Anmelden (DTAQ) DWDS     dlexDB     CLARIN-D

Helmholtz, Hermann von: Theorie der Luftschwingungen in Röhren mit offenen Enden. In: Journal für die reine und angewandte Mathematik 57 (1860), Heft 1, S. 1-72.

Bild:
<< vorherige Seite

Helmholtz, über Luftschwingungen in offenen Röhren.
einzeln die mit cos (2p nt) und die mit sin (2p nt) multiplicirten Glieder gleich
Null setzt, so erhält man
(11.) ,
(11a.) .

In beiden Gleichungen ist das erste Integral über die ganze Oeffnung der
Röhre zu nehmen, das zweite über die Wand der Röhre, doch wollen wir
gleich bemerken, dass an allen Stellen, wo cos b von Null verschieden ist, kx
nach unserer Annahme eine verschwindend kleine Grösse wird. In rein cy-
lindrischen Röhren mit ganz offener oder theilweis gedeckter Mündung fallen
diese letzteren Integrale ganz weg.



Die zweite Anwendung des Theorems (7.) machen wir auf den freien
Raum auf Seite der positiven x, der einerseits begrenzt gedacht wird durch
die yz-Ebene, andererseits durch eine um den Anfangspunkt der Coordinaten
als Mittelpunkt construirte halbe Kugelfläche, welche in die Region der kuge-
ligen Wellen fällt. Innerhalb dieses Raumes liege der Punkt, dessen Coor-
dinaten a, b, g sind. Die Entfernung des Punktes x, y, z von ihm sei r,,
während r,, die Entfernung von dem Punkte sei, dessen Coordinaten -- a,
b, g sind, und der ausserhalb des hier betrachteten Raumes liegt. Die Function
Ph der Gleichung (7.) setzen wir
.

Indem wir nun die Gleichung (7.) anwenden mit Beachtung des in (7c.) be-
rücksichtigten Umstandes der Unstetigkeit von Ph im Punkte a, b, g, erhal-
ten wir:
(11b.) ,
wo Psa den Werth von Ps im Punkte a, b, g bezeichnet.

Wie im Falle der Gleichung (9.) wird die Grösse an
der weit entfernten Kugelfläche eine von der Zeit unabhängige Grösse, ebenso
natürlich auch das Integral dieser Grösse über die Kugelfläche, welches wir
mit C bezeichnen wollen. An der yz-Ebene dagegen ist überall gleich
Null, ebenso überall mit Ausnahme der Oeffnung, wo es gleich ist;

Journal für Mathematik Bd. LVII. Heft 1. 5

Helmholtz, über Luftschwingungen in offenen Röhren.
einzeln die mit cos (2π nt) und die mit sin (2π nt) multiplicirten Glieder gleich
Null setzt, so erhält man
(11.) ,
(11a.) .

In beiden Gleichungen ist das erste Integral über die ganze Oeffnung der
Röhre zu nehmen, das zweite über die Wand der Röhre, doch wollen wir
gleich bemerken, daſs an allen Stellen, wo cos β von Null verschieden ist, kx
nach unserer Annahme eine verschwindend kleine Gröſse wird. In rein cy-
lindrischen Röhren mit ganz offener oder theilweis gedeckter Mündung fallen
diese letzteren Integrale ganz weg.



Die zweite Anwendung des Theorems (7.) machen wir auf den freien
Raum auf Seite der positiven x, der einerseits begrenzt gedacht wird durch
die yz-Ebene, andererseits durch eine um den Anfangspunkt der Coordinaten
als Mittelpunkt construirte halbe Kugelfläche, welche in die Region der kuge-
ligen Wellen fällt. Innerhalb dieses Raumes liege der Punkt, dessen Coor-
dinaten α, β, γ sind. Die Entfernung des Punktes x, y, z von ihm sei r͵,
während r͵͵ die Entfernung von dem Punkte sei, dessen Coordinaten — α,
β, γ sind, und der auſserhalb des hier betrachteten Raumes liegt. Die Function
Φ der Gleichung (7.) setzen wir
.

Indem wir nun die Gleichung (7.) anwenden mit Beachtung des in (7c.) be-
rücksichtigten Umstandes der Unstetigkeit von Φ im Punkte α, β, γ, erhal-
ten wir:
(11b.) ,
wo Ψα den Werth von Ψ im Punkte α, β, γ bezeichnet.

