tTber ein neues singuláres Kur vensy stem. 17 



Im iibrigen sind die zweiten Glieder rechterseits spe- 

 <3iell mit den trigonometrischen Zusatzgliedern der Gleichun- 

 gen (1«) § 1. identisch. Es gilt in der Tat auf Grund der 

 Oleichungen (12) {x' festes System) fiir eine beliebige Funktion 



+ cos nt — — r + sin nt 



dx dx' dy' 



— — sm nt — r + cos nt 



dy dx' 2y' 



Xz 



= :^| — 1= — cos (nt+ř) ^ — sin (nt+e) — u.s.^ 



''v^" 1 ďx,' 



— 2j kJk-\{ke) cos kiní-\r£) = — j.oy.\ ^ -rf^ 



yi_— 



fc=+oo 



v 1 — e^ 2j ^Jk-i (ke) sin k (nt -|- s) 



vergl. z. B. Tisserand Méc. cél. I. p. 227 in der iiblichen 

 Bezeicbnungsweise, aoj^ = l, áhnlich ist auch 



fr=-^^It^^ fc7*_,(fe) cos k (n't + •,)=- jí^^j ^ etc. 



»i 



VT 



+• 



?" 



2j kJk-i {ke) sin k (n't -\- r}), ď grosse Halbaxe 



des zweiten storenden Planeten. 



Um zu unseren Instantanentwickelungen in der Umge- 

 bung eines beliebigen Punktes der Ebene iiberzugehen, ist 

 man indessen genotigt einige vereinfachende Voraussetzun- 

 gen zu machen. Wáhrend die Eesultate des § 1. bloss Ent- 

 wickelungen nach der Excentricitát des storenden Planeten 

 und des weiteren Distanzenentwickelungen voraussetzen fiir 

 gewisse sehr kurze Zeit ohne jede beschránkende Annahme 

 liber die storende Masse, sind wir diesmal folgendermassen 

 gebunden : 



1. Wir vernachlássigen die zweiten Potenzen der als 

 hinreichend klein angenommenen Massen und lassen infolge- 

 dessen ausser Acht den gegenseitigen Einf luss der beiden sto-^ 

 renden Planeten, sowie die Terme u^ cos. nt Um Vorstellun- 



