K. Schwarzschild: Druck des Lichts auf kleine Kugeln etc. 331 
_ j. 1'3 — (2m 1) D V* | G ( 
Q m + l \ 2(2m-l) 2-4(2m-l)(2m-3)"'j 
+ £ fi ^_+ J?_ l 
l-3...2m+l| 2 (2 w+3) 2 4(2 m+3) (2 m+5) j 
auf die paar ersten Glieder beschränken. Wo dann in den 
obigen Formeln ein Faktor oder Divisor K m oder ein Differential- 
quotient dieser Grössen auftritt, kann man stets nach Potenzen 
von q entwickeln und enthält schliesslich den Druck D selbst 
in Form einer Potenzreihe nach q, deren erstes Glied den ge- 
suchten Grenzwert darstellt. Die Rechnungen, die hierzu führen, 
sind ziemlich umständlich, aber ganz elementar; man muss sich 
nur hüten, zu früh höhere Glieder wegzulassen, da sich zum Schluss 
solche niederer Ordnung herausheben. Man erhält als Grenz- 
wert des Drucks für sehr kleine Kugeln: 
D 
E 
14 4 224 a 6 
-j 71 a 9 3 71 ¥' 
96) 
Für sehr grosse Kugeln findet man den Druck folgender- 
massen. Fällt eine ebene Welle unter einem Winkel y> auf 
eine vollkommen reflektierende ebene Platte auf, so erleidet 
letztere einen senkrechten Druck : P = 2 E cos ' 1 yj, wobei E 
wiederum die Energie pro Volumeneinheit der einfallenden 
Welle bedeutet. (Vgl. für die einfache Ableitung dieser Regel 
aus Maxwell’s Druckannahmen Goldhammer, Annalen der Physik, 
Bd. 4, 1901, pag. 844 und Boltzmann, Wied. Annalen, 22). 
Betrachten wir die Oberflächenelemente unserer Kugel als 
eben, so folgt, dass überall auf dieselbe, ein senkrechter 
Druck gleich 2 E cos“ 1 1 9 — in unserer Bezeichnung — wirkt. 
Die #-Componente dieses Drucks ist 2 E cos 3 i) und der Gesamt- 
druck auf die Kugel wird durch Integration über die Vorder- 
fläche gewonnen, da die beschattete Hinterfläche natürlich 
keine Einwirkung erleidet. Es ergiebt sich daher: 
E = a 2 • J d <p J* cl & sin & • 2 E cos 3 & 
U 0 
oder: 
97 ) 
