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für den Endpunkt der Funkenstrecke l muss notwendig grösser 
sein, als der von Schwedoff angegebene. Es wäre nicht un- 
denkbar, dass diese wirklichen Werte von c so gross wären, 
wie sie nach der angestellten Berechnung sein müssten, wenn 
die Schwedoffsche Theorie auch für ungleichförmige Felder 
mit der Erfahrung übereinstimmende Funkenpotentiale liefern 
soll, dass sich also die Schwedoffsche Theorie doch allgemein, 
auch für ungleichförmige Felder bestätigte. 
Um dies zu untersuchen, soll angenommen werden, dass 
die wirklichen Werte von c linear mit der Funkenlänge all- 
st eigen. Es sei czia + k Wenn auch die wahre Zu- 
nahme von c ein anderes Gesetz befolgen mag, so wird man 
wenigstens die Grössenordnung des bei der Berechnung von 
c gemachten Fehlers abschätzen können. 
Unter dieser Annahme c = a + bx soll nun die Bewegungs- 
gleichung des Elektrons integriert und die Entladungsfeld- 
stärke h n für die Funkenlänge l berechnet werden. Ein Ver- 
gleich des Ausdruckes für diese Feldstärke h n mit dem 
Schwedoffschen Ausdruck, in dem der von ihm zur Funken- 
länge l angegebene Wert von c einzusetzen ist, der mit c‘ 
bezeichnet werde, liefert den Wert von b\ man kann so den 
Wert von c am Ende der Funkenstrecke l, ci—a^-bl be- 
rechnen und mit c* vergleichen. 
Für a soll der aus der Schwedoffschen Theorie zu be- 
rechnende Wert gesetzt werden. Die von Schwedoff an- 
gegebene empirische Formel c=z43 log Brigg (1 + g) ^ ist 
hier nicht verwendbar; sie ist erst von Z = 0,0025 cm an 
von Schwedoff berechnet und gültig; für 7 = 0 würde sie 
ergeben c = 0. Nach den Messungen von Earhart von etwa 
8 fi an (für noch kleinere Werte von l sind die Messungen 
zu schwankend und unsicher) würde etwa c = 40 g die Be- 
obachtungen gut wiedergeben. Demgemäss sei angenommen 
a =40 
