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fläche zusammen aus dem Gewicht d@ in (7), vermehrt um den 
Druck an der obern Endfläche, der aber hier, weil sich F' ebenfalls 
ändert, mit Fp—+ d(Fp) eingeführt werden muss. In dem Ausdruck 
für Fp fallen nun zunächst die endlichen Glieder weg. Setzt man 
dann g aus (5) und F' aus (6) ein, so hebt sich auch F, weg, und 
man erhält statt der vorigen Gleichung (1) jetzt: 
dip@ +] + 2 rdh=0. (8) 
Als Zusammenhang zwischen p und v wird man wieder den 
adiabatischen annehmen, und da die Gleichung der Adiabate ihre 
Gestalt ungeändert beibehält, auch wenn man v auf die Massen- 
einheit bezieht, so gilt Gleichung (2) hier ebenfalls. Ersetzt man 
aus ihr v in (8), so kann man (8) in die Gestalt bringen: 
pP = alpe+n]+ 2 p, “rran=0. (9) 
Um diese sichand Re zu können, muss man als neue 
Veränderliche 
ern Sr (10) 
einführen, denn damit geht (9) in 
ee IR: 
e de 4 05 P rer th) = dh = 0 (11) 
umzuformen, worin die Variabelen getrennt sind. Integriert man 
wieder von h—=0 bis h, sowie von x, bis x, und ersetzt man darauf 
umgekehrt nach (10) x durch p und h, so erhält man: 
(2) =( r Ya ee ER li f "ee 12) Be 2 
Ps \r+h "9-8: RT, a =, ( 
Hierin ist der Quotient R/g, für Luft gleich der Konstanten 
29,268 der Zustandsgleichung in der sonst üblichen Darstellung, in 
der v das Volumen der Gewichtseinheit bedeutet. 
Die Grenze der Atmosphäre wird jetzt erreicht, wenn in (12) 
= geschwungene Klammer verschwindet, und das geschieht, mit 
T, = 273, r= 6370 km und #«=1,4s, für H—= 27,807 km. Diese 
Höhe ist nur ganz unwesentlich grösser, als die vorhin aus (4) für 
unveränderliches g gefundene. Daher kann man erwarten, dass die 
Temperatur mit wachsender Höhe jetzt wieder, zwar nicht mehr 
streng, aber doch angenähert linear abnehmen werde, und eine Zahlen- 5 
rechnung bestätigt das auch. 