Wie im Falle der Gleichung (9.) wird die Gröſse an
der weit entfernten Kugelfläche eine von der Zeit unabhängige Gröſse, ebenso
natürlich auch das Integral dieser Gröſse über die Kugelfläche, welches wir
mit C bezeichnen wollen. An der yz-Ebene dagegen ist überall gleich
Null, ebenso überall mit Ausnahme der Oeffnung, wo es gleich ist;

Journal für Mathematik Bd. LVII. Heft 1. 5
<TEI>
  <text>
    <body>
      <div n="1">
        <div n="2">
          <p><pb facs="#f0043" n="33"/><fw place="top" type="header"><hi rendition="#i"><hi rendition="#g">Helmholtz</hi>, über Luftschwingungen in offenen Röhren.</hi></fw><lb/>
einzeln die mit cos (2&#x03C0; <hi rendition="#i">nt</hi>) und die mit sin (2&#x03C0; <hi rendition="#i">nt</hi>) multiplicirten Glieder gleich<lb/>
Null setzt, so erhält man<lb/>
(11.) <formula notation="TeX">AQ = \int\frac{d\overline{\Psi'}}{dx}d\omega + k\int\Psi'\sin kx\cos\beta d\omega</formula>,<lb/>
(11<hi rendition="#sup"><hi rendition="#i">a</hi></hi>.) <formula notation="TeX">0 = \int\frac{d\overline{\Psi''}}{dx}d\omega + k\int\Psi''\sin kx\cos\beta d\omega</formula>.</p><lb/>
          <p>In beiden Gleichungen ist das erste Integral über die ganze Oeffnung der<lb/>
Röhre zu nehmen, das zweite über die Wand der Röhre, doch wollen wir<lb/>
gleich bemerken, da&#x017F;s an allen Stellen, wo cos &#x03B2; von Null verschieden ist, <hi rendition="#i">kx</hi><lb/>
nach unserer Annahme eine verschwindend kleine Grö&#x017F;se wird. In rein cy-<lb/>
lindrischen Röhren mit ganz offener oder theilweis gedeckter Mündung fallen<lb/>
diese letzteren Integrale ganz weg.</p><lb/>
          <milestone rendition="#hr" unit="section"/>
          <p>Die zweite Anwendung des Theorems (7.) machen wir auf den freien<lb/>
Raum auf Seite der positiven <hi rendition="#i">x</hi>, der einerseits begrenzt gedacht wird durch<lb/>
die <hi rendition="#i">yz</hi>-Ebene, andererseits durch eine um den Anfangspunkt der Coordinaten<lb/>
als Mittelpunkt construirte halbe Kugelfläche, welche in die Region der kuge-<lb/>
ligen Wellen fällt. Innerhalb dieses Raumes liege der Punkt, dessen Coor-<lb/>
dinaten &#x03B1;, &#x03B2;, &#x03B3; sind. Die Entfernung des Punktes <hi rendition="#i">x, y, z</hi> von ihm sei <hi rendition="#i">r</hi>&#x0375;,<lb/>
während <hi rendition="#i">r</hi>&#x0375;&#x0375; die Entfernung von dem Punkte sei, dessen Coordinaten &#x2014; &#x03B1;,<lb/>
&#x03B2;, &#x03B3; sind, und der au&#x017F;serhalb des hier betrachteten Raumes liegt. Die Function<lb/>
&#x03A6; der Gleichung (7.) setzen wir<lb/><formula notation="TeX">\Phi = \tfrac{1}{2}\frac{\cos(kr_\prime-2\pi nt)}{r_\prime}+\tfrac{1}{2}\frac{\cos(kr_{\prime\prime}-2\pi nt)}{r_{\prime\prime}}</formula>.</p><lb/>
          <p>Indem wir nun die Gleichung (7.) anwenden mit Beachtung des in (7<hi rendition="#sup"><hi rendition="#i">c</hi></hi>.) be-<lb/>
rücksichtigten Umstandes der Unstetigkeit von &#x03A6; im Punkte &#x03B1;, &#x03B2;, &#x03B3;, erhal-<lb/>
ten wir:<lb/>
(11<hi rendition="#sup"><hi rendition="#i">b</hi></hi>.) <formula notation="TeX">\int\Psi\frac{d\Phi}{dn}d\omega - \int\Phi\frac{d\Psi}{dn}d\omega = 2\pi\cos(2\pi nt)\Psi_a</formula>,<lb/>
wo &#x03A8;<hi rendition="#sub">&#x03B1;</hi> den Werth von &#x03A8; im Punkte &#x03B1;, &#x03B2;, &#x03B3; bezeichnet.</p><lb/>
          <p>Wie im Falle der Gleichung (9.) wird die Grö&#x017F;se <formula notation="TeX">\Phi\frac{d\Psi}{dn} - \Psi\frac{d\Phi}{dn}</formula> an<lb/>
der weit entfernten Kugelfläche eine von der Zeit unabhängige Grö&#x017F;se, ebenso<lb/>
natürlich auch das Integral dieser Grö&#x017F;se über die Kugelfläche, welches wir<lb/>
mit <hi rendition="#fr">C</hi> bezeichnen wollen. An der <hi rendition="#i">yz</hi>-Ebene dagegen ist <formula notation="TeX">\frac{d\Phi}{dn}</formula> überall gleich<lb/>
Null, ebenso <formula notation="TeX">\frac{d\Psi}{dn}</formula> überall mit Ausnahme der Oeffnung, wo es gleich <formula notation="TeX">\frac{d\overline{\Psi}}{dx}</formula> ist;<lb/>
<fw place="bottom" type="sig">Journal für Mathematik Bd. LVII. Heft 1. 5</fw><lb/></p>
        </div>
      </div>
    </body>
  </text>
</TEI>
[33/0043] Helmholtz, über Luftschwingungen in offenen Röhren. einzeln die mit cos (2π nt) und die mit sin (2π nt) multiplicirten Glieder gleich Null setzt, so erhält man (11.) [FORMEL], (11a.) [FORMEL]. In beiden Gleichungen ist das erste Integral über die ganze Oeffnung der Röhre zu nehmen, das zweite über die Wand der Röhre, doch wollen wir gleich bemerken, daſs an allen Stellen, wo cos β von Null verschieden ist, kx nach unserer Annahme eine verschwindend kleine Gröſse wird. In rein cy- lindrischen Röhren mit ganz offener oder theilweis gedeckter Mündung fallen diese letzteren Integrale ganz weg. Die zweite Anwendung des Theorems (7.) machen wir auf den freien Raum auf Seite der positiven x, der einerseits begrenzt gedacht wird durch die yz-Ebene, andererseits durch eine um den Anfangspunkt der Coordinaten als Mittelpunkt construirte halbe Kugelfläche, welche in die Region der kuge- ligen Wellen fällt. Innerhalb dieses Raumes liege der Punkt, dessen Coor- dinaten α, β, γ sind. Die Entfernung des Punktes x, y, z von ihm sei r͵, während r͵͵ die Entfernung von dem Punkte sei, dessen Coordinaten — α, β, γ sind, und der auſserhalb des hier betrachteten Raumes liegt. Die Function Φ der Gleichung (7.) setzen wir [FORMEL]. Indem wir nun die Gleichung (7.) anwenden mit Beachtung des in (7c.) be- rücksichtigten Umstandes der Unstetigkeit von Φ im Punkte α, β, γ, erhal- ten wir: (11b.) [FORMEL], wo Ψα den Werth von Ψ im Punkte α, β, γ bezeichnet. Wie im Falle der Gleichung (9.) wird die Gröſse [FORMEL] an der weit entfernten Kugelfläche eine von der Zeit unabhängige Gröſse, ebenso natürlich auch das Integral dieser Gröſse über die Kugelfläche, welches wir mit C bezeichnen wollen. An der yz-Ebene dagegen ist [FORMEL] überall gleich Null, ebenso [FORMEL] überall mit Ausnahme der Oeffnung, wo es gleich [FORMEL] ist; Journal für Mathematik Bd. LVII. Heft 1. 5

