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
nächste Seite >>

Helmholtz, über Luftschwingungen in offenen Röhren.
gemeinen nicht so zu Werke gehen, dass wir eine bestimmte Röhrenform
annehmen und dazu die Potentiale der Bewegung suchen, sondern wir müssen
umgekehrt von der Potentialfunction ausgehen und die dazu gehörige Röhrenform
bestimmen, was sich in jedem Falle ausführen lässt. Nur müssen wir eben
solche Formen der Potentialfunction suchen, welche Röhren geben, die in
kleiner Entfernung von der Mündung in Cylinder übergehen.

Dem Bewegungspotentiale der Luft haben wir die Form gegeben:
.
Für die tieferen Theile der Röhre haben wir in (12g.) gefunden:
(12k.) .
Im freien Raume ist aber, wenn wir setzen, welches, wie wir
oben schon gefunden haben, mit k verschwindet, nach (11d.)
,
welches innerhalb der Mündung, wo wir kr, verschwinden lassen dürfen, wird
(12l.) .
Sowohl (12k.) wie (12l.) giebt innerhalb der Mündung den gleichen Werth
von und den Werth Null für . Sie gehen also an der Mündung der
Röhre continuirlich in einander über. Längs der festen Wände des Luft-
raumes geben beide , nur an dem nicht cylindrischen Theile der
Röhrenwand wird dieser Differentialquotient nicht genau Null aber verschwin-
dend klein. Es ist also Ps" unter dieser Annahme eine continuirliche Function,
die den Bedingungen der Aufgabe Genüge leistet, und kann unmittelbar be-
rechnet werden, nachdem Ps' gefunden ist.

Die Function Ps' hat im freien Raume die Form:

(18.) ,
wo .
Im Innern der Röhre werden wir ihr eine andere analytische Form Psi geben
müssen, welche die Eigenschaft haben muss:
1) im Innern der Röhre die Bedingung zu erfüllen:
(18a.) ,

7 *

Helmholtz, über Luftschwingungen in offenen Röhren.
gemeinen nicht so zu Werke gehen, daſs wir eine bestimmte Röhrenform
annehmen und dazu die Potentiale der Bewegung suchen, sondern wir müssen
umgekehrt von der Potentialfunction ausgehen und die dazu gehörige Röhrenform
bestimmen, was sich in jedem Falle ausführen läſst. Nur müssen wir eben
solche Formen der Potentialfunction suchen, welche Röhren geben, die in
kleiner Entfernung von der Mündung in Cylinder übergehen.

Dem Bewegungspotentiale der Luft haben wir die Form gegeben:
.
Für die tieferen Theile der Röhre haben wir in (12g.) gefunden:
(12k.) .
Im freien Raume ist aber, wenn wir setzen, welches, wie wir
oben schon gefunden haben, mit k verschwindet, nach (11d.)
,
welches innerhalb der Mündung, wo wir kr͵ verschwinden lassen dürfen, wird
(12l.) .
Sowohl (12k.) wie (12l.) giebt innerhalb der Mündung den gleichen Werth
von und den Werth Null für . Sie gehen also an der Mündung der
Röhre continuirlich in einander über. Längs der festen Wände des Luft-
raumes geben beide , nur an dem nicht cylindrischen Theile der
Röhrenwand wird dieser Differentialquotient nicht genau Null aber verschwin-
dend klein. Es ist also Ψ″ unter dieser Annahme eine continuirliche Function,
die den Bedingungen der Aufgabe Genüge leistet, und kann unmittelbar be-
rechnet werden, nachdem Ψ' gefunden ist.

Die Function Ψ' hat im freien Raume die Form:

(18.) ,
wo .
Im Innern der Röhre werden wir ihr eine andere analytische Form Ψi geben
müssen, welche die Eigenschaft haben muſs:
1) im Innern der Röhre die Bedingung zu erfüllen:
(18a.) ,

