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dem Stelle der Flüssigkeit, s das spezifische Gewicht! 

 und h den senkrechten Höhenunterschied dieser zweiten 

 Stelle vom Flüssigkeilsspiegel bedeuten, auf den vorlie- 

 genden Fall an, so erhalt man das angeführte Ergebniss 

 sogleich mit der grössten Leichtigkeit. 



Zur Bestimmung der im Innern der flüssigen Masse 

 vorhandenen Bewegung ist dagegen diese Gleichung nicht 

 mehr hinreichend, indem hier die Wirkung der Zentrifu- 

 galkraft, von welcher oben gesprochen wurde, berück- 

 sichtigt werden muss. Durchschneidet man die Flüssig- 

 keit an irgend einer Stelle mit einer Fläche a'm'a, welche 

 von sammtlichen Elementarkanälen normal getroffen wird, 

 so wird man den durch a' gehenden Elementarkanal noch 

 als geradlinig ansehen können , während die übrigen um 

 so mehr gekrümmt sind, je näher sie bei dem untersten 

 Kanäle a,a liegen. Die Geschwindigkeit wird mithin in 

 dieser Normalfläche bei a' am grösten, gegen a hin im- 

 mer kleiner, und bei a selbst, wo sie gleich v, ist, am 

 kleinsten sein. Bezeichnet man die Geschwindigkeit bei 

 a' und m' mit v und v', die Bogenlängen aW und a'a mit 

 b' und b, und den Krümmungshalbmesser irgend eines 

 Elementarkanales bei seinem Durchgange durch a'a mit r, 

 so hat man zufolge der genannten Abhandlung über die 

 Bewegung der Flüssigkeiten: 



v C b ' <M>' 



logn-=J o -. 



Führt man nun für r eine passende Funktion von b' ein , 

 deren Werth für den Punkt a' unendlich gross und für 

 a gleich dem Krümmungshalbmesser R des untersten Ele- 

 mentarkanales wird. z. B. r = Rp-, so erhält man aus 



b 



obiger Formel : 



. v (bO 2 . v' b 2 — Tb') 2 



° v, 2bR ' aer ,0bn v, ~~ 2 b R * 



