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A. Lafay, Ann. d. chim. et de phys. 23. p. 264. 1901, kurzer Hinweis;
C. Barus, Phil. Mag. 30. p. 338. 1890.
Cl. Schaefer, Ann. d. Phys. 5. p. 233. 1901.
E. Riecke, Lehrb. d. Phys. 1. 2. Aufl. p. 262. 1902;
H. Bouasse, Ann. de chim. et de phys. 29. p. 384. 1903 und die dortige Literatur.
H. Fricke, Diss. Göttingen 1902;
In den Tabellen steckt die Schleife. M. Labatut, Fortschr. d. Phys. 1. p. 446. 1893;
M. Cantone, Nuovo Cim. 1894 - 1896 (Biegung-Torsion), vgl. auch die Fortschritte d. Phys. und die Beiblätter 1894 - 1897, betont die Analogie zur magnet. Hysteresis. P. Hebe (Reichsanstalt),
mit dem Amagatmanometer von Barus: Phil. Mag. 31. p. 400. 1891.
oder auch F. Kohlrausch, Lehrbuch der prakt. Physik unter „Druck“.
P. Hebe (Reichsanstalt), Zeitschr. f. Instrumentenkunde 20. p. 253. 1900.
p906_1) L. Cailletet, Compt. rend. 112. p. 764. 1891.
p906_2) Zeitschr. f. Instrumentenk. 14. p. 307. 1894. Tätigkeitsbericht der Physik.-Techn. Reichsanstalt;
p907_2) Zeitschr. f. Instrumentenk. 23. p. 176. 1903.
p907_3) l. c. p. 252.
p907_4) E. H. Amagat, eingehende Beschreibung: Ann. de chim. et phys. 29. p. 70 - 77. 1893;
p908_1) l. c. Tableau 3.
p909_1) Reinhertz, Zeitschr. f. Instrumentenkunde 7. p. 189. 1887;
p909_2) Vgl. die Andeutungen bei Wiebe, l. c. und die Vergleichung eines Tait- und Bourdonmanometers untereinander: Phil. Mag. 30. p. 338. 1890, und
p910_1) Dies folgt (Vgl. G. Kirchhoff, Mechanik, Kapitel 26. § 2. p. 373. IV. Aufl. 1897) aus der Strömungsgleichung \documentclass{article}\pagestyle{empty}\begin{document}$$ x\sigma + \frac{c}{4}\rho ^2 + A\log \rho + B $$\end{document}, angewandt auf zwei konzentrische Zylinder mit den Radien r2 und r1. Im Grenzfall \documentclass{article}\pagestyle{empty}\begin{document}$ x\sigma + \frac{c}{4}\rho ^2 + A\log \rho + B $\end{document} wird im Gegensatz zur Rechnung der Diss. \documentclass{article}\pagestyle{empty}\begin{document}$ A = - \frac{c}{2} \cdot r_1 r_2 $\end{document} und daher die Kraft der reibenden Strömung auf den Kolben (l seine Länge) = \documentclass{article}\pagestyle{empty}\begin{document}$ 2r_1 \pi lx\left( {\frac{{\partial \omega }}{{\partial \rho }}} \right)_{\rho = r_1 } $\end{document} gleich derjenigen auf den \documentclass{article}\pagestyle{empty}\begin{document}$ {\rm Zylinder} = - 2r_2 \pi lx\left( {\frac{{\partial \omega }}{{\partial \rho }}} \right)_{\rho = r_2 } $\end{document}.
p918_1) Vgl. die Versuche von Schwedoff, Rapports pres. au congr. int. à Paris 1. p. 478. 1900.
p922_1) Vgl. das Kriterium dafür p. 916.
p924_1) E. H. Amagat, l. c. p. 74.
p929_1) Vgl. A. Wüllner, Experimentalphysik 1. p. 266 - 269. 1895 und
p929_2) W. Weber, Pogg. Ann. 34. p. 247. 1835.
