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der Ringe aufeinander, wenn sie von Stromeinheiten in der-
selben Sichtung durchflössen sind, bezeichnen. Die Anwen-



1) Stefan, Wien. Ber. 64. ü. Abth p. 193. 1871.

2) 1. c. p. 193—197.

3) 1. c. p. 197.



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186 N. Umow.

dung des oben angefiQirten Princips fährt Hm. Stefan zu
der Gleichung:

(1) w^di^^ + w^ di^^ - (i\ di^ + i^ di^) ^ = 0,

dann wird gesagt: „und diese zerfällt in^':

(2) w^di^^i^^, w^di^^t,^^

Es sind hier di^ und di^ die während des Kreisprocesses
eingetretenen Aenderungen ^) der Stromintensitaten.

Ich mache die folgende Bemerkung. Die Gleichungen

(2) sind specielle Formen der Grundgleichungen der electro-
dynamischen Induction » ihre Ableitung ist das Ziel der
Theorie. Können wir sie aber in der angeführten Ablei-
tung als bewiesen ansehen? Das glaube ich nicht; wir
wissen ja im voraus nichts über die Abhängigkeit der Grössen
rfij, dij ^on den willkürlichen i^, ig, dVjdt^ und die Zer-
legung der Gleichung (1) in zwei Gleichungen (2) erscheint als
eine mögliche, aber nicht nothwendige.

Der weitere Uebergang von diesen Ausdrücken, welche
für den Fall einer willkürlichen Veränderung der gegen-
seitigen Lage der Einge gültig sind, zu dem Ausdrucke
des Gesammtpotentials der beiden Ringe ^, welcher auch im
Falle einer willkürlichen Veränderung der Strominten-
sitäten gelten muss, kann durchaus nicht als ein strenger
angesehen werden, allein als ein möglicher.

"Wir wollen jetzt sehen, wie die allgemeinsten Glei-
chungen abgeleitet werden.®) Wenn wir das gesammte Po-
tential des Systems der, beiden Ringe in der Weise schreiben:

(3) ^U,+ i,^V+^U,,
gelangt Hr. Stefan zu der Gleichung:

Von dieser Gleichung wird es dann wieder gesagt, dass
man sie „in folgende zwei zerlegen kann'':



1) 1. c p. 196.

2) 1. c p. 202.

3) 1. c. p. 205—207.



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N. Umaw. 187

(5) e,=^w,i, +^^{i^U^+i^V), e^=-w^^+j-^{i^U^ + i^V),

das sind die zwei allgemeinsten G-rundgleichungen, welche
zu beweisen waren: hier sind sie aber nicht bewiesen.
Wenn auch die Stromintensitäten £^, i^ willkürlich sind, so
kommen sie doch auch in den Klammern der Gleichung (4)
Tor; es ist demnach die gemachte Zerlegung keine noth-
wendige. Der Gleichung (4) kann auf sehr verschiedene
Arten genügt sein, und es soll erst bewiesen werden, dass
ans allen Arten ihrer Befriedigung nur die einzige (5) behal-
ten werden muss. Ich glaube, dass die Symmetrie der Glei-
chungen nicht als ein Beweis ihrer Gültigkeit ange'sehen
werden kann.

Die hervorgehobenen Schwierigkeiten der Ableitung der
Inductionsgesetze glaubte ich in folgender Weise umgehen
zu können.

Wir wollen die Quantität der inneren Energie, welche
das System unserer Binge im Zeitelement dt nach aussen
abgeben kann, berechnen.

Es wird erstens ein Theil dieser Energie durch die che-
mische Arbeit der galvanischen Säulen geliefert, nämlich: .

Ausser diesem kann zweitens das System der Binge
ein anderes Quantum Energie haben. Die Existenz und
das Gesetz dieser En.ergie sollen weiter bewiesen und
bestimmt sein. Wir bezeichnen diese Energie mit tp
and bemerken, dass wenn eine solche existirt, sie durch
den augenblicklichen Zustand (Werthe t^, i^ und räum-
liche Configuration der wägbaren Theile) des Systems völlig
bestimmt werden muss, weil uns die Erfahrung lehrt,
dass wir immer, von einem und demselben Zustande des
Systems ausgehend, dieselben Erscheinungen bei denselben
äusseren Bedingungen erhalten; das ist auch die oben von
Hrn. Stefan gemachte Annahme. Indem wir unter d(p das'
Tollst&ndige Differential der Function verstehen, d. h. indem
wir einerseits die Intensitäten i^j i^ und andererseits die
räumliche Configuration als veränderlich ansehen, erhalten



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188 N. Umow,

wir den folgenden Ausdruck des Quantums der inneren
Energie, welches während der Zeit dt nach aussen abgegeben
werden kann:

(6) • {e^i^+e^i^dt + d(p.

