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Wir setzen voraus, dass infolge des schnellen Verschlusses des Schiebers beim 
Punkte 0 das Wasser neben diesem Schieber angehalten wird und dieses Anhalten sich 
allmählich in der Röhre fortsetzt, wobei das Wasser zusammengedrückt wird und die Wände 
der Röhre sich ausdehnen. 
Wir scheiden in Gedanken eine Masse Wassers M aus, welche eingeschlossen ist 
zwischen 2 perpendiculären benachbarten Durchschnitten der Röhre A und 7>, und schreiben 
für diese Masse das Theorem über die Bewegung des Schwerpunkts: 
tzR 2 p - tz R' ü p * 2 7 z\p Bdx = — M 
wo R und R' die inneren Radien der Röhre in den Schnitten A und R, p und p die hydro¬ 
dynamischen Drucke in diesen Schnitten und v die Geschwindigkeit des Schwerpunkts der 
Masse Ж ist. 
Nehmen wir nun an, dass die Schnitte A und В unendlich nahe sind und ersetzen wir 
die Masse durch x ff p (! i, wo p die Dichtigkeit der Flüssigkeit ist, so finden wir, dass 
dp dv 
( 1 ). ~dx Po dt' 
Hier ist v die Geschwindigkeit in dem betrachteten Schnitte der Flüssigkeit, p 0 die 
Dichtigkeit des Wassers vor dem Stosse, die wir infolge der sehr geringen Zusammendrück- 
barkeit des Wassers statt p schreiben, und der totale Ditferentialquotient nach dei Zeit 
hat folgenden Ausdruck: 
± — A. _ у 1 
dt dt dx 
Wir bestimmen jetzt das Quantum der Flüssigkeit, welche im Laufe des Zeitelements 
dt in das Volumen hineinkommt, welches zwischen den Nebenschnitten A und R emge- 
schlossen ist, und schreiben: 
тс R' 2 p' v — tz R 2 ? v — 2 tz ^q R d x — — ^, 
woraus wir, übergehend zu unendlich nahen Schnitten, erhalten: 
dv _ 1 dp 2 dB 
(^) .. dx Po dt B 0 dt ’ 
wo R o der Wert von R vor dem Stosse ist. 
Wir benennen mit к den Modul der Elasticität des Wassers (das Verhältnis der Stei¬ 
gerung des Druckes zur Verminderung des Volumens, welches Verhältnis in Beziehung 
gebracht ist zur Einheit des Volumens), mitp o den Druck vor dem Stosse und schreiben. 
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