232 Prof. Dr. MARTIN HEIDENHAIN, 



c 



abermals mit der Kraft -^ gegen die Tiefe gezogen wird, so 



wird der gesamte Kohäsionsdruck zwischen O,, und O,,, gleich 



C C 

 -^ + -f) X, = C — X, kleiner als C — x sein. 



Betrachten wir auf die gleiche Weise die in der Richtung 



der Normalen hintereinander folgenden Moleküle O,,,, ()„„ und 



so fort, so werden die zugehörigen Kohäsionsdrucke gleich C — X2, 



C — X3, C — Xj und so fort sein, wobei Xj <; Xg <^ X3 <C x^ etc. 



ist. Die Kohäsionsdrucke nehmen also in der Richtung auf die 



freie Oberfläche fortwährend al) und sinken schliesslich bis auf 



C 

 den Wert ^ . Man könnte sich nun einfacher und kürzer dahin 



ausdrücken zu sagen: In der Richtung auf die freie Oberfläche 

 nehmen die anziehenden Massen bis auf die Hälfte ab (gemessen 

 durch Konstruktion der Wirkungssphären), also sinkt der 

 Kohäsionsdruck gleichfalls bis auf die Hälfte. 



Was wird nun hieraus zu folgern sein? Sicherlich eine ent- 

 sprechende Auflockerung der oberflächlichen Flüssigkeitsschichte. 

 Mithin schliesse ich mich in dieser Beziehung an Mensbrugghe, 

 Vi olle und einige andefe Autoren an, welche eine Ver- 

 dichtung der freien Flüssigkeitsoberfläche, wie sie manche 

 Forscher herleiten wollten, nicht anerkennen ; eine solche Ver- 

 dichtung ist in der Tat unmöglich. 



L a p 1 a c e leitete für eine ebene Füssigkeitsoberfläche folgende 

 Molekularwirkungen ab. Haben wir ein Molekül 0,, dessen 

 Wirkungssphäre teilweise ausserhalb der Flüssigkeit zu liegen 

 kommt (Fig. 3), so entspricht der zum Ausfall kommenden 

 Kalotte c d f auf der andern Seite die gleichgrosse Kalotte bei e. 

 Nun sind in der zwischen beiden Kalotten liegenden Kugelschichte 

 alle auf O wirkenden Anziehungskräfte paarweise einander gleich 

 und entgegengesetzt; also heben sie einander auf ('?). Da- 

 gegen werden die Anziehungskräfte des Raumes bei e nicht 