Es sei weiter dT die Zunahme der lebendigen Kraft der
wägbaren Theile der Ringe, AF die elementare Arbeit äusse-
rer Kräfte, welche auf die wägbaren Theile der Ringe wirken.

1. Nach demPrincip der Erhaltung der Energie
können wir die folgende Gleichung schreiben:

AF+ {e^ i^ + e^i^)dt + d(p = dT+ {w^i^^ + w^i^^dL
Das zweite G-lied der rechten Seite ist, wie bekannt, die
nach dem Joule-Lenz'schen Gesetze im Zeitelement in den
Ringen entwickelte "Wärme. Diese Gleichung werden wir in
folgender Weise schreiben:

(A) {e^ i^^w^ i^^dt + (^jij- w^i^^dt + d(p = dT- AF.
Den ersten Theil dieser Gleichung bezeichnen wir als dis-
ponibles Quantum innerer Energie.

2. Es steht fest, dass die im Zeitelement dt verrichtete
Arbeit electrodynamischer Kräfte, welche auf wägbare Theile
der Ringe wirken, durch das negative, nach den räumlichen
Aenderungen des Systems partiell genommene Differential
des sogenannten electromagnetischen Potentials ausgedrückt
wird.

Wenn wir mit — l?7i, —V, —1^2» ^^^P» ^® electro-
magnetischen Potentiale des ersten Ringes auf sich selbst,
beider Ringe aufeinander, des zweiten Ringes auf sich selbst,
wenn sie von Stromeinheiten in derselben Richtung durch-
flössen sind, bezeichnen, so ist das electromagnetische Poten-
tial des Systems:

(7) „=-{!fu^ + i^i^v+*^U,)-

Wir bezeichnen mit d^ die partielle Aenderung einer

* Function, genommen nach der Aenderung der räumlichen

Configuration der wägbaren Theile der Stromringe. Es wird

dann die Arbeit der electrodynamischen Kräfte, welche auf

die wägbaren Theile der Ringe wirken:



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N. Umaw. 189

(8) -d^7t^^d^U,+i,i^d^V+^d^U,.

Wir können noch die Gleichung der lebendigen
Kraft f)ir die Bewegung der wägbaren Theile der Strom-
ringe schreiben:

(B) dT=:^AF-d^n.

3. Wir wollen jetzt die electromotorische Kraft e^ der
Säule in dem ersten Binge und die Stromintensität i^ um
constante, von der Zeit unabhängige, unendlich kleine und
willkürliche Grössen Se^ und Si^ varüren. Das disponible
Quantum [erster Theil der Gleichung (A)] der inneren
Energie erleidet dann die folgende Veränderung, da wir die
Zeichen 6 und d miteinander vertauschen können:

(9) i^8e^dt + Si,[{e^^2w^i,)dt + d[^]^

Nun wissen wir, dass wenn die electromotorische
Kraft der Säule und die Stromintensität Ton ein-
ander nach dem Ohm'schen Gesetze abhängen, die
Wärme in dem Stromkreise allein erzeugt wird.
Es kann also ein solcher Strom keine anderen Leistungen
geben, ausser der nach dem Joule-Lenz'schen Gesetze ent-
wickelten Wärme. Daher wird die Aenderung (9) des
disponiblen Quantums der inneren Energie gleich Null sein,
wenn zwischen Se^ und Si^ eine Belation nach dem Ohm'-
schen Gesetze besteht:

Wenn wir diese Bedingung in (9) einführen, den erhaltenen
Ausdruck der Null gleich setzen und den allgemeinen will-
kürlichen Factor dt, weglassen, kommen wir zu der ersten
der folgenden Gleichungen:

(C) (e,-rOyH)dt + d[^)==^0, (e, - w,i,)dt + d[^ = 0.

Die zweite Gleichung wird erhalten, wenn wir auf die-
selbe Weise die Grössen e^j i, variiren.

