Innerer Druck fester Körper. 

 Setzen wir endlich: 



(24) 



« = • l yidca, 



jr r J ' ' 







SO geht die Gleichung (23) über in: 



„ m m 



Wenn man in die Gleicliung (24) den Wert von tj aus der Gleichung (15) einführt, so 

 erhält man: 



(26) 



( 1 a^ sin^ 0) + 62 cos^ w • du 



srr J 



Das hier vorkommende Integral kann leicht zu einem gewöhnlichen elliptischen Integrale re- 

 duziert werden. Setzt man 



a2 — 62 



wo e somit die Exzentrizität der Ellipse bedeutet, so bekommt man, da a^r ist: 

 (27) «=-• jl/l — e^cos^M-^^ft). 







Für geradlinige Schwingungen ist b — 0, e = l. Man bekommt dann: 



t=z \ sm W atr) := — • 



Sind die Bahnen kreisförmig, so ist a = b = r, e = 0. Die vorstehenden Gleichungen geben in 

 diesem Falle: 



« = 1. 



Der Wert von K aus der Gleichung (25) fällt, wenn man vom Vorzeichen absieht, mit 

 den von uns früher erhaltenen Aasdrucken derselben Grösse zusammen '). Auch die Werte 

 von s für geradlinige und kreisförmige Schwingungen haben wir in früheren Arbeiten bestimmt. 

 Der allgemeine Ausdruck der letztgenannten Grösse für elliptische Schwingungen ist aber nicht 

 früher ermittelt worden. 



Die Gleichung (27) zeigt auch, dass « für geradlinige Schwingungen den kleinsten, für 



') Vgl. z. B. die Arbeit „Über den molekularen Druck der einfachen festen Körper etc.", Öfversigt 

 af Finska Vetenskaps-Soc. Förhandl., 48. N:o 8, Gl. (31). 1905—1906. 



N:o 8. 



