Hausmanınger: Zur Theorie des longitudinalen Stosses eylindrischer Körper. 61 
Ich setze wieder v=A = 2!+el wo o<eSı und bilde 
z=o0 
u—=2l-+el 
Die sich hieraus ergebende Gleichung 
ee a oe Co 1 ge Eye — te ME a 
3 3 3 3 3 
bildet die Bedingung für das Ende des Stosses. Die Schwerpunkts- 
geschwindigkeit ist mit Zuziehung obiger Gleichung 
AR — al —eal I 170 8 17 
> a Te [3e7"— 2ael +5] +rrael—16)+,V7 +, n. 
Ich berechnete wieder unter speciellen Annahmen von «/ das ent- 
sprechende e aus Gleichung 26. und mit diesen Werthen das v, aus 
27. und fand folgende Resultate: 
Tabelle II. 
al X:l v, 
ee an EL N HBRHSeN UL MT Me a a a N 
1.07108 3.00000 0.00355 V} + 0.99645 V} 
2.3026 2.40029 0.01107 V} + 0.98893 V3 
3.91203 2.200675 0.034638 V} + 0.96532 V} 
6.907 2.11020 0.064207} + 0.093580 V} 
23025 2.00002 0.11109 V} + 0.88891 V} 
Fasse ich die Ergebnisse meiner Berechnungen zusammen, so 
komme ich zu folgendem Schlusse: 
Die Abweichungen, welche Hr. Voısr für gleichlange Stäbe zwischen 
den nach der alten Theorie berechneten und seinen (allerdings nach 
Anbringung gewisser Correctionen) beobachteten Resultaten findet, sind 
kleiner als die grössten Abweichungen, welche in meiner Tab. I vor- 
kommen, woraus aber noch kein Schluss gezogen werden darf, ob A 
gross oder klein gegenüber 2/ ist. Meine in der eitirten Abhandlung 
angegebenen Beobachtungen über die Stossdauer von gleichlangen Glas- 
stäben ergeben, wenn man für Glas &=5000” setzt, A=4l, 8 
und ı2/ entsprechend den Anfangsamplituden von 100, 50 und 30" 
(Fadenlänge: 2.5”). Darnach müssten also die Abweichungen von der 
alten Stosstheorie, welche übrigens kaum die Grenzen der Beobachtungs- 
fehler überschreiten dürften, mit wachsender Stossgeschwindigkeit zu- 
nehmen. 
Was den zweiten der hier betrachteten Fälle betrifft, so dürften 
schon für A= 3/ die kaum zu vermeidenden Beobachtungsfehler grösser 
, eV 
sein als die Abweichungen des Werthes der Tab. II von Ei 55 
’ 
