VOL. 7, DOC. 39a PROPAGATION OF SOUND 35 6 ą(pV) AV p ?c DnT T JU) K. V [RD(n1+n2)-CRT] (18) ci*-4y- x jufy\ xD2nt RT V [3] Dieser komplizierte Ausdruck laBt sich zunachst dadurch etwas ver- einfachen, daß man RT gegenüber D vernachlässigt. Man erhält so mit Rücksicht auf die Gleichgewichtsbedingung (x1Y1 = x2n2)des Ruhe- zustandes: 2jcx- *!? ' '/(18a) RT2 I A(_pV) wobei die Moldichten mit n1 und n2, die Wärmekapazität pro Volum- einheit mit c bezeichnet ist. Aus (10) und (18a) folgt J + D . 2 M. *iij w n2 + n1 wofür wir, da RT klein ist gegen D, mit hinreichender Annäherung setzen dürfen I D Ii RT c (19) w Diese Gleichung gibt in Verbindung mit (8) bzw. (8a) eine genügend genaue Näherungslösung des Problems. Für hinreichend kleine w ist die Schallgeschwindigkeit V0 = 1/ - gleich derjenigen Schallgeschwin- / P \ digkeit, welche zustande käme, wenn die Kompression isotherm (statt adiabatisch) und reaktionsfrei erfolgte. Für hinreichend große w ist die Schallgeschwindigkeit V, , also gleich der adiaba- tischen Schallgeschwindigkeit, wie sie ohne Reaktion zustande käme. Zwischen diesen Grenzgebieten der Frequenz findet Energiedissipation mit Schallabsorption statt, wobei mit wachsendem w ein stetiger Über- gang von V0 auf V^ stattfindet. Für die weitere Diskussion ist es von