7 *
<TEI>
  <text>
    <body>
      <div n="1">
        <div n="2">
          <p><pb facs="#f0061" n="51"/><fw place="top" type="header"><hi rendition="#i"><hi rendition="#g">Helmholtz</hi>, über Luftschwingungen in offenen Röhren.</hi></fw><lb/>
gemeinen nicht so zu Werke gehen, da&#x017F;s wir eine bestimmte Röhrenform<lb/>
annehmen und dazu die Potentiale der Bewegung suchen, sondern wir müssen<lb/>
umgekehrt von der Potentialfunction ausgehen und die dazu gehörige Röhrenform<lb/>
bestimmen, was sich in jedem Falle ausführen lä&#x017F;st. Nur müssen wir eben<lb/>
solche Formen der Potentialfunction suchen, welche Röhren geben, die in<lb/>
kleiner Entfernung von der Mündung in Cylinder übergehen.</p><lb/>
          <p>Dem Bewegungspotentiale der Luft haben wir die Form gegeben:<lb/><formula notation="TeX">\Psi = \Psi'\cos(2\pi nt) + \Psi''\sin(2\pi nt)</formula>.<lb/>
Für die tieferen Theile der Röhre haben wir in (12<hi rendition="#i"><hi rendition="#sup">g</hi></hi>.) gefunden:<lb/>
(12<hi rendition="#i"><hi rendition="#sup">k</hi></hi>.) <formula notation="TeX">\Psi'' = -\frac{AkQ}{2\pi}\cos kx</formula>.<lb/>
Im freien Raume ist aber, wenn wir <formula notation="TeX">\frac{d\overline{\Psi''}}{dx} = 0</formula> setzen, welches, wie wir<lb/>
oben schon gefunden haben, mit <hi rendition="#b"><hi rendition="#i">k</hi></hi> verschwindet, nach (11<hi rendition="#i"><hi rendition="#sup">d</hi></hi>.)<lb/><formula notation="TeX">\Psi'' = -\frac{1}{2\pi}\int\frac{d\overline{\Psi'}}{dx}\frac{\sin kr_\prime}{r_\prime}d\omega</formula>,<lb/>
welches innerhalb der Mündung, wo wir <hi rendition="#b"><hi rendition="#i">kr</hi></hi>&#x0375; verschwinden lassen dürfen, wird<lb/>
(12<hi rendition="#i"><hi rendition="#sup">l</hi></hi>.) <formula notation="TeX">\overline{\Psi''} = -\frac{k}{2\pi}\int\frac{d\overline{\Psi'}}{dx}d\omega = -\frac{AkQ}{2\pi}</formula>.<lb/>
Sowohl (12<hi rendition="#i"><hi rendition="#sup">k</hi></hi>.) wie (12<hi rendition="#i"><hi rendition="#sup">l</hi></hi>.) giebt innerhalb der Mündung den gleichen Werth<lb/>
von <formula notation="TeX">\overline{\Psi''}</formula> und den Werth Null für <formula notation="TeX">\frac{d\overline{\Psi''}}{dx}</formula>. Sie gehen also an der Mündung der<lb/>
Röhre continuirlich in einander über. Längs der festen Wände des Luft-<lb/>
raumes geben beide <formula notation="TeX">\frac{d\overline{\Psi''}}{dn} = 0</formula>, nur an dem nicht cylindrischen Theile der<lb/>
Röhrenwand wird dieser Differentialquotient nicht genau Null aber verschwin-<lb/>
dend klein. Es ist also &#x03A8;&#x2033; unter dieser Annahme eine continuirliche Function,<lb/>
die den Bedingungen der Aufgabe Genüge leistet, und kann unmittelbar be-<lb/>
rechnet werden, nachdem &#x03A8;' gefunden ist.</p><lb/>
          <p>Die Function &#x03A8;' hat im freien Raume die Form:<lb/><list><item>(18.)             <list rendition="#leftBraced"><item><formula notation="TeX">\Psi' = \int h\frac{\cos kr}{r}d\omega</formula>,</item><lb/><item>wo <formula notation="TeX">h = -\frac{1}{2\pi}\frac{d\overline{\Psi'}}{dx}</formula>.</item></list></item></list><lb/>
Im Innern der Röhre werden wir ihr eine andere analytische Form &#x03A8;<hi rendition="#i"><hi rendition="#sub">i</hi></hi> geben<lb/>
müssen, welche die Eigenschaft haben mu&#x017F;s:<lb/>
1) im Innern der Röhre die Bedingung zu erfüllen:<lb/>
(18<hi rendition="#i"><hi rendition="#sup">a</hi></hi>.) <formula notation="TeX">\nabla\Psi_i+k^2\Psi_i = 0</formula>,<lb/>
<fw place="bottom" type="sig">7 *</fw><lb/></p>
        </div>
      </div>
    </body>
  </text>
</TEI>
[51/0061] Helmholtz, über Luftschwingungen in offenen Röhren. gemeinen nicht so zu Werke gehen, daſs wir eine bestimmte Röhrenform annehmen und dazu die Potentiale der Bewegung suchen, sondern wir müssen umgekehrt von der Potentialfunction ausgehen und die dazu gehörige Röhrenform bestimmen, was sich in jedem Falle ausführen läſst. Nur müssen wir eben solche Formen der Potentialfunction suchen, welche Röhren geben, die in kleiner Entfernung von der Mündung in Cylinder übergehen. Dem Bewegungspotentiale der Luft haben wir die Form gegeben: [FORMEL]. Für die tieferen Theile der Röhre haben wir in (12g.) gefunden: (12k.) [FORMEL]. Im freien Raume ist aber, wenn wir [FORMEL] setzen, welches, wie wir oben schon gefunden haben, mit k verschwindet, nach (11d.) [FORMEL], welches innerhalb der Mündung, wo wir kr͵ verschwinden lassen dürfen, wird (12l.) [FORMEL]. Sowohl (12k.) wie (12l.) giebt innerhalb der Mündung den gleichen Werth von [FORMEL] und den Werth Null für [FORMEL]. Sie gehen also an der Mündung der Röhre continuirlich in einander über. Längs der festen Wände des Luft- raumes geben beide [FORMEL], nur an dem nicht cylindrischen Theile der Röhrenwand wird dieser Differentialquotient nicht genau Null aber verschwin- dend klein. Es ist also Ψ″ unter dieser Annahme eine continuirliche Function, die den Bedingungen der Aufgabe Genüge leistet, und kann unmittelbar be- rechnet werden, nachdem Ψ' gefunden ist. Die Function Ψ' hat im freien Raume die Form: (18.) [FORMEL], wo [FORMEL]. Im Innern der Röhre werden wir ihr eine andere analytische Form Ψi geben müssen, welche die Eigenschaft haben muſs: 1) im Innern der Röhre die Bedingung zu erfüllen: (18a.) [FORMEL], 7 *

Suche im Werk

Hilfe

Informationen zum Werk

Download dieses Werks

XML (TEI P5) · HTML · Text
TCF (text annotation layer)
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: https://www.deutschestextarchiv.de/helmholtz_luftschwingungen_1860
URL zu dieser Seite: https://www.deutschestextarchiv.de/helmholtz_luftschwingungen_1860/61
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. 51. In: Deutsches Textarchiv <https://www.deutschestextarchiv.de/helmholtz_luftschwingungen_1860/61>, abgerufen am 22.12.2024.