4. Wir wollen jetzt die vorigen Gleichungen (C) resp.
mit i^ und ^ multipUciren und dann addiren. Wir haben:



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190 N. ümow.

(e,i, - w,i,^)dt+[e,i, - w,i,^dt+i,d[^ + 4ö(g) =0.

Durch Elimination erhalten wir aus dieser Gleichung und
den Grleichungen (A) und (B) die folgende:

(10) d9 - d,n + i,d[^ + i,d[^].

Diese Gleichung zeigt uns erstens, dass die Function
q) wirklich existiren muss, da d^n eine von Null ver-
schiedene Grösse ist. Wir folgern weiter, dass der zweite
Theil der Gleichung (10) ein vollständiges Differential sein
muss, da der erste Theil ein solches ist. Diese Bemerkung
f&hrt uns zu der Bestimmung der noch unbekannten Func-
tion (p.

Der Definition des Zeichens d gemäss, haben wir:

(11) 8=^^di,+^di, + d,.

Indem wir die durch d bezeichnete Operation in der
Gleichung (10) ausftihren, erhalten wir:

Die Bedingungen, dass der zweite Theil dieser Gleichung
ein Tollständiges Differential ist, sind folgende:

Alf ^4.,- _^^1__1/,- ^ I i d^fX
di^ \ *> di^i "^ 'a di, dü\~ di,\^ di^dit^ * dH* i '

Die erste dieser Gleichungen ist unmittelbar identisch.
Die zwei letzten reduciren sich auf:

Woraus :
(D) q> = ^.



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E. Rieche. ' 191

Wir f&gen dem Ausdrucke (D) keine willkürliche Function
Ton I allein zu, weil bei i^ s t^ a das System durch räum-
liche Veränderungen allein keine Energie liefern kann.

5. Indem wir jetzt die bestimmte Function (p in die
Gleichungen (G) einsetzen, erhalten wir:

(E) e,^w,i, + §-^(i,U, + i,V), e,^w,i, + ^^(i,V+i,U,).

Dies sind die bekannten Grundgleichungen der electro-
dynamischen Induction (s. oben GL 6).^) Indem wir diese
Gleichungen mit tj, ^ multipliciren und addiren, oder auch
aus den Gleichungen (A) und (B) nach Einsetzung des Werthes
q>j kommen wir zu der Gleichung:

(e,i,^w,i^^)dt+{e,i,^w,i,^dt^d[^U, + i,i,V+^U,)

+ ^dU, + i,i,dV+^dU,,
Odessa, Universität, 22. Febr. 1881.



Xn. TJeber Me Bewegu/ng eines electrischen

TheUchens in einem homogenen nuxgnetischen

Felde v/nd das negative electrische OlimmUeht;

von Bduard Miecke.

(Aas den Crött Nachr. vom 2. Febr. 1881 mitgetheilt vom Hm. Verf.)

Ein electrisches Theilchen von der in electrostatischen
Einheiten gemessenen Masse e sei yerbunden mit der trägen
Masse 6, die Coordinaten desselben mit Bezug auf ein im
£aume festes Coordinatensjstem seien Xj y, z, die Compo-
nenten seiner Geschwindigkeit u, v, tr. Ist ausserdem ge-
geben ein magnetischer Punkt mit der Masse /i und den
Coordinaten o, &, c, so sind die Componenten der von dem-
selben auf das electrische Theilchen ausgeübten Eraft ge-
geben durch:



1) Maxwell, A treatise on electricity and magnetism. 2* § 581. 1878.
Briot, Theorie m^canique de la chaleur. Stefan 1. c. u. a.



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192










E.


Rkcke.


X =




(»-


-c)v




-h)v)


, Y



c ^ r*

Bezeichnen wir durch P das von dem Punkte (i auB-
geübte magnetische Potential, so erhalten wir die Gleichungen:

- ^ y'2 idP dP \ V V"2 fdP dP \

welche in dieser Form allgemein gelten, gleichgültig ob das
Potential P herrührt von einem einzelnen magnetischen Punkt
oder Ton einer beliebigen Yertheilung magnetischer Massen.
Die Differentialgleichungen, durch welche die Bewegung des
electrischen Theilchens e in dem magnetischen Eeld bestimmt
wird, sind: _