Suche im Werk

Hilfe

Informationen zum Werk

Download dieses Werks

XML (TEI P5) · HTML · Text
TCF (text annotation layer)
TCF (tokenisiert, serialisiert, lemmatisiert, normalisiert)
XML (TEI P5 inkl. att.linguistic)

Metadaten zum Werk

TEI-Header · CMDI · Dublin Core

Ansichten dieser Seite

Voyant Tools ?

Language Resource Switchboard?

Feedback

Sie haben einen Fehler gefunden? Dann können Sie diesen über unsere Qualitätssicherungsplattform DTAQ melden.

Kommentar zur DTA-Ausgabe

Dieses Werk wurde gemäß den DTA-Transkriptionsrichtlinien im Double-Keying-Verfahren von Nicht-Muttersprachlern erfasst und in XML/TEI P5 nach DTA-Basisformat kodiert.




Ansicht auf Standard zurückstellen

URL zu diesem Werk: http://www.deutschestextarchiv.de/helmholtz_luftschwingungen_1860
URL zu dieser Seite: http://www.deutschestextarchiv.de/helmholtz_luftschwingungen_1860/43
Zitationshilfe: Helmholtz, Hermann von: Theorie der Luftschwingungen in Röhren mit offenen Enden. In: Journal für die reine und angewandte Mathematik 57 (1860), Heft 1, S. 1-72, hier S. 33. In: Deutsches Textarchiv <http://www.deutschestextarchiv.de/helmholtz_luftschwingungen_1860/43>, abgerufen am 30.09.2020.