)	1.07	1.05		1.09	z

1	2		3	4	5	6	7
Combinatie	fi		g gem.	A0	fout	Wijdte v h. ö patroon
a3F3-z5F2	1.085	0.97	0.95	0.115	0.02	0.46	0.02
a'D2-z3F3	1.015	1.09	1.10	0.08	0.01	0.32	0 02
a3D2-z'F3	1.15	1.05	1.03	0.10	0.02	0.40	-0.03
a3D2-zlPi	1.15	1.00	0.96	0.15	0.04	0.30	4-0.03
a3D3-y3F4	1.33	1.19	1.21	0.14	0.02	0.84	0.06
a3F3_y3F2	1.085	0.97	0.94	0.115	0.03	0.46	0.03
a3F2-z3G3	0.67	0.76	0.78	0.09	0.02	0.36	0.05
a3F2_y3D,	0.67	0.50	0.45	0.17	0.05	0.34	0.03
23P2-e3D3	1.49	1.34	1.33	0.15	0.01	0.60	-0.02
aiD2-z5G3	1.015	0.94	0.95	0.08	0.01	0.32	0.02
z5G3-e5F2	0.94	0.98	0.97	0.04	0.01	0.16	0.01
a3D2-z3F3	1.15	1.09	1.09	0.06	0.00	0.24	0.00
a3D2-y'F3	1.15	1.20	1.20	0.05	0.00	0.20	0.00
aiD2—ZIF3	1.015	1.05	1.05	0.035	0.00	0.14	0.00
e5F3-z5F4	1.23	1.29	1.29	0.06	0.00	0.36	0.00
z3D2-a3F3	1.05	1.085	1.085	0.035	0.00	0.14	0.00
a^Fs-ziDj	1.085	1.05	1.05	0.035	0.00	0.14	• 0.00
a3F4_y3D3	1.25	1.20	1.20	0.05	0.00	0.30	0.00
a3D3-z3F4	1.33	1.29	1.29	0.04	0.00	0.24	0.00
a3F3-ziG4	1.085	1.04	1.04	0.045	0.00	0,27	0.00
aiD2-ygt;F3	1.015	1.015	1.015	0.00	0.00	0.00	0.00

Ni I conf.	term	g berekend	g gemeten
	a'Dj	1.015	1.015	L amp; I
	a^Di	0.50	0.50	p-som
3d9 4s				p-som
3d9 4s	a^Dj	1.152	1.15	L amp; I
	a^Ds	- 1.33	1.33	g'-som
	el D2	1.082	1.09	L amp; I
3d5 5s	e3 Dl	0.50	_	g-som
				g-som
	e3 DJ	1.085	1.085	L amp; I
	e3 D3	1.33	1.34	g-som
	a' G4	1.000	0.99	] 6 I
	a3F4	1.250	1.25	J 6 I
	a^Fj	1.085	1.085	g-som
	a3F2	0.668	0.67	I 6 1
3d8 4s2	b' D2	1.112	1.14	I 6 1
	a3P2	1.388	1.35	..
	a3p,	1.50	1.50	g-som
	a^Po	—	-
	23F4	1.250	1.29	Marvin
	23 F3	1.051	1.09
	z3 D3	1.274	1.295
	ZIF3	1.093	1.05
	Z3F2	0.841	0.745
3d9 4p	z' D2	1.041	1/.05
	Z3P2	1.426	1.49
	ZID2	1.024	1.05
	z3Pi	1.443	1.43
	z3Di	0.557	0.55
	z' Pi	1.002	1 00
	e3Si	1.809	1.80
	e3Pi	1.159	1.00
3d5 4d	e3Pi		1.00
3d5 4d	f3Di	0.719	0.45
	eiPi	1.338	1.54

d'S	a^Di	1.33		a3D2	1.15	a3Di	0.50
				agt;D2	1.015
	gemeten	1.33			2.165		0.50
	berekend	1.333			2.167		0.500
d8S2	a3F4 1.25		a^Fs	1.085	a3F2 0.67		a3Pi 1.50
	a'G4 0.99				a3P2 1.35
					bi 021.14
	gem. 2.24±1			1.085		3.16±1	1.50±1
	ber. 2.25			1.083		3.167	1.50
dMp	Z3F4 1.29		z^Fj	1.09	z'Fa	0.745	z3p, 1.43
			z^Dj	1.295	z3D2	1.05	z^Di 0.55
			ziFj	1.05	Z5P2	1.49	ziPi 1.00
					zl D2	1.05
	gem. 1.29 ±1			3.435±1		4.335±1	2.98±1
	ber. 1.250			3.416		4.332	3.00
	B. 1.250			3.41		4.32
	M. B. 1.28			3.41		4.24
d8 S CF) 4p	, z'G, 1.29	25G4 1.16		z'Gs 0.94		Z5G2 0.36	z5Di 1.47
	zSFs 1.39	Z5F4	1.29	z'Fa 1.20		z5F2 0.97	z5Fi 0.02
		Z5D4	1 1.49	zSDj 1.50		Z5D2 1.48
	2.68±1		3.94 1		3.64±1	2.81±1 1.49±1
	2.667		4.00		3.667	2.833	1.50
	B. -		—		—	—	—
i M. B. -			3.95		3.68	2.91	gt; 1.53