^' df"" c '^\ By 'dt dz' dt]'

d^_V2 fBPdx^^dPdz^l
*• rf<»"" c '^\ dz'dt dx'dti'

d\z_V^ roiPiy_dPd«1
*' dt^" c '^\Bx dt dy' dt]'

Das Integral der lebendigen Kraft ist gegeben durch:

d. h. die Bahngeschwindigkeit des Theilchens ist eine Con-
stante, welche im Folgenden durch 6 bezeichnet werden soll
Ist insbesondere das magnetische Feld ein homogenes,
so hat das Potential die Form:

und die Bewegungsgleichungen werden:

Aus denselben folgt zunächst:
^?ä + ^S + cS = 0, ^ ^ + 5# + C# = Const.



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E, Rieche, 193

Es ergibt sieb somit, dass aucb die Oomponente der
Bahngescbwindigkeit nacb der Bicbtung der magnetiscben
Kraftlinien constant ist. Bezeicbnen wir die ganze Intensität
des magnetiscben Feldes mit /, jene constante Gescbwindig-
keit mit j'^ so baben wir die Gleicbung:

nnd hieraus: Ax + By ^ Cz^ Ijt,

wenn vorausgesetzt wird, dass das Tbeilcben e sieb zur Zeit

im Anfangspunkt des Coordinatensystems befinde.

Verstebt man unter a den Winkel, welcben ein Element
der von dem Tbeilcben e durcblaufenen Babn mit der Ricb-
tang der Kraftlinien einscbliesst, so gilt die Gleicbung:

cos a = -^ •
a

Es ist also dieser Winkel a ebenfalls constant, alle Elemente

der von dem Tbeilcben e durcblaufenen Babn sind unter

demselben Winkel gegen die Aicbtung der magnetiscben

Kraftlinien geneigt.

Sezeicbnen wir mit ds ein Element dieser Babn, welcbes

Yon dem electriscben Tbeilcben e in der Zeit dt durcblaufen

wird, so ist: ds

, j 1 dx dx d^x d^x 9

und daher: _ == _.^,_ = _.^2.

Snbstituiren wir diesen Wertb in den Differential-
gleichungen der Bewegungen, so ergibt sieb:

nnd hieraus:

Ann. d. Phyii u. Chan. N. F. ZUL IS



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194 E, Rieche.

Aus diesen Gleichungen ergibt sich fiir den reciproken
Krümmungshalbmesser der Bahncurve der Werth:

. Ti el w

t = — • — • — =•>



WO M? = y<T^— J* die ebenfalls constante Oomponente der
Bahngeschwindigkeit <r nach einer zur Richtung der Kraft-
linien senkrechten Ebene bezeichnet. Der Krümmungshalb-
messer der von dem Theilchen e durchlaufenen Bahn ist also
constant, d. h. die Bahn selbst hat die Gestalt einer Schrau-
benlinie. Da aber die Elemente der Bahn alle denselben
Winkel a mit der Richtung der magnetischen Kraftlinien
einschliessen, so muss die Axe der Schraubenlinie der Rich-
tung der Kraftlinien parallel sein. Die Projection der Bahn-
curve auf eine zur Richtung der Kraftlinien senkrechte Ebene
ist ein Kreis vom Halbmesser:

sin' a c fi
a = — - = =: (T sin öf .

Die Höhe eines Schraubenganges ist:

h = ncy2 -^ G cosce.

eJL

Es ergibt sich hieraus, dass die von Hittorf be-
obachtete schraubenförmige Windung des electrischen Glinmi-
lichtes unter der Wirkung magnetischer Kräfte durch die
Annahme einer Ausstrahlung von mit träger Masse ver-
bundenen electrischen Theilchen erklärt werden kann.



XIII. Messung der vom Mrd/magneUsnvus auf einen

drehbaren linearen Stromleiter ausgeübten Kraft;

von Hduard Miecke.

(Aus den Gott. Nachr. vom 2. Febr. 1881 mitgetheilt vom Hm. Verf.)