p929_3) Lord Kelvin, Math. and phys. papers 3. p. 22. 1890.
p930_1) F. Kohlrausch, Lehrbuch d. prakt. Physik p. 201. 9. Aufl.
p930_2) W. Weber, Pogg. Ann. 34. p. 255. 1835. Es ist interessant, zu bemerken, daß Weber zur Erklärung der Nachwirkung und des induzierten Magnetismus die gleiche Hypothese der Drehung der Moleküle verwendet und sogleich in der ersten Arbeit 1835 die Energiebetrachtung über die Dämpfung elastischer Schwingungen anstellt, dagegen dies nicht auf den Magnetismus überträgt, so daß die Hysteresisdämpfung erst seit 1881 - Warburg - Beachtung fand.
p932_1) E. Warburg, Rapp. au Congr. de Phys. 2. p. 512. Paris 1900.
p932_2) J. A. Ewing, Nature 40. p. 584. 1889;
p933_1) W. Weber, hat in Pogg. Ann. 54. p. 2. 1841 schon die Erscheinung der elastischen Nachwirkung bei festen Körpern verglichen mit der scheinbaren elastischen Nachwirkung, die z. B. komprimierte Gase zeigen durch die sekundären Temperaturänderungen nach der Kompression; er spielte damit auf die adiabatische und isotherme Elastizität an. In der Tat wird die Analogie für einen Deformationsxyklus zwischen den beiden Erscheinungen höchst auffallend. Die Fig. 7 stellt - ganz analog zur Fig. 6 - einen Deformationszyklus, d. h. eine halbe Schallschwingung im Luftraum von der Temperatur θ0 dar. Von A aus wird die Adiabate A B durchlaufen (früher die Kurve O a rein elastischer Momentankräfte), hier läßt man die „Nachwirkung“, d. h. die Temperaturerhöhung θ1 in ihrem wie früher logarithmischen Verlauf abklingen, dabei sinkt die Elastizität p auf ihr Minimum bei C. Auf der Adiabate C D endlich kehrt man mit ermüdetem elastischen Widerstand zum ursprünglichen Volumen zurück und beobachtet auf dem Wege D A unter Wärmeabsorption von außen die Erholung der Elastizität auf ihren Ausgangswert. Den Energieverlust stellt wieder die Fläche A B C D vor; nur erhält diesmal das äußere Medium diese Energie in Form von Leitung oder Strahlung, nicht der deformierte Körper selbst, wie oben. Die schnellen Schallschwingungen in der Luft gehen fast adiabatisch (A B A) vor sich, daraus resultiert hier als der eine Grenxfall die Laplacesche - theoretisch maximale - Geschwindigkeit der Fortpflanzung, zugleich ungedämpfte. Den anderen Grenzfall entweder sehr langsamer Schwingungen - tiefe Töne - oder aber, realisierbarer, in einem stark strahlenden und wärmeleitenden Medium erfolgender Schwingungen zeigt der isotherme Zyklus A C A an. Auch hier ungedämpfte, aber minimale Fortpflanzungsgeschwindigkeit: Newtonscher Wert. Zwischen beiden Fällen liegt die Wirklichkeit: gedämpfte und zwischen dem Laplaceschen und dem Newtonschen Wert der Geschwindigkeit vor sich gehende Ausbreitung der Schallwellen (schraffierte Fläche A E i).
p935_1) H. v. Helmholtz, Vorlesungen über d. Theorie der Wärme p. 249.
p942_1) C. Barus, Phil. Mag. 31. p. 403. 1891.
p945_1) Vgl. p. 948.
Referate Zeitschr. f. Instrumentenkunde 19. p. 284 u. p. 318. 1899;
Taf. Xu. 31. p. 401. 1891;
vgl. auch H. F. Wiebe, Zeitschr. f. kompr. u. fl. Gase 1. p. 8. 1897.
Zeitschr. für Instrumentenk. 20. p. 265. 1900.
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