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bediiigungen, iiber welche wir verschiedene Annahmen machen 

 können. 



Zu den Zustandsgrösseii tritt noch der funfdimensionale 

 Tensor S, welcher in dem von den Gleichungen (2) 1. c. 

 angegebenen Zusammenhang mit dem elastisch-materiellen 

 Tensor T steht. Indem wir uns der von mir in Ann. d. 

 Phys. 42 ^) entwickelten Gravitationstheorie anschliessen, 

 haben wir uns auf die Gleichungen (27) 1. c. zu stutzen. n ist 

 ein Fiinfervektor, welcher die Normalrichtung der Welt- 

 fläche angibt. Wir nehmen in diesem Aufsatz diese Normal- 

 richtung als ly-Richtung, so dass n,. = n^ = n. = n„ = O, 

 n„,^0. Wir haben dann nach (27) 1. c. 



(a) I S.,<, = — g;, 0,,, S„„, = — g,, *,„ 



Wie ich p. 13 1. c. bemerkt habe, ist ftir eine Theorie der 

 Materie die Annahme naheliegend, dass die Vektoren § und 

 cp2) den Tensor S vollständig bestimmen. Die Gleichungen, 

 welche die Komponenten von S durch die Komponenten von 

 § und ausdriicken, miissen natiirlich die Gleichungen (a) 

 enthalten, und deswegen machen wir den folgenden Ansatz: 



*) G. Nordström, Ann. d. Phys. 42, p. 533, 1913. 



*) Es ist zu bemerken, dass die raumzeitliclien Komponenten von 

 mit den gewöhnliclien elelitrodynamisclien Potentialen niclit identiscli zu 

 sein brauclien, denn wir können nicht behaupten, dass 



-\ 



öx dy ' ci7 ' öii 



gleicli nuU ist, wie fur die gewölinliclien elektrodynamischen Potentiale. 

 Fiir ein statisclies Feld liat man aber 



0x=0y=^x = O, 



d0u _ f)0w _ 

 ~öu ~ (III ~~ ' 



und deswegen sind in diesem speziellen Falle 0u und 0w gewölinliche 

 skalare Potentiale. Ähnlich wie hier liegen diese Verhältnisse in der M i e- 

 schen Theorie; vgl. G. Mie, Ann. d. Phys. 37, p. 511, 1912. 



