( 449 ) 



van dien weg, dan geldt voor oppervlaktelading volgens vergel. (48) 

 en (50) mijner tweede verhandeling: 



2»Vc r ,X fö sinsT ... ds 

 ft =Lim c 2 -(oü ) | — dr I sin srsm as sin csr — \- 



t 2 r=aJ ' '-' ? J èT T S"^ 



o o 



co oo 



ö r rsinsT . . . ds 



-f- im - I d dx I — «ïn sr sim as sin est — . . . (39) 



o o 



en voor volumelading volgens (48) en (50') dierzelfde verhandeling: 



00 00 



2 Jt "a'c C £ rd sinsT / sin as — 



ascosas\' t ds 



\sincsr 1- 



O f f sin s T f sin as — as cos asy ds 



+ — \\> t .— dT I ) sin csr— (40) 



wj J T \ a's" J . s* 



o o 



Den grensovergang mag men in (39) pas doen plaats hebben na 

 uitvoering der integraties, en wel omdat de veldintensiteit discontinu 

 wordt, als men door de op de oppervlakte geconcentreerde lading 

 heengaat. Al schijnt het ook volgens (39) en (40), als of F afhankelijk 

 was van den aard der geheeïe voorafgaande beweging, daar de inte- 

 gratie gaat van t = O tot r = oo, toch komt het in werkelijkheid 

 slechts aan op een kort voor t gelegen tijdsinterval, zooals duidelijk 

 blijkt uit de verder uitgewerkte formules (54) en (54') mijner tweede 

 verhandeling. 



Voor rechtlijnige bewegingen vallen de richtingen van S en ü 

 samen. Bekommeren wij ons nu niet om de richting der beweging, 



dan kunnen wij stellen : — = 1 enfy = v t . Is verder de beweging 



stationair, dan wordt 



v t = v t -T = v , T = vr , 

 zoodat weg en snelheid niet meer van t afhangen, en in (39) en (40) 



— — O wordt. 



dt 



Wij brengen nu de constante factoren voor het integraalteeken 

 en drukken de differentiatie naar T uit door eene differentiatie naar 

 t. Zoo kunnen wij eenvoudiger dan boven schrijven : 



00 00 



2.T 2 rt 2 c^ c 1 — v* rds rd si? 



c % — v? , Cds / ; Co sin mr 



Lim I — sinsr.sin as I sin csr dr, . (41) 



o o 



