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	Alfred Heinrich Bucherer: Die experimentelle Bestätigung des Relativitätsprinzips

den Wert in Gleichung (17) ein und erhält den Krümmungsradius $r_{a}$ des betreffenden nicht kompensierten Strahles im reinen Magnetfelde. Die nächste Aufgabe besteht nun darin, vermittelst des Wertes von $r_{a}$ und der Dimensionen des Apparates die Ablenkung $z$ zu berechnen. Hierzu dient Fig. 4. Man findet leicht:

$z\mp\frac{d}{2}=r_{a}\cos\theta-\sqrt{r_{a}^{2}-\left(a+r_{a}\sin\theta\right)^{2}}$

Da aber nach der Figur $\theta=a/2r_{i}$ , und annähernd $\cos\theta=1$ , so folgt nach einer leichten Umformung:

$z\mp\frac{d}{2}=\frac{2a^{2}\left(\frac{1}{2r_{a}}+\frac{1}{2r_{i}}\right)}{1+\sqrt{1-a^{2}\left(\frac{1}{r_{a}}+\frac{1}{2r_{i}}\right)^{2}}}$

Setzt man:

(21)	$\frac{a}{r_{a}}+\frac{a}{2r_{i}}=\sin\varphi$

so findet man:

$z\mp\frac{d}{2}=2a\tan\frac{\varphi}{2}-\frac{a^{2}}{2r_{a}}\sec^{2}\frac{\varphi}{2}$

Ohne Berücksichtigung der Kleinheit von $\theta$ erhält man die strenge Formel:

(22)	$z\mp\frac{d}{2}=a\tan\frac{\varphi+\theta}{2}$

In dem Ausdruck $z\mp d/2$ gilt das negative oder positive Vorzeichen, jenachdem $r_{i}$ , also auch $\theta$ , positiv oder negativ ist. Mit den Gleichungen (20), (17) und (22) ist alles gegeben, was zur Berechnung der Ablenkung der nichtkompensierten Strahlen erforderlich ist.

Wir wollen nun diese Gleichungen auf einen der Bestelmeyerschen Versuche anwenden. Ich greife den Versuch Nr. 4 heraus. Hier ist $\beta_{0}=0,322$ . Gleichung (20) liefert durch graphische Lösung $\beta_{1}=0,292$ ; $\beta_{2}=0,374$ als die Grenzwerte der nichtkompensierten Strahlen. Mit diesen Werten wird nach Gleichung (17)