1. Nach dem electromagnetischen Grundgesetze ist die
Transversalkraft^ welche ein Magnetpol pi auf ein zu der
Richtung der Entfernung senkrechtes Stromelement ausübt,
gegeben durch: ^^



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fV. HoUz. ^ - -^ X 207

XV. Ob die MeciricUät bei Ladung isolh^ender
Platten in deren JIfasse dringt; van W. Holtz.



Da die Frage, ob und wie weit die Electricität bei
Ladung isolirender Platten in deren Masse dringt, noch
immer nicht als vollständig gelöst betrachtet werden kann,
90 möchte ich in kurzen Worten einer Erscheinung ge-
denken, welche sich mir zuf^g bot, da dieselbe für das frag-
liche Eindringen wohl als ein neues Beweismittel gelten kann.
Ich hielt eine Ebonitscheibe yon P/a mm Dicke zwischen
die zugespitzten Entladungsstangen einer Influenzmaschine,
weil ich sie solchergestalt laden und für einen anderweitigen
Versuch benutzen wollte. Ich stellte den Versuch jedoch
Torläufig nicht an, sondern legte die Scheibe geladen auf
den Tisch. Nach einer viertel Minute hörte ich eine schwache
Entladung und fand die Scheibe, als ich sie von neuem laden
wollte, in der That durchbrochen. Ich wiederholte nun das-
selbe JBxperiment mit einer anderen Scheibe. Auch hier
entlud sich die Scheibe durch ihre Masse erst, nachdem sie
längere Zeit geladen gelegen hatte. Weitere Versuche habe
ich freilich nicht angestellt, weil ich nicht mehr Scheiben
Terderben wollte, aber ich zweifle gar nicht, dass sich ähn-
liche Selbstentladungen noch öfter reproduciren lassen. Wenn
man nun bedenkt, dass sich die Ladung der Platte dadurch,
dass sie sich selbst überlassen ist, unmöglich verstärken kann,
sich vielmehr nothwendig verringern muss, so beweist der
Erfolg unzweideutig, dass sich die entgegengesetzten Elec-
tricitäten einander nähern müssen.

An Glasscheiben habe ich etwas Aehnliches nie beob-
achtet, habe auch nie die Bemerkung gemacht, dass eine
Leydener Flasche erst nach der Ladung gesprungen sei.
Wohl aber führt Priestley bereits dahin gehende Erschei-
nungen an und meint sogar, dass eine Leydener Flasche
niemals in so grosser Gefahr sei, zu zerbrechen, als einige
Zeit nachher, nachdem sie geladen ist. ^) Gerade weil
Priestley's Beobachtungen aber meines "Wissens bisher
Tereinzelt standen, schien mir die obige Wahrnehmung wohl
einer kurzen Besprechung werth.

1) Priestley, Gesch. d. Electr., übers. v.Krünitz, p. 422 u. 423. 1772.

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208 E. Budde.

XVI. Jfbtiz Über eine aUe- Taucherglocke f
van B. Budde.

In einem alten Bande : „Thomae Bartolini Acta medica
et philosophica hafniensia, Anno 1674, 1675, 1676«, der in
meinen Besitz gelangt ist, finde ich (Jahrgang 1676, p. 57)
einen Brief von Thomas Bartolin dem Jüngeren an
J. L. Hannemann, betitelt de urinatoribus, und darin fol-
gende Stelle: „Singulare instrumentnm invienit descripsitque
Franziscus Kesler Wetzlariensis in secretis suis Oppen-
heimii editis 1616 capite VI, quod Wasserhamisch vocat^
quo tuto ambulemus in fundo maris, legamus ibidem, scri-
bamus, edamus, potemus, cantemus, sine periculo vitae Ion-
giori tempore, omnia peragamus, thesauros eruamus et ab-
scondamus. Cuius usus utendique modus apud ipsum autorem
legatur cap. VII et VIII. Piguram hie subjicere Yolui in
gratiam curiosorum, cuius Num. 1 designat instrumenti ex-
temam faciem^ Num. 2 internam.

Folgen die Figuren.
Quanquam credere possimus ingeniosum potius esse iuTentum
quam utile."

Die facies interna der Fig. 2 stellt ein rohes Gerüst aus
Holz und Riemen dar, mittelst dessen der Taucher sich in
der Glocke festschnallt; die Fig. 1 ist in Fig. 15 Taf.I verklei-
nert wiedergegeben. Mich dünkt, man sieht ihr an, dass das
Instrument nur in der Theorie existirt hat; es gestattet dem
Insassen vielleicht zu singen, aber schwerlich sich zu bücken.