d»S(2F) 4p	z^Gs 1.20	z^Gi 1.05 z^Gs 0.76 y3F4 1.19 y^Fs 1.20 ZIG4 1.04 y3D3l.20 yiFa 1.01		yJPj 0.97 y3D2 0.85 yiD2 1.00	y3Di 0.50
	gem. 1.20 1 ber. 1.20 B. - M. B.	3.28±1 3.30	4.17 1 4.167 4.14	2.82±1 2.833	0.50 0.50 0.52
d' 5s	e^Di 1.34	e3D2 1.085 eiDj 1.09
	gem. 1.34 1 ber. 1.33	2.175 1 2.167
dMd	e^Si 1.80 e3Pi 1.00	d8s(2F) 5s	g3F4	1.26	g^Fj 1.01 fipj 1.07
	PDi 0.45 e'Pi 1.54			1.26±1 1.25	2.08 2.085
	gem. 4.79 2 ber. 5.00
d8s(^F)5s	e'Fj 1.40 1	e5F4 1.33 eSFj f3F4 1.24 PFs	1.23 1.10	e5F2 0.98 PFj 0.67	eSFi 0.20
	gem. 1.40±1 ber. 1.40 M. B.	2.57±2 2.60	2.33±1 2.335	1.65±2 1.667	0.20 0.00 0.07

Element	l	Combinatie			Op me r kin	gen
Ni I	29i3.92	a^Dj-y'Dj	lt;T en n
Ni II	2947.45	a^Pa-a^Dj	c,
Ni I	2981.65	a3D2—y'Di	a en
Ni I	2992.60	a3D3-y3F2	0 en rr
Zn I	3075.88	l'So-23P,	a en
Ni I	3080.76	a^Di-y^Dj	fgt; en ^
Ni I	3134.11	a'Di^ySPa	ö en jt
Ni I	3197.12	a'Di-ziP,	S binnenste a } vallen op n
Ni 1	3225.03	aiD2—y'Dj	lt;7 en jt
Ni I	3234.66	a^Dj-z'Gs	ö en 3t
Ni I	3243.06	aSDj-^zips	lt;r en n		Intensiteitsverhoudingen:
Cu I	3247.55	12Si-22P2	O en 71		(T	7t
Ni I	3361.56	a3D2-z3F2	(T en ?r	a	4, 6, 6, 4	4, 1
Ni I	3413.48	a3F3-z3P2	(ï en	a	30, 20, 12, 6, -	20, 32, 36
Ni II	3454.16	a^Dj-a^Ds	lt;7 en 31	a	20, 12, 6, -	8, 12
Ni II	3465.62	a^Pz-a^Da	r,	a	3, 4, 3	--
Ni I	3469.48	a3p2~zlF3	() en	a	30, 20. 12, -, -	20, 32, 36
Ni II	3471.35	a^Pl-a^Dj	ö
Ni I	3485.89	a'Di—zSPi	lt;ï	a	1, 1 (binnenste ö vallen samen)
Ni I	3492.97	a3D2-z3P,	7t	a	--	12, 16
Ni I	3548.19	a3D,-z3D2	lt;T en n;
Cr I	3578.84	a'Sj—y7P4	(i
Cr I	3605.48	a7S3-y'P2	fi	b	30, 20, 12, 6, —	--
Ni I	3610.45	a3D2-z3P2	0 en 7t
Ni I	3612.73	a'p2-z3D2	(T en ;t
Ni I	3634.94	aiD2-z5Di	7t	b	--	12, 16 .
Ni I	3664.09	a3P2-ziP,	a en n	b	6, 2	12, 16
Ni I	3670.42	a5P3-z3P2	ö en m	b	30, 20, 12, -, -	20, 32, 36
Ni I	3674.11	alD2-z3p2	a	b	4, 6, 6, 4	--
Ni I	3688.41	a3F2-z3F3	(S en :z	b	30, 20, 12, —, -	20, 32, 36
Ni I	3722.48	a3Di-z3P2	a en 7t	b	12, 6, -	12. 16