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also insgesamt ein Feld 



Ez= '^(UxMv-UvMx) 



c • • 



erzeugt. Daraus folgt für ein beliebig gerichtetes Feld M und 

 eine beliebig gerichtete Geschwindigkeit u ein Feld 



E = '^ [uM 1 5. 



c 



wenn die Klammer das Vektorprodukt andeutet. Die Polarisa- 

 tion dieses Feldes ist 



£^E = "^ [uM] G. 



worin Soi H-o f^'*' Dielektrizitätskonstante und Permeabilität des 

 Äthers bedeuten. Die durch die zeitliche Änderung dieser Po- 

 larisation verursachte dynamische Wirkung auf die Randkurve s 

 ist es, die wir fälschlicherweise in Gleichung (3) mitberücksich- 

 tigt haben. Wir erhalten also links in Gleichung (3) den wahren 

 Wert M, wenn wir von der Polarisation sF die Polarisation s^K 

 subtrahieren. Also wird 



c/M.ds = ;^/(EEn-^^ |llM|,.)dS . . . A. 

 dt g c 



und analog folgt die entsprechende Gleichung aus (4): 



-c/E,ds = ^jVMu + '-^ |uE|n).I.S . . . B. 



dt 



S 



IL 



Es mögen jetzt andererseits die Vektoren Eo,Mo für unsere 

 Grundhypothesen 1 und 2 maßgebend sein. Die Dielektrizitäts- 

 konstante £ eines Mediums, wie wir sie experimentell bestim- 

 men, denken wir uns additiv aus der des .\lhers s„ und aus 

 einem der Materie spezifischen Anteil s — s^ bestehend. 

 Es bietet sich unserer Betrachtung jetzt dadurch ein neues Mo- 

 ment, daß Eo,Mo die Kraft auf eine im Äther ruhende Ladungs- 

 einheit bedeutet, während die Ladungen, die die Kraft erzeugen, 

 der Erfahrung gemäß sich mit der Materie bewegen. 



Wir schlagen zweckmäßig jetzt den umgekehrten Weg ein, 

 indem wir zunächst den reinen Äther betrachten. Demgemäß 

 müssen wir, wenn wir annehmen — und das entspricht am 

 besten unseren Grundhypothesen — , daß die Induktionswirkun- 

 gen füi- eine im jeweiligen Dielektrikum feste Fläche und deren 

 Randkurve gelten, auch eine im Äther ruhende Fläche So und 