Nach Foggendorff^) ist das älteste Buch, in dem der
Taucherglocke Erwähnung geschieht, aus dem Jahre 1664,
und zwar wird darin ein {bei Poggendorff) nicht datirtes
Opusculum de motu celerrimo von Taisnier als Quelle
genannt. Die Secreta des Franz Kesler wären vieUeicht
in Kopenhagen noch zu finden.



1) Poggendorff, Geschichte der Physik, p. 438. Leipog 1879.



Druck ron H«tBg«r & Wittig in Leipzig.



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E. Riecke. 195

Ist der Pol fi so weit von dem Element ds entfernt,
dass das yon fi erzeugte magnetische Feld als ein homogenes
betrachtet werden kann, so stellt fijr* die Intensität dieses
Feldes Yor. Ist also das Element ids horizontal gerichtet,
80 ist die von der Yerticalcomponente des Erdmagnetismus
auf dasselbe ausgeübte Transversalkraft gleich Vids, wenn
wir durch V die verticale Intensität des Erdmagnetismus
bezeichnen. Es möge nun das Element ds einem längeren,
geradlinigen und horizontalen Leiter angehören, welcher um
eine durch seinen Anfangspunkt hindurchgehende verticale
Axe drehbar ist. Bezeichnen wir die Entfernung des Ele-
ments ds von dem Anfangspunkt des Leiters durch s, so ist
das von der Yerticalcomponente des Erdmagnetismus auf d^
ausgeübte Drehungsmoment gleich Visds] ist also die ganze
Länge des Leiters gleich /, so ist das ganze auf denselben
ausgeübte Drehungsmoment gleich:

i Vil\

2. um das durch diesen Ausdruck bestimmte Drehungs-
moment zu messen, wurde eine Kreisscheibe von Kupfer an
einem Drahte von hartem Messing in ihrem Mittelpunkte so
aufgehängt, dass sie in horizontaler Stellung im Gleich-
gewichte sich befand; die obere Fläche' der Scheibe war mit
Siegellack überzogen, die untere mit einer kreisrund geschlif-
fenen Glasplatte so weit bedeckt, dass nur am Rande der-
selben ein Ring frei blieb. Die Scheibe war eingetaucht in
ein mit Kupfervitriollösung gefülltes Gefäss; der Boden ^ des
letzteren war in der Mitte durchbohrt; durch diese Durch-
bohrung war eine verticale messingene Säule in das Innere
des Gefässes eingeführt, auf welche eine mit der zuvor be-
schriebenen vollkommen gleiche Scheibe aufgeschraubt war;
die nach oben gekehrte Seite derselben war mit einer Glas-
platte bedeckt, sodass an ihrem Rande ein Kupferring frei
blieb von genau derselben Breite wie bei der beweglichen
Scheibe. Wurde nun durch den Suspensionsdraht ein gal-
vanischer Strom in die drehbare Scheibe eingeleitet, so trat
derselbe aus dem freien Rande der unteren Fläche aus und
ging durch die Kupfervitriollösung hindurch in den gegen-
überstehenden Rand der Standscheibe; aus diesem wird er

13*



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196 E. Rieche.

dann durch einen mit ihrem Träger verbundenen Draht ver-
tical nach unten abgeleitet. In den Stromkreis war ausser-
dem eingeschaltet eine Tangentenbussole und ein Siemens'-
scher Rheostat. Die Anordnung der Verbindungen ist aus
Taf. I Fig. 13 zu ersehen. Die beiden Rechtecke STMP
und STJVQj welche von dem galvanischen Strome stets in
entgegengesetztem Sinne umkreist werden, lagen in einer und
derselben Ebene, der Ebene des magnetischen Meridians.
Als Beobachtungsraum diente der eisenfreie Pavillon des
physikalischen Instituts.

Die Betrachtung des durch den Strom auf der beweg-
lichen oder der Standscheibe erzeugten Eupfemiederschlags
zeigte, dass derselbe sich über die ganze Fl&che der Elec-
trodenringe anscheinend gleichförmig vertheilte. Man wird
also, ohne einen merklichen Fehler zu begehen, annehmen
können, dass der Austritt oder Eintritt des Stromes in der
ganzen Fläche der Electroden mit derselben Stromdichtigkeit
sich vollzieht. Mit Hülfe dieser Annahme ergibt sich f&r
das von der Yerticalcomponente des Erdmagnetismus auf
die von dem Strome i durchflossene Scheibe ausgeübte
Drehungsmoment der Ausdruck:



lVil^{l + ^),



wenn man durch / den mittleren Halbmesser des Electroden-
ringes, durch S die halbe Breite desselben bezeichnet Wird
durch dieses Moment die Scheibe um einen Winkel (p ge-
dreht, so hat man, wenn unter D die Directionskraft der
Torsion verstanden wird:

Wird die Drehung der Scheibe mit Hülfe von Spiegel
und Scala beobachtet, und ist der Scalenausschlag gleich n,
die Entfernung zwischen Spiegel und Scala gleich r, so ist:



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E. Rieche.



