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E. Wiechert, Elektrodynamik. 
Diese addirt sich zu der Energie E 2 d t / 8 n des Aethers; wir erhalten daher für die gesammte 
elektrische Feldenergie in einem Dielektrikum die Formeln : 
(68) d E — E~ d t, E = ~ I D R 2 d r. 
O 71 O TC I 
Sie sagen aus, das die elektrische Feldenergie in einem Dielektrikum hei gleicher Vertheilung des 
elektrischen Vektors D - mal grösser ist als im freien Aether. 
Eine Anwendung dieses Satzes bietet die Bestimmung der mechanischen Kräfte, 
welche wegen der Elektrisirung zwischen Leitern in einem flüssigen Dielektrikum 
wirksam sind. Wir wissen, dass die Intensität des elektrischen Vektors bei gleich starker wahrer 
Elektrisirung D-mal geringer ist als im freien Aether. Die Feldenergie ist daher, wie die 
Gleichung (68) erkennen lässt, ebenfalls D-mal geringer. Machen wir nun mit Maxwell die An- 
nahme, dass ebenso wie im freien Aether die elektrischen Kräfte bei allen Verschiebungen des 
Systems auf die Materie gerade diejenige Energie übertragen, welche das Feld verliert, so folgt, 
dass in einem flüssigen Dielektrikum die mechanischen Kräfte bei gleicher wahrer Elektrisirung 
D-mal geringer sind als im freien Aether. — Da die scheinbare Elektrisirung D-mal geringer ist als 
die wahre, folgt weiter, dass die mechanischen Kräfte bei gleicher scheinbarer Elektrisirung D - mal 
grösser sind als im freien Aether. 
Dielektrische Nachwirkung. Wir legten unserer Theorie der Dielektrika die Annahme 
zu Grunde, dass die jeweiligen elektrischen Verschiebungen durch die augenblickliche elektrische 
Erregung des Aethers völlig bestimmt sei. Die Erscheinung der elastischen Nachwirkung lässt für 
eine Reihe von Stoffen, z. B. für die meisten Gläser, bedeutende Abweichungen von unseren Gesetzen 
erwarten, denn sie lehrt, dass unter der Einwirkung einer konstanten Kraft noch erhebliche nach- 
trägliche Aenderungen der molekularen Struktur erfolgen, sodass es nicht nur auf die augenblicklich 
wirkenden Kräfte, sondern auch auf die vorhergegangenen Aenderungen ankommt. Da wir in 
den elektrisirten Atomen nichts anderes als die gewöhnlichen Bausteine der Materie sehen, dürfen 
wir voraussetzen, dass die theoretischen Gesetze der elastischen Nachwirkung in passend veränderter 
Form auch für die elektrische Polarisation Anwendung finden können. Durch das bekannte Phänomen 
der Rückstandsbildung wird dieser Schluss in der That bestätigt. 
Dielektrische Verschiebung in Leitern. Auch in einigen (schlechten) Leitern ist 
durch das Experiment eine dielektrische Polaristation nachgewiesen worden. Man nimmt nach 
Maxwell an, das in erster Annäherung Leitung und Polarisation unabhängig neben einander 
hergehen. 
Vervollständigung der Theorie der stationären Ströme. 
Elektrisches Potential. Dieses stellt für jeden Punkt des Raumes eine gewisse Zahl 
vor; seine für uns in Betracht kommende Bedeutung erhellt aus folgendem Satz: Wird die Elektri- 
citätsmenge e von der Stelle a mit dem Potential <p a nach der Stelle b mit dem Potential fp b über- 
geführt, so leistet der Aether mittels der elektrischen Kräfte VI a die mechanische Arbeit : 
( 69 ) A = « (<f a — <p b ). 
Für die Einheit der Elektricität wird die Arbeit also direkt durch den Abfall des Potentiales angegeben. 
Die mechanische Kraft, welche der Aether auf das Element von Elektricität d e in der 
Richtung I ausübt, ist = d e Ex ; verschiebt sich de in der Richtung A um die unendlich kleine 
Strecke dA, so leistet der Aether die Arbeit de Ji x d A. Wenden wir daher (69) auf den Fall an, 
dass b in der Richtung A um d A von ci absteht, so ist A — d e Ex d A, und es ergiebt sich, wenn die 
zugehörige unendlich kleine Veränderung des Potentials <p b — <p a = d <f gesetzt wird, mittels (69) 
zunächst de Ex dl = — dedip und weiter dann: 
(70) 
Aus (70) folgt, dass der Vektor auf den „Niveauflächen“, d. h. den Flächen gleichen 
Potentials, überall senkrecht steht. 
