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Richard Ambronn, 



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die hier unter Veruachlässigung der Vorzeichenänderung- des Ladestromes 

 gerechnet ist, aufgetragen, obgleich sich jetzt der Zusammenhang nicht 

 mehr so einfach, wie bei der ersten Methode erkennen läfst. Eine über- 

 sichtlichere Darstellung war aber nicht zu finden und die angewendete 

 bietet doch immerhin den Vorteil, eine bessere Yergleichbarkeit mit den 

 nach der ersten Methode gemessenen Serien zu gewähren. Die Kurven 

 für Ejl als Funktion von i selbst zeigen eine analoge Form und die für 

 {EU) • T, die die reziproke Kapazität dargestellt hätten, sind langgestreckt 

 und nur mäfsig gekrümmt, so dafs aus ihnen gar nichts zu ersehen ist. 



Der zeitliche Verlauf der Ladespannung E und der Polarisations- 

 spannung e sei ebenso, wie es für den ersten Fall in Fig. 7 geschehen 

 ist, in Fig. 9 für zwei Periodenlängen sehematisch eingetragen: 



T./ 



Fig. 9. 



58. ^Yiederum ist der Inhalt der schraffierten Flächen pro Zeiteinheit 

 gleich dem Mittelwert der Polarisationsspannung während der Halbperioden, 

 in denen die Belegungen durch das Gralvanometer verbunden sind. Diesmal 

 kann sich aber ein Zusatzwiderstand ic nicht in merklichem Mafse aus- 

 bilden, da die Stromstöfse stets in wechselnder Richtung erfolgen. Man 

 erhält daher 



T/2 



Ijx feät 



I = ? . 



W 



Die Komplikation tritt nunmehr aber leider in dem Werte des In- 

 tegrales auf, denn jetzt ist e in höchstem Mafse von t abhängig. Für un- 

 endlich hohe Frequenzen würde überhaupt kein Integralstrom I erhalten, 

 da die unendlich kleine Wirkung eines Stromstofses sogleich von der des 

 nächsten kompensiert wird und e daher dauernd Null bleibt. Mit wachsenden 

 Werten von r wird I dann zunächst gröfser. Die Polarisationsspannung 