197



3. Messung der horizontalen und verticalen Intensität
des Erdmagnetismus.

Eine Bestimmung dieser beiden Grössen in dem magne-
tischen Pavillon des Instituts wurde im Jahre 1879 mit
Hülfe eines transportabeln Magnetometers y on Meyerstein
ausgeführt. Das Trägheitsmoment desselben wurde f&r eine
Temperatur von 0^ gefunden = 16083.10*.

Der TorsionscoeflScient war 0,01 1 17 ; die Schwingungsdauer
wurde immer am Anfang und Schluss einer Messung beob-
achtet. Bei den Ablenkungsbeobachtungen wurde der Haupt-
stab auf den an dem Stative befestigten Messingarmen in
zwei verschiedenen Entfernungen von der Hülfsnadel sowohl
östlich als westlich aufgelegt; diese Entfernungen waren
fur eine Temperatur von 0^ gleich 450,06 und 600,07 mm.
Der Torsionscoefficient der Hülfsnadel war 0,00485; das
Verhältniss von T zxl M wurde berechnet nach der Formel:
^ __ r« (1 + ^) i^jp^



wo:






Die an sechs verschiedenen Tagen angestellten Beobach-
tungen und deren Resultate sind im Folgenden zusammen-
gestellt:



Tag der
Beobacht.


1


M T


23. Sept.


110,1281 1 20 19 18'


5<> 28,15' 1290 8222 . 10» ' 1,8605


24. Sept.


110,0961
I10,117f


2« 18,43'


5« 26,25'


1520 8221 . 10«


1,8703


25. Sept


(10,1111! 20 10 07'
\10,124f 2 18,37


5« 25,90' 1 1770 8210 . 10"


1,8688


26. Sept.


/ 10,099 \
110,110|


2« 18,58'


5« 26,67' ' 1130 8224 . 10» 1,8702

1 !


9. Oct


r 10,0881 ooifiqft'
il0,109f, ^ ^^»^^


5« 26,28'


1840 1 8225 . 10"


1,8722


10. Oct


) 10,0921 i 00 18 70'
U0,102f 2 ^®'^"


50 26,83'


1550 8236.10"


1,8705


Mitte


Iwerthe ft


ir den 2. (


3ct. 1879


1340


8223 . 10»


1,8705



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198



£. Rieche.



Das Yerhältniss der verticalen zur horizontalen Com-
ponente des Erdmagnetismus wurde mit Hülfe eines Erd-
inductors gemessen , und es wurden an drei aufeinander fol-
genden Beobachtungstagen die folgenden Werthe erhalten:



Tag der
Beobacht.


A


JB


r


1. Oct.


740,81


319,56


2,2785


2. Oct.


741,30


319,51


2,2754


3. Oct.


740,83


319,31


2,2754



Hier sind A und B die bei Anwendung der Yertical-
und Horizontalintensität erhaltenen Scalenausschläge bei einer
Entfernung von 2827 mm zwischen Spiegel und Scala. Im
Mittel ergibt sich für den 2. October der Werth:

-^ = 2,2748,

woraus sich die Inclination zu 66® 16,15', die verticale Inten-
sität zu 4,2649 berechnet.

Die Beobachtungen des auf die electrodynamische Dreh-
wage , wie wir die bewegliche , vom Strom durchflossene
Scheibe nennen können, ausgeübten Drehungsmomentes wur-
den im Jahre 1880 in der zweiten Hälfte des October an-
gestellt. Die für diese Zeit geltenden Werthe der erdmag-
netischen Elemente können aus den oben angeführten mit
Hülfe der bekannten jährlichen Variationen berechnet wer-
den. Die jährliche Zunahme der horizontalen Intensität
beträgt nach neueren Beobachtungen 0,0018, die jährliche



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