Text-Bild-Ansicht Band 318

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unvermeidliche Nähe der Erde erklärlich wären, so hielt ich mich für berechtigt, die äussersten Konsequenzen aus diesem Gesetz zu ziehen, die allerdings geeignet sein dürften, auf die Vorgänge bei der drahtlosen Telegraphie ein ganz neues Licht zu werfen.

Es könnte auch vielleicht noch der Einwand gemacht werden, dass es nicht statthaft sei, nur die eine Seite der Schwingungsbahn für sich zu betrachten, dass man vielmehr die ganze Bahn von der Länge

betrachten müsse.

In diesem Falle wäre in der Gleichung:

LC = L'(C' + R)

L und C Selbstinduktion und Kapazität der ganzen Schwingungsbahn, L' und C' dieselben Grossen für die verkürzte ganze Bahn, so dass im Grenzfalle

werden würde und

d.h. man würde vollständige Resonanz bereits erzielen, wenn bei Fortnahme der halben Schwingungsbahn die Kapazitätdes Gegengewichts 50 v. H. grösser wäre, als die des Luftdrahtes. Dies ist indessen aus dem Grunde nicht anzunehmen, weil man Gegengewichte von dieser Grösse schon bei einer Verkürzung der ganzen Schwingungsbahn um 35 v. H. anwenden muss, während sie erst bei einer Verkürzung um 50 v. H. in Frage kommen würden; auch dürfte, wenn

der Grenzfall wäre, eine Erdung des Systems in jedem Falle die Resonanz vermindern, was den Tatsachen widerspricht.

Bei Berücksichtigung der Spannungsverteilung auf den Draht in Form einer gedämpften Sinuskurve würden beide Betrachtungsweisen möglicherweise zu demselben Ergebnis führen, welches wohl für die Erdresonanz eine noch kleinere Wellenlänge ergeben würde. Jedenfalls wäre eine eingehende Beobachtung dieser Erscheinungen und eine rechnerische Verfolgung derselben eine recht dankbare Aufgabe, welche wichtige Aufschlüsse über das Wesen der drahtlosen Telegraphie zu geben geeignet wäre.

Ob die Annahme einer Erdresonanz, auf welche Beobachtungen im kleinen hinzudeuten scheinen, richtig ist, und ob also die Schlüsse, welche daraus gezogen wurden, berechtigt sind oder nicht, muss die Zukunft lehren.

Ueber die Ausströmung der gesättigten Wasserdämpfe.

Von W. Schüle, Breslau.

(Schluss von S. 372 d. Bd.)

Die Formel für den Teil der Ausflusszeit, währenddessen der Mündungsdruck grösser als der äussere Druck ist.

Man erhält diesen Teil der Zeit auf gleichem Wege, wie die Formeln 14.), nur ist ψ konstant für verschiedenes

und daher die Rechnung einfacher. Nach Weyrauch22) ist

16.)

und mit

17.)

Es ist darin

Der Wert

im Nenner des zweiten Faktors ist höchstens (mit k = 1,135, ξ = 0) gleich
die Quadratwurzel
. Wenn man also

setzt, so begeht man äussersten Falles einen Fehler von rund 3 v. H., meist jedoch, für feuchte Dämpfe, einen viel kleineren. Dann ist

. . . 17a.)

Der Wert

ist nun für Dämpfe von 5-30 v. H. Feuchtigkeit fast genau konstant, auch für die verschieden grossen Widerstände zwischen ξ = 0,05 und ξ = 2 nur wenig verschieden, sodass man für alle Fälle

= 1,63 setzen kann. Damit wird

. . 17b.)

Spezieller Fall r = 1.23)

Für r = 1 nimmt Gleichung 17 den unbestimmten Wert

an. Es ist nämlich für r = 1

Damit wird

. . 18.)

22)

Zeitschrift d. Ver. deutsch. Ing. 1899, S. 1164.

23)

Dieser Fall ist von Weyrauch a. a. O. nicht behandelt. – Für Gase würde r = 1 isothermischer Expansion des Rückstandes entsprechen, ein Fall, der allerdings praktisch kaum vorkommen dürfte. Bei Dämpfen ist die Sachlage aber wesentlich anders und die Expansionslinie p . v = C sehr weit von der Isotherme entfernt.