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Differentiirt man ferner B9), so erhält man für die Beschleunigung der relativen Trägheitsbewegung: 
0,2 u Vr 2 —(i l „ u Yr 2 —a 1 
(**) = 
\dt z ), 
W 2 + w 2 + 2 
au 
r Vr 2 + w 2 + 2 at 
woraus durch Substitution in 
P^ __ d-s /tf 2 s\ 
m dP \d t' z ) l 
und Berücksichtigung von 38) die erste Gleichung in 7) erhalten wird, nämlich: 
bd 2 s 
41) 
m 
(j£ + r °>*co*e) 
Damit sind die oben nur für die 4 Kardinalrichtungen gewonnenen Werthe unmittelbar für beliebige 
Bewegungsazimuthe abgeleitet. 
Aehnlich könnte man wohl auch bei Bewegungen auf der Kugelober fläche verfahren; indessen 
dürfte es wohl gestattet sein, in weit einfacherer Weise mit Hülfe der Betrachtung Seite 10 und 11 
unmittelbar von der rotirenden Scheibe zum Sphäroid überzugehen. —■ 
Wollte man aber auch nicht von dem hiermit angegebenen Wege zur strengen Ableitung der 
Werthe Pi und P„ Gebrauch machen, so ist doch zu bemerken, dass die Kenntniss der Eigenschaften der 
so leicht durch die Phantasie oder graphische Konstruktion reproducirbaren Trägheitskurven auch ohne jede 
Bechnung zu ganz wichtigen, noch mehr oder weniger unbekannten Resultaten führen kann. Leicht über 
zeugt man sich z. B., dass bei den Trägheitskurven der nördlichen Hemisphäre der Krümmungsmittelpunkt 
im Allgemeinen stets auf der rechten Seite des dieselben durchlaufenden Körpers liegt. Die Krümmung 
ist also nach der Ausdrucksweise der neueren Meteorologie eine anticyklonale. Bewegte sich ein Luftstrom 
in einer ebenfalls anticyklonalen, aber stärker gekrümmten Bahn ab c, so wäre die 
relative Centrifugalkraft grösser als bei der Bewegung in der Trägheitskurve; wegen 
dieses Ueberschusses wäre eine von links nach rechts gerichtete äussere Kraft bd 
(Centripetalkraft) erforderlich, damit diese Bewegung von Statten gehen könnte. Ist 
dagegen, wie gewöhnlich, die anticyklonale Krümmung der wirklichen Bahn gerin 
ger, als bei der Trägheitskurve (fbg der nebenstehenden Figur), so muss die erfor 
derliche äussere Kraft P e entgegengesetzt, von rechts nach links gerichtet sein. 
Eine andere äussere Kraft T r ist ferner in der Richtung der Bewegung erforderlich, 
um bei gleichförmiger Geschwindigkeit die Reibung zu überwinden. 
In Wirklichkeit werden also die Isobaren so verlaufen, dass sich eine 
Gradientkraft P als Resultirende von P K und r r ergiebt. Wie die durch den 
Ablenkungswinkel a bezeichnete Beziehung dieser Resultirenden P zur Bewegungs 
richtung mit der Krümmung der Bahn variirt, ist mit Rücksicht darauf, dass sich 
bei gleichbleibender Geschwindigkeit die Komponente r T nicht ändert, leicht zu 
übersehen, da nach dem Vorstehenden die andere Komponente P e zunächst nach 
rechts gerichtet ist, bei Bewegungen in der Trägheitskurve selbst verschwindet und dann mit abnehmender 
anticyklonaler Krümmung der Bahn in der entgegengesetzten Richtung mehr und mehr anwächst. Wie 
man sieht, läge auch die Richtung des wirklichen Gradienten P bei sehr starker anticyklonaler Krümmung 
der Bahn rechts von derselben, fällt bei Bewegungen in der Trägheitskurve mit dieser zusammen und 
weicht dann nach links von der Bewegungsrichtung ab. Bei Bewegungen in der Trägheitskurve erreicht 
P ein Minimum, und wird grösser in dem Maasse, als die anticyklonale Krümmung der Bahn geringer wird 
und schliesslich in die entgegengesetzte, die cyklonale, übergeht. Daraus ergiebt sich der allgemein (auch 
für die südliche Hemisphäre gültige) Satz: 
Unter sonst gleichen Verhältnissen (hinsichtlich der geographischen Breite, Geschwindig 
keit und Reibung) ist die cyklonale Krümmung der Windbahn von einem stärkeren Gra 
dienten und grösseren Ablenkungswinkel« begleitet, als die anticyklonale Krümmung. 
Lässt man umgekehrt die Reibungskoefficienten variiren, also die Komponente P r . so erkennt man 
sogleich: